Og henfaldet er repræsenteret ved reaktionsligningen GDS. Radioaktive transformationer

Det ved du allerede i midten af det 20. århundrede. problemet opstod med at finde nye energikilder. I denne henseende tiltrak termonukleare reaktioner videnskabsmænds opmærksomhed.

Termonuklear reaktion er fusionsreaktionen af lette kerner (såsom brint, helium osv.), der forekommer ved temperaturer fra titusinder til hundreder af millioner grader.

Skabelse høj temperatur nødvendigt for at give kernerne tilstrækkelig stor kinetisk energi - kun under denne betingelse vil kernerne være i stand til at overvinde kræfterne fra elektrisk frastødning og komme tæt nok på til at falde ind i kernekræfternes virkezone. Ved så små afstande overstiger kræfterne af nuklear tiltrækning væsentligt kræfterne af elektrisk frastødning, på grund af hvilken syntese (dvs. fusion, association) af kerner er mulig.

I § 58 blev det ved at bruge eksemplet med uran vist, at energi kan frigives under fission af tunge kerner. I tilfælde af lette kerner kan energi frigives under den omvendte proces - under deres fusion. Desuden er reaktionen af fusion af lette kerner energetisk mere gunstig end reaktionen ved fission af tunge kerner (hvis vi sammenligner den frigivne energi pr. nukleon).

Et eksempel på en termonukleær reaktion er fusionen af brintisotoper (deuterium og tritium), hvilket resulterer i dannelsen af helium og emission af en neutron:

Dette er den første termonukleare reaktion, som det er lykkedes forskerne at udføre. Det blev implementeret i termonuklear bombe og var af ukontrollerbar (eksplosiv) karakter.

Som allerede nævnt kan termonukleære reaktioner forekomme med frigivelsen af stor mængde energi. Men for at denne energi kan bruges til fredelige formål, er det nødvendigt at lære, hvordan man udfører kontrollerede termonukleare reaktioner. En af de største vanskeligheder ved at udføre sådanne reaktioner er at indeholde højtemperaturplasma (næsten fuldstændig ioniseret gas) inde i installationen, hvor kernefusion finder sted. Plasmaet bør ikke komme i kontakt med væggene i installationen, hvor det er placeret, ellers vil væggene blive til damp. I øjeblikket bruges meget stærke magnetiske felter til at begrænse plasma i et begrænset rum i en passende afstand fra væggene.

Termonukleare reaktioner spiller en vigtig rolle i universets udvikling, især i transformationerne kemikalier i den.

Takket være termonukleare reaktioner, der opstår i Solens dybder, frigives energi, der giver liv til jordens indbyggere.

Vores sol har udstrålet lys og varme ud i rummet i næsten 4,6 milliarder år. Naturligvis har videnskabsmænd til enhver tid været interesseret i spørgsmålet om, hvad der er "brændstof", på grund af hvilket Solen producerer en enorm mængde energi i så lang tid.

Der var forskellige hypoteser om denne sag. En af dem var, at energi i Solen frigives som et resultat kemisk reaktion forbrænding. Men i dette tilfælde, som beregninger viser, kunne Solen kun eksistere i et par tusinde år, hvilket modsiger virkeligheden.

Den oprindelige hypotese blev fremsat i midten af det 19. århundrede. Det var den stigning indre energi og den tilsvarende stigning i solens temperatur opstår på grund af et fald i dens potentiel energi under gravitationskompression. Det viste sig også at være uholdbart, da Solens levetid i dette tilfælde øges til millioner af år, men ikke til milliarder.

Antagelsen om, at frigivelsen af energi i Solen sker som et resultat af termonukleære reaktioner på den, blev lavet i 1939 af den amerikanske fysiker Hans Bethe.

De foreslog også den såkaldte brint kredsløb, dvs. en kæde af tre termonukleære reaktioner, der fører til dannelsen af helium fra brint:

hvor er en partikel kaldet en "neutrino", som betyder "lille neutron" på italiensk.

For at producere de to kerner, der er nødvendige for den tredje reaktion, skal de to første forekomme to gange.

Du ved allerede, at i overensstemmelse med formlen E = mс 2, da den indre energi i en krop falder, falder dens masse også.

For at forestille sig den kolossale mængde energi, Solen mister som følge af omdannelsen af brint til helium, er det nok at vide, at Solens masse falder med flere millioner tons hvert sekund. Men trods tabene skulle brintreserverne på Solen holde i yderligere 5-6 milliarder år.

De samme reaktioner forekommer i det indre af andre stjerner, hvis masse og alder kan sammenlignes med Solens masse og alder.

Spørgsmål

Hvilken reaktion kaldes termonukleær? Giv et eksempel på en reaktion.
Hvorfor er termonukleære reaktioner kun mulige ved meget høje temperaturer?
Hvilken reaktion er energimæssigt mere gunstig (pr. nukleon): sammensmeltningen af lette kerner eller spaltningen af tunge?
Hvad er en af de største vanskeligheder ved at udføre termonukleare reaktioner?
Hvilken rolle spiller termonukleare reaktioner i eksistensen af liv på Jorden?
Hvad er kilden til solenergi ifølge moderne ideer?
Hvor længe skal tilførslen af brint på Solen vare, ifølge videnskabsmænds beregninger?

Det her er interessant...

Elementære partikler. Antipartikler

Partikler, der udgør atomer forskellige stoffer- elektron, proton og neutron - kaldet elementær. Ordet "elementær" antydede, at disse partikler er primære, enkleste, yderligere udelelige og uforanderlige. Men det viste sig hurtigt, at disse partikler slet ikke er uforanderlige. De har alle evnen til at forvandle sig til hinanden, når de interagerer.

Derfor bruges i moderne fysik udtrykket "elementarpartikler" normalt på en anden måde. nøjagtige værdi, og for navnet stor gruppe små partikler stof, der ikke er atomer eller atomkerner (undtagelsen er protonen, som er kernen i et brintatom og samtidig tilhører elementarpartikler).

I øjeblikket er mere end 350 forskellige elementære partikler. Disse partikler er meget forskellige i deres egenskaber. De kan afvige fra hinanden i masse, tegn og størrelse elektrisk ladning, levetid (det vil sige tiden fra det øjeblik en partikel dannes til det øjeblik den forvandles til en anden partikel), gennemtrængende evne (det vil sige evnen til at passere gennem stof) og andre egenskaber. For eksempel er de fleste partikler "kortlivede" - de lever ikke mere end to milliontedele af et sekund, mens den gennemsnitlige levetid for en neutron uden for atomkernen er 15 minutter.

Den vigtigste opdagelse inden for elementarpartikelforskning blev gjort i 1932, da den amerikanske fysiker Carl David Anderson opdagede et spor af en ukendt partikel i et skykammer placeret i et magnetfelt. Baseret på arten af dette spor (krumningsradius, bøjningsretning osv.), har videnskabsmænd fastslået, at det var efterladt af en partikel, som er som en elektron med en positiv elektrisk ladning. Denne partikel blev kaldt en positron.

Det er interessant, at et år før den eksperimentelle opdagelse af positronen, blev dens eksistens teoretisk forudsagt af den engelske fysiker Paul Dirac (eksistensen af netop sådan en partikel fulgte af den ligning, han udledte). Desuden forudsagde Dirac de såkaldte udslettelsesprocesser (forsvinden) og fødslen af et elektron-positron-par. Annihilation er, at en elektron og en positron forsvinder ved mødet og bliver til γ-kvanter (fotoner). Og når et γ-kvante kolliderer med en hvilken som helst massiv kerne, fødes et elektron-positron-par.

Begge disse processer blev første gang observeret eksperimentelt i 1933. Figur 166 viser sporene af en elektron og en positron dannet som et resultat af kollisionen af et y-kvante med et blyatom under passagen af γ-stråler gennem en blyplade. Forsøget blev udført i et skykammer placeret i et magnetfelt. Den samme krumning af sporene indikerer den samme masse af partikler, og krumningen i forskellige sider- O modsatte tegn elektrisk ladning.

Ris. 166. Spor af et elektron-positron-par i et magnetfelt

I 1955 blev endnu en antipartikel opdaget - antiprotonen (hvis eksistensen også fulgte af Diracs teori), og lidt senere - antineutronen. En antineutron, ligesom en neutron, har ingen elektrisk ladning, men den hører uden tvivl til antipartikler, da den deltager i udslettelsesprocessen og fødslen af et neutron-antineutron-par.

Muligheden for at opnå antipartikler førte videnskabsmænd til ideen om at skabe antistof. Antistof atomer bør bygges på denne måde: I midten af atomet er der en negativt ladet kerne, bestående af antiprotoner og antineutroner, og positroner kredser om kernen. Generelt er atomet neutralt. Denne idé fik også strålende eksperimentel bekræftelse. I 1969, ved protonacceleratoren i Serpukhov, opnåede sovjetiske fysikere kerner af antiheliumatomer.

På nuværende tidspunkt er antipartikler af næsten alle kendte elementarpartikler blevet opdaget eksperimentelt.

Kapitel oversigt. Det vigtigste

Nedenfor er givet fysiske begreber og fænomener. Rækkefølgen af fremstilling af definitioner og formuleringer svarer ikke til rækkefølgen af begreber mv.

Kopier navnene på begreberne ind i din notesbog, og skriv dem i firkantede parenteser. serienummer definition (formulering) svarende til dette begreb.

Radioaktivitet;
nuklear (planetarisk) model af atomets struktur;
atomkerne;
radioaktive transformationer af atomkerner;
eksperimentelle metoder til at studere partikler i atomare og kernefysik ;
nukleare styrker;
nuklear bindende energi;
massedefekt af atomkernen;
kædereaktion;
atomreaktor ;
miljø- og sociale problemer problemer som følge af brugen af atomkraftværker;
absorberet dosis af stråling.

Registrering af partikler ved hjælp af en geigertæller, undersøgelse og fotografering af partikelspor (inklusive dem, der deltager i nukleare reaktioner) i et skykammer og et boblekammer.
Tiltrækningskræfterne, der virker mellem nukleoner i atomkernerne og væsentligt overstiger kræfterne ved elektrostatisk frastødning mellem protoner.
Den minimale energi, der kræves for at opdele en kerne i individuelle nukleoner.
Spontan emission af radioaktive stråler fra atomer af visse grundstoffer.
En enhed designet til at udføre en kontrolleret kernereaktion.
Består af nukleoner (dvs. protoner og neutroner).
Radioaktivt affald, muligheden for ulykker, fremme af spredningen af atomvåben.
Et atom består af en positivt ladet kerne placeret i dets centrum, omkring hvilken elektroner kredser i en afstand væsentligt større end kernens størrelse.
Transformation af en kemisk element i den anden, under α- eller β-henfald, som et resultat af hvilket kernen i det oprindelige atom undergår ændringer.
Forskellen mellem summen af masserne af de nukleoner, der danner en kerne, og massen af denne kerne.
En selvopretholdende fissionsreaktion af tunge kerner, hvor neutroner kontinuerligt produceres, som deler flere og flere nye kerner.
Energi ioniserende stråling, absorberet af det udsendte stof (især kropsvæv) og beregnet pr. masseenhed.

Test dig selv

7.1. Fænomenologisk betragtning. Alfa-henfald er en spontan proces med transformation af en kerne ( EN, Z) til kernen ( EN– 4, Z– 2) med emission af en helium-4 kerne ( α -partikler):

Ifølge betingelse (5.1) er en sådan proces mulig, hvis α-henfaldsenergien

Når vi udtrykker kernens hvileenergi gennem summen af nukleonernes hvileenergier og kernens bindingsenergi, omskriver vi ulighed (7.1) i følgende form:

Resultat (7.2), som kun omfatter kernernes bindingsenergier, skyldes, at under α-henfald ikke kun samlet antal nukleoner, men også antallet af protoner og neutroner hver for sig.

Lad os overveje, hvordan α-henfaldsenergien ændrer sig E α ved ændring af massenummer EN. Ved at bruge Weizsäcker-formlen for kerner, der ligger på den teoretiske stabilitetslinje, kan man opnå afhængigheden præsenteret i fig. 7.1. Det kan ses, at der inden for rammerne af dråbemodellen bør observeres α-henfald for kerner med EN> 155, og henfaldsenergien vil monotont stige med stigende EN.

Den samme figur viser det virkelige forhold E α fra EN, konstrueret ved hjælp af eksperimentelle data om bindingsenergier. Ved at sammenligne de to kurver kan du se, at drypmodellen kun formidler den generelle tendens til forandring E α. Faktisk er det letteste radionuklid, der udsender alfapartikler, 144 Nd, dvs. den faktiske region af α-radioaktivitet er noget bredere end forudsagt af den semi-empiriske formel. Dertil kommer henfaldsenergiens afhængighed af EN er ikke monoton, men har maxima og minima. De mest udtalte maksima forekommer i områderne EN= 140-150 (sjældne jordarter) og EN= 210-220. Udseendet af maksima er forbundet med fyldningen af neutron- og protonskallene i datterkernen til det magiske tal: N= 82 og Z= 82. Som bekendt svarer fyldte skaller til unormalt høje bindingsenergier. Derefter, ifølge modellen for nukleonskaller, energien af α-henfald af kerner med N eller Z, lig med 84 = 82 + 2, vil også være unormalt høj. På grund af skaleffekten begynder regionen med α-radioaktivitet med Nd ( N= 84), og for langt størstedelen af α-aktive kerner Z 84.

En stigning i antallet af protoner i kernen (ved konstant EN) fremmer α-henfald, fordi øger den relative rolle af Coulomb frastødning, som destabiliserer kernen. Derfor vil energien af α-henfald i en række isobarer stige med stigende antal protoner. En stigning i antallet af neutroner har den modsatte effekt.

For kerner overbelastet med protoner kan β + -henfald eller elektronindfangning blive konkurrerende processer, dvs. processer, der fører til et fald Z. For kerner med et overskud af neutroner er den konkurrerende proces β – -henfald. Starter fra massenummer EN= 232, tilføjes spontan fission til de anførte henfaldstyper. Konkurrerende processer kan forekomme så hurtigt, at det ikke altid er muligt at observere α-henfald på baggrund af deres baggrund.

Lad os nu overveje, hvordan henfaldsenergien er fordelt mellem fragmenter, dvs. α-partikel og datterkerne, eller rekylkerne. Det er indlysende

, (7.3)

Hvor T α- kinetisk energi af α-partiklen, T i.o.– kinetisk energi af datterkernen (rekylenergi). Ifølge loven om bevarelse af momentum (som er lig med nul i tilstanden før henfald) får de resulterende partikler momentum lig med absolut værdi og modsat i fortegn:

Lad os bruge fig. 7.1, hvoraf det følger, at α-henfaldsenergien (og derfor den kinetiske energi af hver partikel) ikke overstiger 10 MeV. En α-partikels hvileenergi er omkring 4 GeV, dvs. hundredvis af gange mere. Datterkernens hvileenergi er endnu større. I dette tilfælde, for at etablere forholdet mellem kinetisk energi og momentum, kan man bruge forholdet mellem klassisk mekanik

Ved at erstatte (7.5) med (7.3) får vi

. (7.6)

Af (7.6) følger, at hovedparten af henfaldsenergien føres bort af det letteste fragment - α-partiklen. Ja, hvornår EN= 200 giver datterkernen kun 2 % af E α.

Den entydige fordeling af henfaldsenergi mellem to fragmenter fører til, at hvert radionuklid udsender alfapartikler af strengt definerede energier, eller med andre ord, alfaspektre er diskret. Takket være dette kan et radionuklid identificeres ved energien fra α-partikler: spektrallinjerne tjener som en slags "fingeraftryk". Desuden, som eksperimentet viser, indeholder α-spektre meget ofte ikke én, men flere linjer med forskellige intensiteter med lignende energier. I sådanne tilfælde taler vi om fin strukturα-spektrum (fig. 7.2).

For at forstå oprindelsen af den fine struktureffekt skal du huske, at α-henfaldsenergien ikke er andet end forskellen mellem energiniveauerne i mor- og datterkernerne. Hvis overgangen kun skete fra grundtilstanden af moderkernen til grundtilstanden for datterkernen, ville α-spektrene for alle radionuklider kun indeholde én linje. I mellemtiden viser det sig, at overgange fra moderkernens grundtilstand også kan forekomme i exciterede tilstande.

Halveringstiden for α-emittere varierer meget: fra 10 – 7 sekunder til 10 17 år. Tværtimod ligger energien af udsendte α-partikler i et snævert område: 1-10 MeV. Sammenhæng mellem henfaldskonstant λ og energi af α-partikler Tα er givet Geigers lov–Nettola, hvoraf en af registreringsformerne er:

, (7.7)

Hvor MED 1 og MED 2 – konstanter, der ændrer sig lidt, når man bevæger sig fra kerne til kerne. I dette tilfælde svarer en stigning i energien af a-partikler med 1 MeV til et fald i halveringstiden med flere størrelsesordener.

7.2. Passage af α-partikler gennem en potentiel barriere. Før fremkomsten af kvantemekanikken blev der ikke givet nogen teoretisk forklaring på en så skarp afhængighed λ fra Tα. Desuden virkede selve muligheden for, at alfapartikler undslipper fra kernen med energier, der er væsentligt lavere end højden af de potentielle barrierer, som blev bevist at omgive kernerne, mystisk. For eksempel viste forsøg på spredning af α-partikler af 212 Po med en energi på 8,78 MeV på uran, at der nær urankernen ikke er nogen afvigelser fra Coulombs lov; dog udsender uran alfapartikler med en energi på kun 4,2 MeV. Hvordan trænger disse α-partikler gennem en barriere, hvis højde er mindst 8,78 MeV, og i virkeligheden endnu højere?

I fig. 7.3 viser afhængigheden af potentiel energi U positivt ladet partikel fra afstanden til kernen. I området r > R mellem partiklen og kernen er der kun elektrostatiske frastødningskræfter i området r < R Mere intense nukleare tiltrækningskræfter hersker, der forhindrer partiklen i at undslippe fra kernen. Resulterende kurve U(r) har et skarpt maksimum i regionen r ~ R, kaldet Coulomb potentiel barriere. Afspærringshøjde

, (7.8)

Hvor Z 1 og Z 2 – ladninger af den udsendte partikel og datterkernen, R– radius af kernen, som i tilfælde af α-henfald tages lig med 1,57 EN 1/3 fm. Det er let at beregne, at for 238 U vil højden af Coulomb-barrieren være ~ 27 MeV.

Emissionen af α-partikler (og andre positivt ladede nukleonformationer) fra kernen forklares ved kvantemekanisk tunneleffekt, dvs. en partikels evne til at bevæge sig i et klassisk forbudt område mellem vendepunkter, hvor T < U.

For at finde sandsynligheden for, at en positivt ladet partikel passerer gennem en Coulomb potentialbarriere, betragter vi først en rektangulær breddebarriere -en og højder V, hvorpå en partikel med energi falder E(Fig. 7.4). Uden for barrieren i region 1 og 3 ser Schrödinger-ligningen ud

og ind indre område 2 hvordan

Løsningen er plane bølger

Amplitude EN 1 svarer til et bølgeindfald på barrieren, I 1 – bølge reflekteret fra barrieren, EN 3 – en bølge, der har passeret gennem barrieren (da den transmitterede bølge ikke længere reflekteres, vil amplituden I 3 = 0). Siden E < V,

størrelse q– rent imaginært, og bølgefunktionen under barrieren

Det andet led i formel (7.9) svarer til en eksponentielt voksende bølgefunktion og vokser derfor med stigende X sandsynlighed for at opdage en partikel under barrieren. I denne henseende værdien I 2 kan ikke være stor i forhold til EN 2. Derefter sætter I 2 er simpelthen lig nul, vi har

. (7.10)

Gennemsigtighedskoefficient D barriere, dvs. sandsynligheden for at finde en partikel, der oprindeligt var i region 1 i region 3, er simpelthen forholdet mellem sandsynligheden for at finde partiklen i punkter X = EN Og X= 0. Hertil er kendskab til bølgefunktionen under barrieren tilstrækkelig. Som et resultat

. (7.11)

Lad os yderligere forestille os en potentiel barriere af vilkårlig form som et sæt N rektangulære potentielle barrierer med højde V(x) og bredde Δ x(Fig. 7.5). Sandsynligheden for at en partikel passerer gennem en sådan barriere er produktet af sandsynligheden for at passere alle barrierer efter hinanden, dvs.

I betragtning af barrierer af uendelig lille bredde og overgang fra summering til integration, får vi

(7.12)

Grænser for integration x 1 og x 2 i formel (7.12) svarer til klassiske vendepunkter, hvor V(x) = E, mens partiklens bevægelse i regionerne x < x 1 og x > x 2 betragtes som gratis.

For Coulomb potentialbarrieren, beregningen D i henhold til (7.12) kan udføres nøjagtigt. Dette blev først gjort af G.A. Gamow i 1928, dvs. selv før opdagelsen af neutronen (Gamow mente, at kernen består af alfapartikler).

For en α-partikel med kinetisk energi T i artens potentiale u/r udtrykket for barritager næste visning:

, (7.13)

og meningen ρ er bestemt af lighed T = u/ρ . Integral i eksponenten efter substitution ξ = r 1/2 har en form, der er praktisk til integration:

Sidstnævnte giver

Hvis højden af Coulomb-barrieren er væsentligt større end energien af α-partiklen, så ρ >> R. I dette tilfælde

. (7.14)

Substituerer (7.14) i (7.13) og tager højde for det ρ = BR/T, får vi

. (7.15)

I det generelle tilfælde, når højden af Coulomb-barrieren er sammenlignelig med energien af den udsendte partikel, vil gennemsigtighedskoefficienten D er givet ved følgende formel:

, (7.16)

hvor er den reducerede masse af to flyvende partikler (for en α-partikel er den meget tæt på sin egen masse). Formel (7.16) giver for 238 U værdien D= 10 –39, dvs. sandsynligheden for a-partikeltunneling er ekstremt lav.

Resultat (7.16) blev opnået for sagen central spredning partikler, dvs. sådan når en α-partikel udsendes af kernen strengt i radial retning. Hvis sidstnævnte ikke finder sted, så bliver vinkelmomentet båret bort af α-partiklen ikke lig med nul. Så når man regner D en justering relateret til tilstedeværelsen af yderligere centrifugalbarriere:

, (7.17)

Hvor l= 1, 2, 3 osv.

Mening U c(R) kaldes højden af centrifugalbarrieren. Eksistensen af en centrifugalbarriere fører til en stigning i integralet i (7.12) og et fald i gennemsigtighedskoefficienten. Centrifugalbarriereeffekten er dog ikke for stor. For det første siden systemets rotationsenergi i udvidelsesøjeblikket U c(R) kan ikke overstige α-henfaldsenergien T, da oftest, og højden af centrifugalbarrieren ikke overstiger 25 % af Coulomb-barrieren. For det andet skal det tages i betragtning, at centrifugalpotentialet (~1/ r 2) falder meget hurtigere med afstanden end Coulomb (~1/ r). Som et resultat er sandsynligheden for emission af en α-partikel med l≠ 0 har praktisk talt samme størrelsesorden som for l = 0.

Mulige værdier l er bestemt af udvælgelsesregler for vinkelmomentum og paritet, som følger af de tilsvarende bevarelseslove. Da spin af α-partiklen er nul, og dens paritet er positiv, så

(indeks 1 og 2 refererer til henholdsvis mor- og datterkernerne). Ved hjælp af regler (7.18) er det ikke svært at fastslå f.eks., at α-partikler på 239 Pu (Fig. 7.2) med en energi på 5,157 MeV kun udsendes under central ekspansion, mens det for α-partikler med energier på 5,144 og 5,016 MeV l = 2.

7.3. α-henfaldshastighed. Sandsynligheden for α-henfald som en kompleks begivenhed er produktet af to størrelser: sandsynligheden for dannelsen af en α-partikel inde i kernen og sandsynligheden for at forlade kernen. Processen med dannelse af a-partikler er rent nuklear; det er ret svært at beregne nøjagtigt, da det har alle de vanskeligheder, som et nukleart problem. Ikke desto mindre, for den enkleste vurdering, kan vi antage, at α-partikler i kernen eksisterer, som de siger, "i færdiglavet form." Lade v– α-partiklens hastighed inde i kernen. Så vil det dukke op på overfladen n en gang pr. tidsenhed, hvor n = v/2R. Lad os antage, at radius af kernen i størrelsesorden R lig med de Broglie-bølgelængden af α-partiklen (se appendiks B), dvs. , Hvor . I betragtning af henfaldssandsynligheden som produktet af barrierens gennemsigtighedskoefficient og hyppigheden af kollisioner af en α-partikel med barrieren, har vi således

. (7.19)

Hvis barriopfylder relationen (7.15), så får vi efter substitution og logaritme (7.19) Geiger-Nettall-loven (7.7). Tager energien fra α-partikler T << I, kan vi tilnærmelsesvis bestemme, hvordan koefficienterne for formlen (7.7) afhænger af EN Og Z radioaktiv kerne. At erstatte højden af Coulomb-barrieren (7.8) med (7.15) og tage højde for, at under α-henfald Z 1 = Z α= 2 og μ ≈ M a, vi har

Hvor Z 2 – ladning af datterkernen. Så tager vi logaritmen (7.19), finder vi det

Således, MED 1 afhænger meget svagt (logaritmisk) af kernens masse, og MED 2 afhænger lineært af dens ladning.

Ifølge (7.19) er frekvensen af kollisioner af en α-partikel med en potentiel barriere omkring 5·10 20 s –1 for de fleste α-radioaktive partikler. Følgelig er den værdi, der bestemmer α-henfaldskonstanten,enten, som er stærkt afhængig af energi, da sidstnævnte er inkluderet i eksponenten. Dette skyldes det snævre område, hvor energierne af α-partikler af radioaktive kerner kan ændre sig: partikler med energier over 9 MeV flyver ud næsten øjeblikkeligt, mens de ved energier under 4 MeV lever i kernen så længe, at α-henfalder er meget svær at opdage.

Som allerede nævnt har α-strålingsspektre ofte en fin struktur, dvs. energien af udsendte partikler tager ikke én, men en hel række af diskrete værdier. Forekomsten af partikler med lavere energi i spektret ( kortsigtet) svarer til dannelsen af datterkerner i exciterede tilstande. I kraft af lov (7.7) er udbyttet af kortrækkende α-partikler altid væsentligt mindre end udbyttet af partikler i hovedgruppen. Derfor er den fine struktur af α-spektre som regel forbundet med overgange til rotationsexciterede niveauer af ikke-sfæriske kerner med lav excitationsenergi.

Hvis moderkernens henfald ikke kun sker fra grundtilstanden, men også fra exciterede tilstande, observerer man langdistanceα partikler. Et eksempel er de langtrækkende α-partikler, der udsendes af kernerne i poloniumisotoperne 212 Po og 214 Po. Således bærer den fine struktur af α-spektre i nogle tilfælde information om niveauerne af ikke kun datter, men også moderkerner.

Under hensyntagen til det faktum, at α-partiklen ikke eksisterer i kernen, men er dannet af dens konstituerende nukleoner (to protoner og to neutroner), samt en mere stringent beskrivelse af α-partiklens bevægelse inde i kernen , kræver en mere detaljeret overvejelse af de fysiske processer, der forekommer i kernen. I denne henseende er det ikke overraskende, at α-henfald af kerner er opdelt i letvægts Og tilbageholdte. Et henfald kaldes faciliteret, hvis formel (7.19) er opfyldt ganske godt. Hvis den faktiske halveringstid overstiger den beregnede halveringstid med mere end en størrelsesorden, kaldes et sådant henfald forsinket.

Faciliteret α-henfald observeres som regel i lige-lige kerner, og forsinket henfald observeres i alle andre. Således bremser overgangene af den ulige kerne 235 U ind i jorden og de første exciterede tilstande 231 Th næsten tusind gange. Hvis ikke for denne omstændighed, ville dette vigtige radionuklid (235 U) have været så kortvarigt, at det ikke ville have overlevet i naturen den dag i dag.

Kvalitativt forsinket α-henfald forklares ved, at overgangen til grundtilstanden under henfaldet af en kerne, der indeholder en uparret nukleon (med den laveste bindingsenergi), kun kan ske, når denne nukleon bliver en del af en α-partikel, dvs. når endnu et par nukleoner går i stykker. Denne måde at danne en alfapartikel på er meget vanskeligere end dens konstruktion ud fra allerede eksisterende par af nukleoner i lige-lige kerner. Af denne grund kan der være en forsinkelse i overgangen til grundtilstanden. Hvis der derimod alligevel dannes en α-partikel ud fra par af nukleoner, der allerede eksisterer i en sådan kerne, skulle datterkernen ende i en exciteret tilstand efter henfald. Det sidste ræsonnement forklarer den ret høje sandsynlighed for overgang til exciterede tilstande for ulige kerner (fig. 7.2).

De fleste atomkerner er ustabile. Før eller siden de spontant (eller, som fysikere siger, spontant) henfalder til mindre kerner og elementarpartikler, som almindeligvis kaldes nedbrydningsprodukter eller børneelementer. Henfaldende partikler kaldes normalt udgangsmaterialer eller forældre. Alle de kemiske stoffer, vi kender (jern, ilt, calcium osv.) har mindst én stabil isotop. ( Isotoper kaldes varianter af et kemisk grundstof med det samme antal protoner i kernen - dette antal protoner svarer til grundstoffets atomnummer - men et andet antal neutroner.) Det faktum, at disse stoffer er velkendte for os, indikerer deres stabilitet - hvilket betyder, at de lever længe nok til at akkumulere i betydelige mængder under naturlige forhold uden at bryde ned i komponenter. Men hvert af de naturlige grundstoffer har også ustabile isotoper - deres kerner kan opnås i processen med nukleare reaktioner, men de lever ikke længe, fordi de hurtigt henfalder.

Kerner af radioaktive grundstoffer eller isotoper kan henfalde på tre hovedmåder, og de tilsvarende nukleare henfaldsreaktioner er navngivet af de første tre bogstaver i det græske alfabet. På alfa henfald Der frigives et heliumatom bestående af to protoner og to neutroner – det kaldes normalt en alfapartikel. Da alfa-henfald medfører et fald i antallet af positivt ladede protoner i et atom med to, bliver kernen, der udsendte alfa-partiklen, til kernen af et grundstof to positioner lavere fra det i det periodiske system. På beta-henfald kernen udsender en elektron, og grundstoffet bevæger sig en position forward ifølge det periodiske system (i dette tilfælde bliver en neutron i det væsentlige til en proton med strålingen fra netop denne elektron). Endelig, gamma henfald - Denne henfald af kerner med emission af højenergifotoner, som almindeligvis kaldes gammastråler. I dette tilfælde mister kernen energi, men det kemiske element ændres ikke.

Alene det faktum, at en eller anden isotop af et kemisk grundstof er ustabil, betyder ikke, at du ved at samle et vist antal kerner af denne isotop får et billede af deres øjeblikkelige henfald. I virkeligheden minder nedbrydningen af kernen af et radioaktivt grundstof en del om processen med at stege majs, når man laver popcorn: kornene (nukleonerne) falder af "kolben" (kernen) en ad gangen, i en fuldstændig uforudsigelig rækkefølge, indtil de alle falder af. Loven, der beskriver reaktionen af radioaktivt henfald, fastslår i virkeligheden kun dette faktum: over en bestemt tidsperiode udsender en radioaktiv kerne et antal nukleoner proportionalt med antallet af nukleoner, der er tilbage i dens sammensætning. Det vil sige, at jo flere kerner-nukleoner, der stadig er tilbage i den "underkogte" kolbekerne, jo flere af dem vil blive frigivet i løbet af et fast "stegnings"-tidsinterval. Når vi oversætter denne metafor til matematiske formlers sprog, får vi en ligning, der beskriver radioaktivt henfald:

d N = λN d t

hvor d N— antal nukleoner udsendt af en kerne med totalt antal nukleoner N i tiden d t, A λ - eksperimentelt bestemt radioaktivitetskonstant teststof. Ovenstående empiriske formel er en lineær differentialligning, hvis løsning er følgende funktion, som beskriver antallet af nukleoner, der er tilbage i kernen ad gangen t:

N = N 0 e - λt

Hvor N 0 er antallet af nukleoner i kernen ved det første observationsøjeblik.

Radioaktivitetskonstanten bestemmer altså, hvor hurtigt kernen henfalder. Imidlertid måler eksperimentelle fysikere normalt ikke det, men det såkaldte halveringstid kerne (det vil sige den periode, hvor kernen under undersøgelse udsender halvdelen af de nukleoner, den indeholder). For forskellige isotoper af forskellige radioaktive stoffer varierer halveringstider (i fuld overensstemmelse med teoretiske forudsigelser) fra milliardtedele af et sekund til milliarder af år. Det vil sige, nogle kerner lever næsten evigt, og nogle henfalder bogstaveligt talt øjeblikkeligt (her er det vigtigt at huske, at efter halveringstiden forbliver halvdelen af den samlede masse af det oprindelige stof, efter to halveringstider - en fjerdedel af dets masse , efter tre halveringstider - en ottendedel osv. .d.).

Hvad angår fremkomsten af radioaktive elementer, er de født på forskellige måder. Især bliver Jordens ionosfære (det tynde øverste lag af atmosfæren) konstant bombarderet af kosmiske stråler bestående af højenergipartikler ( cm. Elementære partikler). Under deres indflydelse opdeles langlivede atomer i ustabile isotoper: Især fra stabil nitrogen-14 i jordens atmosfære dannes den ustabile isotop kulstof-14 med 6 protoner og 8 neutroner i kernen konstant ( cm. Radiometrisk datering).

Men ovenstående sag er ret eksotisk. Meget oftere dannes radioaktive grundstoffer i reaktionskæder nuklear fission . Dette er navnet på en række begivenheder, hvor den oprindelige ("moder") kerne henfalder til to "datter" (også radioaktive), som igen henfalder til fire "barnebarn" kerner osv. Processen fortsætter indtil indtil stabile isotoper opnås. Lad os som eksempel tage isotopen uranium-238 (92 protoner + 146 neutroner) med en halveringstid på omkring 4,5 milliarder år. Denne periode er i øvrigt omtrent lig med alderen på vores planet, hvilket betyder, at cirka halvdelen af uran-238 fra sammensætningen af det primære stof for dannelsen af Jorden stadig findes i helheden af jordiske elementer natur. Uran-238 bliver til thorium-234 (90 protoner + 144 neutroner), som har en halveringstid på 24 dage. Thorium-234 bliver til palladium-234 (91 protoner + 143 neutroner) med en halveringstid på 6 timer - osv. Efter mere end ti henfaldstrin opnås endelig den stabile isotop af bly-206.

Der er meget, der kan siges om radioaktivt henfald, men nogle få punkter fortjener særlig omtale. For det første, selvom vi tager en ren prøve af en hvilken som helst radioaktiv isotop som udgangsmateriale, vil den henfalde til forskellige komponenter, og snart vil vi uundgåeligt få en hel "buket" af forskellige radioaktive stoffer med forskellige nukleare masser. For det andet beroliger de naturlige kæder af reaktioner af atomisk henfald os i den forstand, at radioaktivitet er et naturligt fænomen, det eksisterede længe før mennesket, og der er ingen grund til at tage det på os selv og bebrejde den menneskelige civilisation alene for, at der er baggrund stråling på Jorden. Uranium-238 har eksisteret på Jorden lige siden dens begyndelse, er henfaldet, er ved at henfalde – og vil fortsætte med at henfalde, og atomkraftværker accelererer denne proces, faktisk med en brøkdel af en procent; så de har ikke nogen særlig skadelige virkninger på dig og mig udover det, som naturen giver.

Endelig udgør uundgåeligheden af radioaktivt atomart henfald både potentielle problemer og potentielle muligheder for menneskeheden. Især i kæden af reaktioner af uran-238 kerners henfald dannes radon-222 - en ædelgas uden farve, lugt og smag, som ikke indgår i nogen kemiske reaktioner, da den ikke er i stand til at danne kemiske obligationer. Denne inert gas, og det oser bogstaveligt talt fra dybet af vores planet. Normalt har det ingen effekt på os - det opløses simpelthen i luften og bliver der i en lille koncentration, indtil det nedbrydes til endnu lettere elementer. Men hvis dette harmløse radon forbliver i et uventileret rum i lang tid, vil dets henfaldsprodukter med tiden begynde at samle sig der - og de er skadelige for menneskers sundhed (hvis de indåndes). Sådan får vi det såkaldte "radonproblem".

På den anden side giver de radioaktive egenskaber af kemiske grundstoffer betydelige fordele for mennesker, hvis vi nærmer os dem klogt. Især radioaktivt fosfor injiceres nu for at producere et radiografisk billede af knoglebrud. Graden af dens radioaktivitet er minimal og forårsager ikke skade på patientens helbred. Når den kommer ind i kroppens knoglevæv sammen med almindeligt fosfor, udsender den nok stråler til at optage dem på lysfølsomt udstyr og tage billeder af en brækket knogle bogstaveligt talt indefra. Kirurger har derfor mulighed for at operere en kompleks fraktur ikke blindt og tilfældigt, men ved at studere strukturen af frakturen på forhånd ved hjælp af sådanne billeder. Generelt applikationer radiografi der er utallige tal inden for videnskab, teknologi og medicin. Og de arbejder alle efter samme princip: et atoms kemiske egenskaber (i det væsentlige egenskaberne af den ydre elektronskal) gør det muligt at tildele et stof til en bestemt kemisk gruppe; derefter, ved hjælp af de kemiske egenskaber af dette stof, bliver atomet leveret "til det rigtige sted", hvorefter, ved at bruge egenskaben af kernerne i dette element til at henfalde i nøje overensstemmelse med "skemaet", der er fastsat af fysikkens love, henfaldsprodukterne registreres.

E. Resenford beviste sammen med den engelske radiokemiker F. Soddy, at radioaktivitet er ledsaget af spontan omdannelse af et kemisk grundstof til et andet.
Desuden, som et resultat af radioaktiv stråling, undergår kernerne af atomer af kemiske elementer ændringer.

DESIGNATION AF ATOMKERNE

ISOTOPER

Blandt de radioaktive grundstoffer blev der opdaget grundstoffer, der ikke var kemisk til at skelne, men forskellige i masse. Disse grupper af grundstoffer blev kaldt "isotoper" ("optager én plads i det periodiske system"). Kernerne af atomer af isotoper af det samme kemiske element er forskellige i antallet af neutroner.

Det er nu blevet fastslået, at alle kemiske grundstoffer har isotoper.
I naturen består alle kemiske elementer, uden undtagelse, af en blanding af flere isotoper, derfor er atommasserne i det periodiske system udtrykt i brøktal.
Isotoper af selv ikke-radioaktive grundstoffer kan være radioaktive.

ALFA - FORBINDELSE

Alfa-partikel (kerne af et heliumatom)
- karakteristisk for radioaktive grundstoffer med et serienummer større end 83
.- loven om bevarelse af masse og ladningstal er nødvendigvis opfyldt.
- ofte ledsaget af gammastråling.

Alfa-henfaldsreaktion:

Under alfa-henfaldet af et grundstof dannes et andet grundstof, som i det periodiske system er placeret 2 celler tættere på dets begyndelse end det oprindelige

Fysisk betydning af reaktionen:

Som følge af emissionen af en alfapartikel falder kernens ladning med 2 elementære ladninger, og der dannes et nyt kemisk grundstof.

Forskydningsregel:

Under beta-henfaldet af et kemisk grundstof dannes et andet grundstof, som er placeret i det periodiske system i den næste celle efter det oprindelige (en celle tættere på enden af tabellen).

BETA - DECAY

Beta partikel (elektron).
- ofte ledsaget af gammastråling.
- kan være ledsaget af dannelsen af antineutrinoer (lette elektrisk neutrale partikler med høj gennemtrængningsevne).
- lov om bevarelse af masse og ladningsnummer skal være opfyldt.

Beta-henfaldsreaktion:

Fysisk betydning af reaktionen:

En neutron i kernen af et atom kan blive til en proton, elektron og antineutrino, som følge heraf udsender kernen en elektron.

Forskydningsregel:

TIL DEM DER IKKE ER TRÆT ENDNU

Jeg foreslår at skrive forfaldsreaktionerne og aflevere værket.
(lav en kæde af transformationer)

1. Kernen af hvilket kemisk grundstof er produktet af et alfa-henfald
og to beta-henfald af kernen af et givet grundstof?

Strukturen og egenskaberne af partikler og atomkerner er blevet undersøgt i omkring hundrede år i henfald og reaktioner.
Henfald repræsenterer den spontane transformation af ethvert objekt i mikroverdenens fysik (kerne eller partikel) til flere henfaldsprodukter:

Både henfald og reaktioner er underlagt en række fredningslove, blandt hvilke følgende love først skal nævnes:

I fremtiden vil andre fredningslove, der virker i henfald og reaktioner, blive diskuteret. Ovenstående love er de vigtigste, og hvad der er særligt vigtigt, udføres i alle typer interaktioner.(Det er muligt, at loven om bevaring af baryonladninger ikke har en sådan universalitet som bevaringslovene 1-4, men dens overtrædelse er endnu ikke blevet opdaget).
Processerne med interaktioner mellem objekter i mikroverdenen, hvis refleksion er henfald og reaktioner, har probabilistiske egenskaber.

Henfalder

Spontant henfald af ethvert objekt i mikroverdenens fysik (kerne eller partikel) er muligt, hvis resten af henfaldsprodukterne er mindre end massen af den primære partikel.

Henfald er karakteriseret forfaldssandsynligheder , eller den omvendte sandsynlighed for gennemsnitlig levetid τ = (1/λ). Den mængde, der er forbundet med disse egenskaber, bruges også ofte halveringstid T 1/2.
Eksempler på spontane henfald

;
π 0 → γ + γ;
π + → μ + + ν μ ;

(2.4)

n → p + e - + e;
μ + → e + + μ + ν e;

(2.5)

I henfald (2.4) er der to partikler i den endelige tilstand. I henfald (2,5) er der tre.
Vi får henfaldsligningen for partikler (eller kerner). Faldet i antallet af partikler (eller kerner) over et tidsinterval er proportionalt med dette interval, antallet af partikler (kerner) på et givet tidspunkt og sandsynligheden for henfald:

Integration (2.6) under hensyntagen til startbetingelserne giver forholdet mellem antallet af partikler på tidspunktet t og antallet af de samme partikler på starttidspunktet t = 0:

Halveringstiden er den tid, hvor antallet af partikler (eller kerner) falder med det halve:

Spontant henfald af ethvert objekt i mikroverdenens fysik (kerne eller partikel) er muligt, hvis massen af henfaldsprodukterne er mindre end massen af den primære partikel. Henfald til to produkter og til tre eller flere er karakteriseret ved forskellige energispektre for henfaldsprodukterne. I tilfælde af henfald i to partikler er spektrene for henfaldsprodukterne diskrete. Hvis der er mere end to partikler i den endelige tilstand, er produkternes spektre kontinuerlige.

Forskellen i massen af den primære partikel og henfaldsprodukterne er fordelt på henfaldsprodukterne i form af deres kinetiske energier.
Lovene om bevarelse af energi og momentum for henfald bør skrives i det koordinatsystem, der er forbundet med den henfaldende partikel (eller kerne). For at forenkle formlerne er det praktisk at bruge systemet af enheder = c = 1, hvor energi, masse og momentum har samme dimension (MeV). Bevaringslove for dette forfald:

Herfra henter vi de kinetiske energier af henfaldsprodukterne

Således i tilfælde af to partikler i den endelige tilstand kinetiske energier af produkter bestemmes definitivt. Dette resultat afhænger ikke af, om henfaldsprodukterne har relativistiske eller ikke-relativistiske hastigheder. For det relativistiske tilfælde ser formlerne for kinetiske energier noget mere komplicerede ud end (2.10), men løsningen på ligningerne for to partiklers energi og momentum er igen unik. Det betyder det i tilfælde af henfald til to partikler er spektrene for henfaldsprodukterne diskrete.
Hvis tre (eller flere) produkter optræder i den endelige tilstand, vil løsning af ligningerne for lovene om bevarelse af energi og momentum ikke føre til et entydigt resultat. I tilfælde af hvis der er mere end to partikler i den endelige tilstand, er produkternes spektre kontinuerlige.(I det følgende, ved at bruge eksemplet med -decays, vil denne situation blive overvejet i detaljer.)
Ved beregning af de kinetiske energier af nukleare henfaldsprodukter er det praktisk at bruge det faktum, at antallet af nukleoner A er bevaret. (Dette er en manifestation baryon charge fredningslov , da baryonladningerne for alle nukleoner er lig med 1).
Lad os anvende de opnåede formler (2.11) på -henfaldet af 226 Ra (det første henfald i (2.4)).

Masseforskel mellem radium og dets henfaldsprodukter
ΔM = M(226 Ra) - M(222 Rn) - M(4 He) = Δ(226 Ra) - Δ(222 Rn) - Δ(4 He) = (23.662 - 16.367 - 2.424) MeV = 4.87 MeV. (Her brugte vi tabeller over overskydende masser af neutrale atomer og forholdet M = A + for masser osv. overskydende masser Δ)
De kinetiske energier af helium- og radonkerner som følge af alfa-henfald er lig med:

,
.

Den samlede kinetiske energi frigivet som følge af alfa-henfald er mindre end 5 MeV og er omkring 0,5 % af nukleonets hvilemasse. Forholdet mellem den kinetiske energi, der frigives som et resultat af henfaldet og resten af energierne af partikler eller kerner - kriterium for, om det er tilladt at anvende den ikke-relativistiske tilnærmelse. I tilfælde af alfa-henfald af kerner giver de små kinetiske energier sammenlignet med hvileenergier os mulighed for at begrænse os til den ikke-relativistiske tilnærmelse i formler (2.9-2.11).

Opgave 2.3. Beregn energierne af partikler produceret i mesonhenfald

Henfaldet af π + mesonen sker i to partikler: π + μ + + ν μ. Massen af π + meson er 139,6 MeV, massen af μ myon er 105,7 MeV. Den nøjagtige værdi af muon-neutrinomassen ν μ er stadig ukendt, men det er blevet fastslået, at den ikke overstiger 0,15 MeV. I en omtrentlig beregning kan vi sætte den lig med 0, da den er flere størrelsesordener lavere end forskellen mellem pion- og myonmasserne. Da forskellen mellem masserne af π + mesonen og dens henfaldsprodukter er 33,8 MeV, er det for neutrinoer nødvendigt at bruge relativistiske formler for forholdet mellem energi og momentum. I yderligere beregninger kan den lave neutrinomasse negligeres, og neutrinoen kan betragtes som en ultrarelativistisk partikel. Love for bevarelse af energi og momentum i henfaldet af π + mesonen:

m π = m μ + T μ + E ν
|p ν |

= | p μ |

E ν = p ν
Et eksempel på henfald af to partikler er også emissionen af et -kvante under overgangen af en exciteret kerne til et lavere energiniveau. I alle to-partikel-henfald analyseret ovenfor har henfaldsprodukterne en "præcis" energiværdi, dvs. diskret spektrum. Men en dybere overvejelse af dette problem viser det

spektret af selv produkter af to-partikel henfald er ikke en funktion af energi.

Spektret af henfaldsprodukter har en begrænset bredde Γ, som er større jo kortere levetiden for den henfaldende kerne eller partikel.
(Denne relation er en af formuleringerne af usikkerhedsrelationen for energi og tid).
Eksempler på tre-krops henfald er -henfald.
Neutronen gennemgår -henfald og bliver til en proton og to leptoner - en elektron og en antineutrino: np + e - + e.
Leptoner selv, for eksempel myonen, oplever også beta-henfald (den gennemsnitlige levetid for en myon

τ = 2,2 ·10 –6 sek.):
Bevaringslove for myonhenfald ved maksimalt elektronmomentum:

For den maksimale kinetiske energi af myon-henfaldselektronen får vi ligningen

Elektronens kinetiske energi er i dette tilfælde to størrelsesordener højere end dens hvilemasse (0,511 MeV). En relativistisk elektrons momentum falder faktisk praktisk talt sammen med dens kinetiske energi