Радіоактивність (стр. 2 из 4)
Імовірність проникнення a- частинок крізь потенціальний бар’єр визначається його прозорістю Д. При цьому стала радіоактивного розпаду l, яка визначає імовірність розпаду за одиницю часу, дорівнює добутку “ прозорості “ бар’єра на число зіткнень na- частинки з внутрішніми стінками бар’єра, тобто
l = Д n, (3.2.2.3)
, (3.2.2.4)де ma- маса частинки, r – ширина потенціального бар’єра; n – число ударів a- частинки об стінку потенціального бар’єра; Д – прозорість бар’єра у цьому місці.
Мала прозорість Д бар’єра для проникнення крізь нього a- частинки пояснює малу імовірність a- перетворення (мала стала розпаду l) і великий період піврозпаду. Це і є пояснення закону Гейгера – Неттола.
При a- розпаді дочірнє ядро, як правило, перебуває у збудженому стані і енергетично є нестабільним. Перехід з такого збудженого стану в нормальний стан супроводжується випромінюванням g-квантів. Середній час збудженого стану не перевищує 10-13 с.
Дискретний спектр a- випромінювання характеризує енергетичну структуру ядра атома. Пояснити дискретний спектр a- випромінювання можна, виходячи лише із оболонкової моделі будови атомного ядра.
б). Закономірності b- розпаду
Бета-розпад ядер радіоактивних елементів почали вивчати незабаром після відкриття радіоактивності. Відомі три види b-розпаду. Серед них b--розпад, b+- розпад і К-захват. Експериментально було встановлено, що b- випромінювання складається з електронів або позитронів і що ці види випромінювання супроводжуються випусканням нейтрино або антинейтрино. Нейтрино – це елементарна частинка з нульовим електричним зарядом і масою спокою рівною нулю. Нейтрино має півцілий спін подібно до електрона. Аналогічні характеристики має антинейтрино.
Правила зміщення для різних видів b- розпаду можна записати так:
а). електронний b- розпад
(3.2.2.5)б). позитронний b- розпад
(3.2.2.6)в). К-захват, або захват ядром електрона з К-оболонки
(3.2.2.7)де
материнське ядро; 
дочірнє ядро; 
електрон; 
позитрон; 
антинейтрино; 
нейтрино.Для пояснення різних видів β-радіоактивності прийшлось подолати значні труднощі. Перш за все слід було обґрунтувати походження електронів в процесі b-розпаду. Протонно-нейтронна будова ядра усуває вилітання з ядра електронів оскільки їх там немає.
Сучасна теорія b- розпаду ґрунтується на теорії, розробленій Фермі в 1931 р. Фермі у цій теорії стверджує, що протон або нейтрон можуть взаємно перетворюватись в пару частинок позитрон-нейтрино або електрон-антинейтрино. Така пара частинок породжується в ядрі дякуючи слабким взаємодіям подібно тому, як випромінюється фотон за рахунок електромагнітних взаємодій. При цьому слід мати на увазі, що до процесу b-розпаду всередині ядра немає ні електрона ні нейтрино.
Найпростішим прикладом b- розпаду є перетворення вільного нейтрона в протон з періодом піврозпаду 12 хв.:
(3.2.2.8)де
антинейтрино; 
електрон.Такі перетворення нейтронів в протони були виявлені ще у 1950 році при дослідженні потужних нейтронних пучків атомних реакторів.
Процес перетворення нейтрона в протон в ядрах атомів супроводжується виконанням законів збереження електричних зарядів, імпульсу, масових чисел, лептонних зарядів та ін. Крім того, таке перетворення енергетично можливе, тому що маса нейтрона в спокої перевищує масу атома водню, тобто протона і електрона разом узятих. Різниця в масах нейтрона й протона з електроном дорівнює 0.782 МєВ. За рахунок цієї енергії може відбуватись самочинне перетворення нейтрона в протон.
При позитронному розпаді, тобто процесі перетворення одного із протонів ядра в нейтрон, недостаток енергії для такого перетворення доповнюється ядром
(3.2.2.9)де
нейтрино, відрізняється від антинейтрино лише знаком лептонного заряду (для нейтрино –1, а для антинейтрино +1).Випадків перетворення вільного протона в нейтрон з випромінюванням нейтрино й позитрона поки що не спостерігалось. Такі перетворення заборонені законом збереження маси ( баріонного заряду ).
Третій вид b- радіоактивності – електронне захоплення було відкрите ще у 1937 році американськими фізиками. Цей вид радіоактивності полягає в тому, що ядром можуть бути захоплені електрони з електронної оболонки власного атома. При цьому це можуть бути K-, L-, M- електрони. Те, що такий процес можливий, пояснюється в квантовій механіці. З квантової точки зору електронних орбіт в атомах не існує через хвильові властивості електронів. Перебування електронів на оболонках має імовірнісний характер. Перебування електронів біля ядра і навіть у ядрі законами квантової механіки не забороняється. Тому в тих випадках, коли материнське ядро дещо перенасичене протонами, можливий електронний захват згідно з схемою:
(3.2.2.10)Електронний захват завжди супроводжується рентгенівським випромінюванням.
Енергетичний спектр b- випромінювання є завжди суцільним з різкою межею для деякої максимальної енергії Еmax (рис.3.2.2.).
Гіпотеза про те, що b- частинки народжуються лише певних енергій, а потім частину її втрачають при вилітанні з ядер, не підтверджується експериментально. Все пояснюється дуже просто: це перш за все процес народження двох частинок – електрона й антинейтрино або позитрона й нейтрино. У випадку, коли електрон має енергію Еmax, антинейтрино має енергію рівну нулю. Між двома частинками в процесі радіоактивного розпаду енергія розподіляється довільно.
3.2.3 Гамма-випромінювання. Взаємодії g- променів з речовиною
Якщо ядро збуджене і знаходиться в стані з більш високою енергією, то воно може самочинно перейти на більш низький енергетичний рівень, випустивши при цьому фотон. Відстані між енергетичними рівнями ядер складають величину порядку 1-2 МеВ. Тому енергії фотонів, які випускаються ядрами, в сотні і тисячі разів перевищують енергію фотонів атомних оболонок. Такі високо енергетичні фотони, які випускаються ядрами атомів, називаються гамма-фотонами або гамма-квантами.
Установлено, що гамма-випромінювання ядер не є самостійним видом радіоактивності. Цей вид випромінювання завжди супроводжується a- і b- випромінюванням. Гамма-кванти є продуктом випромінювання не материнських а дочірніх ядер. За проміжок часу 10-13 – 10-14с дочірнє ядро переходить у нормальний або у менш збуджений стан, випромінюючи при цьому g- кванти строго відповідних енергій. Тому спектр g- випромінювання має дискретний характер.
При g- випромінюванні масове число А і зарядове число Z не змінюються, тому таке випромінювання не описується жодним правилом зміщення. При радіоактивних розпадах різних ядер g- кванти можуть мати енергію від 10 кеВ до 5 МеВ .
Гамма-кванти мають нульову масу спокою, а тому не сповільнюються середовищем. При проходженні g- квантів через середовище вони можуть або поглинатись, або розсіюватись.
Гамма-промені відносяться до сильно проникаючого випромі-нювання в речовині. Проходячи крізь речовину γ- кванти взаємодіють з атомами, електронами і ядрами, у результаті чого їх інтенсивність зменшується.
Знайдемо закон ослаблення паралельного моноенергетичного пучка γ- квантів у плоскій мішені. Нехай на поверхню плоскої мішені перпендикулярно до неї падає потік γ- квантів Іо (рис.2.3). Ослаблення пучка в речовині викликається поглинанням і розсіюванням γ- квантів.
Рис.2.3
Розсіяний γ- квант втрачає частину своєї енергії при зіткненні з електронами і змінює напрямок свого поширення. На відстані х від зовнішньої поверхні потік γ- квантів ослабляється до величини І(х). У тонкому шарі мішені товщиною dx з потоку виводиться dІ γ- квантів. Величина dІ пропорційна потоку І(х)на поверхні шару і товщині шару dx:
. (3.2.3.1)Знак мінус у правій частині рівняння показує, що в шарі потік зменшується на dІ γ- квантів. Перепишемо це рівняння у вигляді:
. (3.2.3.2)Коефіцієнт пропорційності μ називають повним лінійним коефіцієнтом ослаблення. Він має розмірність см-1 і чисельно дорівнює долі моноенергетичних γ- квантів, які вибувають з паралельного пучка на одиниці шляху випромінювання в речовині. Повний лінійний коефіцієнт ослаблення залежить від густини, порядкового номера речовини, а також від енергії γ- квантів: