Og forfallet er representert ved reaksjonsligningen GDS. Radioaktive transformasjoner

Det vet du allerede på midten av 1900-tallet. problemet oppsto med å finne nye energikilder. I denne forbindelse vakte termonukleære reaksjoner oppmerksomheten til forskere.

• Termonukleær reaksjon er fusjonsreaksjonen av lette kjerner (som hydrogen, helium, etc.), som skjer ved temperaturer fra titalls til hundrevis av millioner grader.

Opprettelse høy temperatur nødvendig for å gi tilstrekkelig stor kinetisk energi til kjernene - bare under denne tilstanden vil kjernene være i stand til å overvinne kreftene til elektrisk frastøtning og komme nær nok til å falle inn i atomkreftenes virkeområde. Ved så små avstander overskrider kreftene til kjernefysisk tiltrekning betydelig kreftene til elektrisk frastøtning, på grunn av hvilken syntese (dvs. fusjon, assosiasjon) av kjerner er mulig.

I § ​​58, ved å bruke eksemplet med uran, ble det vist at energi kan frigjøres under fisjon av tunge kjerner. Når det gjelder lette kjerner, kan energi frigjøres under den omvendte prosessen - under deres fusjon. Videre er reaksjonen av fusjon av lette kjerner energisk gunstigere enn reaksjonen av fisjon av tunge kjerner (hvis vi sammenligner den frigjorte energien per nukleon).

Et eksempel på en termonukleær reaksjon er fusjonen av hydrogenisotoper (deuterium og tritium), noe som resulterer i dannelse av helium og utslipp av et nøytron:

Dette er den første termonukleære reaksjonen som forskere har klart å gjennomføre. Den ble implementert i termonukleær bombe og var av ukontrollerbar (eksplosiv) karakter.

Som allerede nevnt, kan termonukleære reaksjoner oppstå med frigjøring av stor kvantitet energi. Men for at denne energien skal kunne brukes til fredelige formål, er det nødvendig å lære hvordan man utfører kontrollerte termonukleære reaksjoner. En av hovedvanskene ved å utføre slike reaksjoner er å inneholde høytemperaturplasma (nesten fullstendig ionisert gass) inne i installasjonen der kjernefysisk fusjon skjer. Plasmaet skal ikke komme i kontakt med veggene i installasjonen der det er plassert, ellers vil veggene bli til damp. For tiden brukes veldig sterke magnetiske felt for å begrense plasma i et trangt rom i passende avstand fra veggene.

Termonukleære reaksjoner spiller en viktig rolle i utviklingen av universet, spesielt i transformasjonene kjemiske substanser i det.

Takket være termonukleære reaksjoner som skjer i solens dyp, frigjøres energi som gir liv til jordens innbyggere.

Solen vår har utstrålet lys og varme i verdensrommet i nesten 4,6 milliarder år. Naturligvis har forskere til enhver tid vært interessert i spørsmålet om hva som er "drivstoffet" som solen produserer en enorm mengde energi på i så lang tid.

Det var forskjellige hypoteser om denne saken. En av dem var at energi i solen frigjøres som et resultat kjemisk reaksjon forbrenning. Men i dette tilfellet, som beregninger viser, kan solen eksistere i bare noen få tusen år, noe som motsier virkeligheten.

Den opprinnelige hypotesen ble fremsatt på midten av 1800-tallet. Det var økningen indre energi og den tilsvarende økningen i solens temperatur oppstår på grunn av en reduksjon i dens potensiell energi under gravitasjonskompresjon. Det viste seg også å være uholdbart, siden i dette tilfellet øker levetiden til solen til millioner av år, men ikke til milliarder.

Antakelsen om at frigjøring av energi i solen skjer som et resultat av termonukleære reaksjoner på den ble gjort i 1939 av den amerikanske fysikeren Hans Bethe.

De foreslo også den såkalte hydrogen syklus, dvs. en kjede av tre termonukleære reaksjoner som fører til dannelse av helium fra hydrogen:

hvor er en partikkel kalt "nøytrino", som betyr "lite nøytron" på italiensk.

For å produsere de to kjernene som trengs for den tredje reaksjonen, må de to første forekomme to ganger.

Du vet allerede at i samsvar med formelen E = mс 2, når den indre energien til en kropp avtar, reduseres også massen.

For å forestille seg den kolossale energimengden sola mister som følge av omdannelsen av hydrogen til helium, er det nok å vite at solens masse avtar med flere millioner tonn hvert sekund. Men til tross for tapene, bør hydrogenreservene på solen vare i ytterligere 5-6 milliarder år.

De samme reaksjonene forekommer i det indre av andre stjerner, hvis masse og alder er sammenlignbare med massen og alderen til solen.

Spørsmål

1. Hvilken reaksjon kalles termonukleær? Gi et eksempel på en reaksjon.
2. Hvorfor er termonukleære reaksjoner bare mulig ved svært høye temperaturer?
3. Hvilken reaksjon er energimessig mer gunstig (per nukleon): fusjon av lette kjerner eller fisjon av tunge?
4. Hva er en av hovedvanskene ved å utføre termonukleære reaksjoner?
5. Hva er rollen til termonukleære reaksjoner i eksistensen av liv på jorden?
6. Hva er kilden til solenergi i henhold til moderne ideer?
7. Hvor lenge skal tilførselen av hydrogen på solen vare, ifølge forskernes beregninger?

Dette er interessant...

Elementærpartikler. Antipartikler

Partikler som utgjør atomer ulike stoffer- elektron, proton og nøytron - kalt elementært. Ordet "elementær" antydet at disse partiklene er primære, enkleste, videre udelelige og uforanderlige. Men det viste seg snart at disse partiklene ikke er uforanderlige i det hele tatt. De har alle evnen til å forvandle seg til hverandre når de samhandler.

Derfor, i moderne fysikk brukes begrepet "elementærpartikler" vanligvis på en annen måte. eksakt verdi, og for navnet stor gruppe små partikler materie som ikke er atomer eller atomkjerner (unntaket er protonet, som er kjernen til et hydrogenatom og som samtidig tilhører elementærpartikler).

For tiden er det mer enn 350 forskjellige elementære partikler. Disse partiklene er svært forskjellige i sine egenskaper. De kan avvike fra hverandre i masse, tegn og størrelse elektrisk ladning, levetid (det vil si tiden fra det øyeblikket en partikkel dannes til det øyeblikket den forvandles til en annen partikkel), penetreringsevne (det vil si evnen til å passere gjennom materie) og andre egenskaper. For eksempel er de fleste partikler "kortlivede" - de lever ikke mer enn to milliondeler av et sekund, mens gjennomsnittlig levetid for et nøytron utenfor atomkjernen er 15 minutter.

Den viktigste oppdagelsen innen elementærpartikkelforskning ble gjort i 1932, da den amerikanske fysikeren Carl David Anderson oppdaget et spor av en ukjent partikkel i et skykammer plassert i et magnetfelt. Basert på arten av dette sporet (krumningsradius, bøyningsretning, etc.), bestemte forskerne at det ble etterlatt av en partikkel, som er som et elektron med en positiv elektrisk ladning. Denne partikkelen ble kalt et positron.

Det er interessant at et år før den eksperimentelle oppdagelsen av positronet, ble dens eksistens teoretisk forutsagt av den engelske fysikeren Paul Dirac (eksistensen av nettopp en slik partikkel fulgte av ligningen han utledet). Dessuten spådde Dirac de såkalte utslettelsesprosessene (forsvinningen) og fødselen av et elektron-positron-par. Utslettelse er at et elektron og et positron forsvinner ved møte, og blir til γ-kvanter (fotoner). Og når et γ-kvante kolliderer med en hvilken som helst massiv kjerne, blir et elektron-positron-par født.

Begge disse prosessene ble først observert eksperimentelt i 1933. Figur 166 viser sporene til et elektron og et positron dannet som et resultat av kollisjonen av et γ-kvante med et blyatom under passasje av γ-stråler gjennom en blyplate. Eksperimentet ble utført i et skykammer plassert i et magnetfelt. Den samme krumningen av sporene indikerer samme masse partikler, og krumningen i forskjellige sider- O motsatte tegn elektrisk ladning.

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

I 1955 ble en annen antipartikkel oppdaget - antiprotonet (hvis eksistensen også fulgte av Diracs teori), og litt senere - antinøytronet. Et antinøytron, som et nøytron, har ingen elektrisk ladning, men det tilhører utvilsomt antipartikler, siden det deltar i prosessen med utslettelse og fødselen av et nøytron-antinøytron-par.

Muligheten for å skaffe antipartikler førte forskere til ideen om å lage antimaterie. Antimaterie atomer bør bygges på denne måten: i sentrum av atomet er det en negativt ladet kjerne, bestående av antiprotoner og antinøytroner, og positroner kretser rundt kjernen. Generelt er atomet nøytralt. Denne ideen fikk også strålende eksperimentell bekreftelse. I 1969, ved protonakseleratoren i Serpukhov, oppnådde sovjetiske fysikere kjerner av antiheliumatomer.

For tiden er antipartikler av nesten alle kjente elementærpartikler blitt oppdaget eksperimentelt.

Kapittelsammendrag. Det viktigste

Nedenfor er gitt fysiske begreper og fenomener. Rekkefølgen av presentasjon av definisjoner og formuleringer samsvarer ikke med rekkefølgen av begreper mv.

Kopier navnene på konseptene inn i notatboken og skriv dem i hakeparenteser. serienummer definisjon (formulering) tilsvarende dette konseptet.

• Radioaktivitet;
• kjernefysisk (planetarisk) modell av strukturen til atomet;
• atomkjerne;
• radioaktive transformasjoner av atomkjerner;
• eksperimentelle metoder for å studere partikler i atom- og kjernefysikk ;
• kjernefysiske styrker;
• atombindende energi;
• massedefekt av atomkjernen;
• kjedereaksjon ;
• kjernereaktor ;
• miljø og sosiale problemer problemer som oppstår ved bruk av kjernekraftverk;
• absorbert strålingsdose.

1. Registrering av partikler ved hjelp av en geigerteller, studere og fotografere partikkelspor (inkludert de som deltar i kjernefysiske reaksjoner) i et skykammer og et boblekammer.
2. Tiltrekningskreftene som virker mellom nukleoner i atomkjernene og betydelig overstiger kreftene til elektrostatisk frastøting mellom protoner.
3. Minimumsenergien som kreves for å dele en kjerne i individuelle nukleoner.
4. Spontan utslipp av radioaktive stråler fra atomer av visse grunnstoffer.
5. En enhet designet for å utføre en kontrollert kjernefysisk reaksjon.
6. Består av nukleoner (dvs. protoner og nøytroner).
7. Radioaktivt avfall, muligheten for ulykker, fremme spredning av atomvåpen.
8. Et atom består av en positivt ladet kjerne plassert i senteret, som elektroner kretser rundt i en avstand som er betydelig større enn størrelsen på kjernen.
9. Transformasjon av en kjemisk element i den andre, under α- eller β-forfall, som et resultat av at kjernen til det opprinnelige atomet gjennomgår endringer.
10. Forskjellen mellom summen av massene til nukleonene som danner en kjerne og massen til denne kjernen.
11. En selvopprettholdende fisjonsreaksjon av tunge kjerner, der nøytroner produseres kontinuerlig, deler flere og flere nye kjerner.
12. Energi ioniserende stråling, absorbert av det avgitte stoffet (spesielt kroppsvev) og beregnet per masseenhet.

Sjekk deg selv

7.1. Fenomenologisk betraktning. Alfa-forfall er en spontan prosess med transformasjon av en kjerne ( EN, Z) til kjernen ( EN– 4, Z– 2) med utslipp av en helium-4 kjerne ( α -partikler):

I henhold til betingelse (5.1) er en slik prosess mulig dersom α-nedbrytningsenergien

Ved å uttrykke hvileenergien til kjernen gjennom summen av hvileenergiene til nukleoner og bindingsenergien til kjernen, omskriver vi ulikhet (7.1) i følgende form:

Resultat (7.2), som bare inkluderer bindingsenergiene til kjerner, skyldes det faktum at under α-forfall ikke bare totalt antall nukleoner, men også antall protoner og nøytroner hver for seg.

La oss vurdere hvordan α-forfallsenergien endres E α ved endring av massenummer EN. Ved å bruke Weizsäcker-formelen for kjerner som ligger på den teoretiske stabilitetslinjen, kan man få avhengigheten presentert i fig. 7.1. Det kan sees at innenfor rammen av dråpemodellen bør α-forfall observeres for kjerner med EN> 155, og forfallsenergien vil monotont øke med økende EN.

Den samme figuren viser det virkelige forholdet E α fra EN, konstruert ved hjelp av eksperimentelle data om bindingsenergier. Ved å sammenligne de to kurvene kan du se at dryppmodellen bare formidler den generelle endringstrenden E α. Faktisk er det letteste radionuklidet som sender ut alfapartikler 144 Nd, dvs. den faktiske regionen av α-radioaktivitet er noe bredere enn forutsagt av den semi-empiriske formelen. I tillegg kommer avhengigheten av forfallsenergien av EN er ikke monotont, men har maksima og minima. De mest uttalte maksima forekommer i områdene EN= 140-150 (sjeldne jordartselementer) og EN= 210-220. Utseendet til maksima er assosiert med fyllingen av nøytron- og protonskallene til datterkjernen til det magiske tallet: N= 82 og Z= 82. Som kjent tilsvarer fylte skjell unormalt høye bindingsenergier. Deretter, i henhold til modellen for nukleonskall, vil energien til α-forfall av kjerner med N eller Z, lik 84 = 82 + 2, vil også være unormalt høy. På grunn av skalleffekten begynner regionen med α-radioaktivitet med Nd ( N= 84), og for det store flertallet av α-aktive kjerner Z 84.

En økning i antall protoner i kjernen (ved konstant EN) fremmer α-forfall, fordi øker den relative rollen til Coulomb-avstøting, som destabiliserer kjernen. Derfor vil energien til α-forfall i en serie isobarer øke med økende antall protoner. En økning i antall nøytroner har motsatt effekt.

For kjerner overbelastet med protoner kan β + -nedbrytning eller elektronfangst bli konkurrerende prosesser, dvs. prosesser som fører til en nedgang Z. For kjerner med et overskudd av nøytroner er den konkurrerende prosessen β – -forfall. Starter fra massenummer EN= 232, spontan fisjon legges til de listede forfallstypene. Konkurrerende prosesser kan skje så raskt at det ikke alltid er mulig å observere α-forfall mot deres bakgrunn.

La oss nå vurdere hvordan forfallsenergien er fordelt mellom fragmenter, dvs. α-partikkel og datterkjernen, eller rekylkjerne. Det er åpenbart det

, (7.3)

Hvor T α- kinetisk energi til α-partikkelen, T i.o.– kinetisk energi til datterkjernen (rekylenergi). I henhold til loven om bevaring av momentum (som er null i tilstanden før forfall), mottar de resulterende partiklene momentum lik absolutt verdi og motsatt i tegn:

La oss bruke fig. 7.1, hvorfra det følger at α-nedbrytningsenergien (og derfor den kinetiske energien til hver partikkel) ikke overstiger 10 MeV. Resten av energien til en α-partikkel er ca. 4 GeV, dvs. hundrevis av ganger mer. Hvileenergien til datterkjernen er enda større. I dette tilfellet, for å etablere forholdet mellom kinetisk energi og momentum, kan man bruke forholdet til klassisk mekanikk

Ved å erstatte (7.5) med (7.3) får vi

. (7.6)

Av (7.6) følger det at hoveddelen av forfallsenergien blir ført bort av det letteste fragmentet - α-partikkelen. Ja når EN= 200 gir datterkjernen kun 2 % av E α.

Den entydige fordelingen av forfallsenergi mellom to fragmenter fører til det faktum at hvert radionuklid sender ut alfapartikler med strengt definerte energier, eller med andre ord, alfaspektre er diskret. Takket være dette kan et radionuklid identifiseres ved energien til α-partikler: spektrallinjene fungerer som et slags "fingeravtrykk". Dessuten, som eksperimentet viser, inneholder α-spektra svært ofte ikke én, men flere linjer med forskjellige intensiteter med lignende energier. I slike tilfeller snakker vi om fin strukturα-spektrum (fig. 7.2).

For å forstå opprinnelsen til finstruktureffekten, husk at α-forfallsenergien ikke er noe mer enn forskjellen mellom energinivåene til mor- og datterkjernene. Hvis overgangen bare skjedde fra grunntilstanden til morkjernen til grunntilstanden til datterkjernen, ville α-spektrene til alle radionuklider bare inneholde én linje. I mellomtiden viser det seg at overganger fra grunntilstanden til moderkjernen også kan forekomme i eksiterte tilstander.

Halveringstidene til α-emittere varierer mye: fra 10 – 7 sekunder til 10 17 år. Tvert imot ligger energien til utsendte α-partikler i et smalt område: 1-10 MeV. Sammenheng mellom forfallskonstant λ og energien til α-partikler Tα er gitt Geigers lov–Nettola, hvor en av opptaksformene er:

, (7.7)

Hvor MED 1 og MED 2 – konstanter som endres lite når de beveger seg fra kjerne til kjerne. I dette tilfellet tilsvarer en økning i energien til α-partikler med 1 MeV en reduksjon i halveringstiden med flere størrelsesordener.

7.2. Passasje av α-partikler gjennom en potensiell barriere. Før fremkomsten av kvantemekanikken ble det ikke gitt noen teoretisk forklaring på en så skarp avhengighet λ fra Tα. Dessuten virket selve muligheten for at alfapartikler skulle rømme fra kjernen med energier som var betydelig lavere enn høyden på de potensielle barrierene som ble bevist å omgi kjernene, mystisk. For eksempel, eksperimenter på spredning av α-partikler av 212 Po med en energi på 8,78 MeV på uran viste at nær urankjernen er det ingen avvik fra Coulombs lov; imidlertid avgir uran alfapartikler med en energi på bare 4,2 MeV. Hvordan trenger disse α-partiklene gjennom en barriere hvis høyde er minst 8,78 MeV, og i virkeligheten enda høyere?

I fig. 7.3 viser avhengigheten av potensiell energi U positivt ladet partikkel fra avstanden til kjernen. I området r > R mellom partikkelen og kjernen er det bare elektrostatiske frastøtningskrefter i området r < R Mer intense kjernefysiske tiltrekningskrefter råder, og hindrer partikkelen i å rømme fra kjernen. Resulterende kurve U(r) har et skarpt maksimum i regionen r ~ R, kalt Coulomb potensiell barriere. Sperrehøyde

, (7.8)

Hvor Z 1 og Z 2 - ladninger av den utsendte partikkelen og datterkjernen, R– radius av kjernen, som i tilfelle av α-forfall tas lik 1,57 EN 1/3 fm. Det er lett å beregne at for 238 U vil høyden på Coulomb-barrieren være ~ 27 MeV.

Utslippet av α-partikler (og andre positivt ladede nukleonformasjoner) fra kjernen forklares med kvantemekanisk tunneleffekt, dvs. en partikkels evne til å bevege seg i et klassisk forbudt område mellom vendepunkter, hvor T < U.

For å finne sannsynligheten for at en positivt ladet partikkel passerer gjennom en Coulomb-potensialbarriere, vurderer vi først en rektangulær breddebarriere en og høyder V, som en partikkel med energi faller på E(Fig. 7.4). Utenfor barrieren i region 1 og 3 ser Schrödinger-ligningen ut

,

og i indre område 2 hvordan

.

Løsningen er plane bølger

.

Amplitude EN 1 tilsvarer en bølgehendelse på barrieren, I 1 - bølge reflektert fra barrieren, EN 3 – en bølge som har gått gjennom barrieren (siden den overførte bølgen ikke lenger reflekteres, vil amplituden I 3 = 0). Fordi det E < V,

omfanget q– rent imaginært, og bølgefunksjonen under barrieren

.

Det andre leddet i formel (7.9) tilsvarer en eksponentielt voksende bølgefunksjon, og vokser derfor med økende X sannsynlighet for å oppdage en partikkel under barrieren. I denne forbindelse, verdien I 2 kan ikke være stor i forhold til EN 2. Deretter setter I 2 er rett og slett lik null, vi har

. (7.10)

Gjennomsiktighetskoeffisient D barriere, dvs. sannsynligheten for å finne en partikkel som opprinnelig var i region 1 i region 3 er ganske enkelt forholdet mellom sannsynlighetene for å finne partikkelen på punkter X = EN Og X= 0. Til dette er kunnskap om bølgefunksjonen under barrieren tilstrekkelig. Som et resultat

. (7.11)

La oss videre forestille oss en potensiell barriere av vilkårlig form som et sett N rektangulære potensielle barrierer med høyde V(x) og bredde Δ x(Fig. 7.5). Sannsynligheten for at en partikkel går gjennom en slik barriere er produktet av sannsynligheten for å passere alle barrierer etter hverandre, dvs.

Så, med tanke på barrierer av uendelig liten bredde og overgang fra summering til integrasjon, får vi

(7.12)

Begrensninger for integrering x 1 og x 2 i formel (7.12) tilsvarer klassiske vendepunkter hvor V(x) = E, mens bevegelsen av partikkelen i regionene x < x 1 og x > x 2 regnes som gratis.

For Coulomb-potensialbarrieren, beregningen D i henhold til (7.12) kan utføres nøyaktig. Dette ble først gjort av G.A. Gamow i 1928, dvs. selv før oppdagelsen av nøytronet (Gamow mente at kjernen består av alfapartikler).

For en α-partikkel med kinetisk energi T i artens potensiale u/r uttrykket for barrieren transparens koeffisient tar neste visning:

, (7.13)

og meningen ρ bestemmes av likhet T = u/ρ . Integral i eksponenten etter substitusjon ξ = r 1/2 har en form som er praktisk for integrering:

.

Sistnevnte gir

Hvis høyden på Coulomb-barrieren er betydelig større enn energien til α-partikkelen, da ρ >> R. I dette tilfellet

. (7.14)

Bytter (7.14) inn i (7.13) og tar hensyn til det ρ = BR/T, vi får

. (7.15)

I det generelle tilfellet, når høyden på Coulomb-barrieren er sammenlignbar med energien til den utsendte partikkelen, vil gjennomsiktighetskoeffisienten D er gitt av følgende formel:

, (7.16)

hvor er den reduserte massen til to flygende partikler (for en α-partikkel er den veldig nær sin egen masse). Formel (7.16) gir for 238 U verdien D= 10 –39, dvs. sannsynligheten for a-partikkeltunnelering er ekstremt lav.

Resultat (7.16) ble oppnådd for saken sentral spredning partikler, dvs. slik når en α-partikkel sendes ut av kjernen strengt tatt i radiell retning. Hvis sistnevnte ikke finner sted, blir vinkelmomentet båret bort av α-partikkelen ikke lik null. Så når man regner D en justering knyttet til tilstedeværelsen av ytterligere sentrifugalbarriere:

, (7.17)

Hvor l= 1, 2, 3 osv.

Betydning U c(R) kalles høyden på sentrifugalbarrieren. Eksistensen av en sentrifugalbarriere fører til en økning i integralet i (7.12) og en reduksjon i gjennomsiktighetskoeffisienten. Sentrifugalbarriereeffekten er imidlertid ikke for stor. For det første siden rotasjonsenergien til systemet i ekspansjonsøyeblikket U c(R) kan ikke overskride α-forfallsenergien T, da oftest, og høyden på sentrifugalbarrieren ikke overstiger 25 % av Coulomb-barrieren. For det andre bør det tas i betraktning at sentrifugalpotensialet (~1/ r 2) minker mye raskere med avstand enn Coulomb-en (~1/ r). Som et resultat vil sannsynligheten for utslipp av en α-partikkel med l≠ 0 har praktisk talt samme størrelsesorden som for l = 0.

Mulige verdier l bestemmes av utvalgsregler for vinkelmoment og paritet, som følger av de tilsvarende bevaringslovene. Siden spinn til α-partikkelen er null og pariteten er positiv, da

(indeksene 1 og 2 viser til henholdsvis mor- og datterkjernene). Ved å bruke regler (7.18) er det ikke vanskelig å fastslå for eksempel at α-partikler på 239 Pu (fig. 7.2) med en energi på 5.157 MeV sendes ut kun ved sentral ekspansjon, mens for α-partikler med energier på 5.144 og 5,016 MeV l = 2.

7.3. α-forfallshastighet. Sannsynligheten for α-forfall som en kompleks hendelse er produktet av to størrelser: sannsynligheten for dannelsen av en α-partikkel inne i kjernen og sannsynligheten for å forlate kjernen. Prosessen med dannelse av a-partikler er rent kjernefysisk; det er ganske vanskelig å beregne nøyaktig, siden det har alle vanskelighetene til et kjernefysisk problem. Ikke desto mindre, for den enkleste vurderingen, kan vi anta at α-partikler i kjernen eksisterer, som de sier, "i ferdig form." La v– hastigheten til α-partikkelen inne i kjernen. Da vil den vises på overflaten n en gang per tidsenhet, hvor n = v/2R. La oss anta at radiusen til kjernen, i størrelsesorden R lik de Broglie-bølgelengden til α-partikkelen (se vedlegg B), dvs. , Hvor . Med tanke på forfallssannsynligheten som produktet av barrierens transparens-koeffisient og frekvensen av kollisjoner av en α-partikkel med barrieren, har vi altså

. (7.19)

Hvis barrietilfredsstiller relasjon (7.15), får vi etter substitusjon og logaritme (7.19) Geiger-Nettall-loven (7.7). Tar energien til α-partikler T << I, kan vi omtrent bestemme hvordan koeffisientene til formel (7.7) avhenger av EN Og Z radioaktiv kjerne. Bytte ut høyden på Coulomb-barrieren (7.8) med (7.15) og ta hensyn til at under α-forfall Z 1 = Z α= 2 og μ ≈ M α, vi har

,

Hvor Z 2 – ladning av datterkjernen. Så, med logaritme (7.19), finner vi det

,

.

Dermed, MED 1 avhenger veldig svakt (logaritmisk) av massen til kjernen, og MED 2 avhenger lineært av ladningen.

I følge (7.19) er frekvensen av kollisjoner av en α-partikkel med en potensiell barriere ca. 5·10 20 s –1 for de fleste α-radioaktive partikler. Følgelig er verdien som bestemmer α-forfallskonstanten barrieretransparens-koeffisienten, som er sterkt avhengig av energi, siden sistnevnte er inkludert i eksponenten. Dette skyldes det smale området der energiene til α-partikler av radioaktive kjerner kan endre seg: partikler med energier over 9 MeV flyr ut nesten øyeblikkelig, mens ved energier under 4 MeV lever de i kjernen så lenge at α-forfaller er svært vanskelig å oppdage.

Som allerede nevnt har α-strålingsspektra ofte en fin struktur, dvs. energien til utsendte partikler tar ikke én, men en hel rekke diskrete verdier. Utseendet til partikler med lavere energi i spekteret ( kort løp) tilsvarer dannelsen av datterkjerner i eksiterte tilstander. I kraft av lov (7.7) er utbyttet av kortdistanse α-partikler alltid betydelig mindre enn utbyttet av partikler i hovedgruppen. Derfor er den fine strukturen til α-spektra som regel assosiert med overganger til rotasjonseksiterte nivåer av ikke-sfæriske kjerner med lav eksitasjonsenergi.

Hvis forfallet av moderkjernen ikke bare skjer fra grunntilstanden, men også fra eksiterte tilstander, observerer man lang avstandα partikler. Et eksempel er de langdistanse α-partiklene som sendes ut av kjernene til poloniumisotopene 212 Po og 214 Po. Således bærer den fine strukturen til α-spektra i noen tilfeller informasjon om nivåene til ikke bare datterkjerner, men også morkjerner.

Tar i betraktning det faktum at α-partikkelen ikke eksisterer i kjernen, men er dannet av dens konstituerende nukleoner (to protoner og to nøytroner), samt en mer streng beskrivelse av bevegelsen til α-partikkelen inne i kjernen , krever en mer detaljert vurdering av de fysiske prosessene som skjer i kjernen. I denne forbindelse er det ikke overraskende at α-henfall av kjerner er delt inn i lett Og internerte. Et forfall kalles forenklet hvis formel (7.19) er tilfredsstilt ganske godt. Hvis den faktiske halveringstiden overstiger den beregnede halveringstiden med mer enn en størrelsesorden, kalles et slikt forfall forsinket.

Tilrettelagt α-forfall observeres, som regel, i jevne kjerner, og forsinket forfall observeres i alle andre. Dermed bremser overgangene til den odde kjernen 235 U inn i bakken og de første eksiterte tilstandene 231 Th nesten tusen ganger. Hvis ikke for denne omstendigheten, ville dette viktige radionuklidet (235 U) vært så kortvarig at det ikke ville ha overlevd i naturen til i dag.

Kvalitativt forsinket α-nedbrytning forklares med at overgangen til grunntilstanden under nedbrytningen av en kjerne som inneholder et uparet nukleon (med lavest bindingsenergi) kun kan skje når dette nukleonet blir en del av en α-partikkel, dvs. når et annet par nukleoner går i stykker. Denne måten å danne en alfapartikkel på er mye vanskeligere enn dens konstruksjon fra allerede eksisterende par av nukleoner i jevne kjerner. Av denne grunn kan det oppstå en forsinkelse i overgangen til grunntilstanden. Hvis det derimot likevel dannes en α-partikkel fra par av nukleoner som allerede eksisterer i en slik kjerne, bør datterkjernen havne i en eksitert tilstand etter henfall. Det siste resonnementet forklarer den ganske høye sannsynligheten for overgang til eksiterte tilstander for odde kjerner (fig. 7.2).

De fleste atomkjerner er ustabile. Før eller siden de spontant (eller, som fysikere sier, spontant) forfaller til mindre kjerner og elementærpartikler, som vanligvis kalles nedbrytningsprodukter eller barneelementer. Råtnende partikler kalles vanligvis utgangsmaterialer eller foreldre. Alle de kjemiske stoffene vi er kjent med (jern, oksygen, kalsium osv.) har minst én stabil isotop. ( Isotoper kalles varianter av et kjemisk grunnstoff med samme antall protoner i kjernen - dette antallet protoner tilsvarer grunnstoffets atomnummer - men et annet antall nøytroner.) Det faktum at disse stoffene er godt kjent for oss indikerer deres stabilitet - som betyr at de lever lenge nok til å samle seg i betydelige mengder under naturlige forhold uten å brytes ned i komponenter. Men hvert av de naturlige elementene har også ustabile isotoper - kjernene deres kan oppnås i prosessen med kjernefysiske reaksjoner, men de lever ikke lenge fordi de raskt forfaller.

Kjerner av radioaktive elementer eller isotoper kan forfalle på tre hovedmåter, og de tilsvarende kjernefysiske forfallsreaksjonene er navngitt av de tre første bokstavene i det greske alfabetet. På alfa-forfall Et heliumatom bestående av to protoner og to nøytroner frigjøres – det kalles vanligvis en alfapartikkel. Siden alfa-forfall innebærer en reduksjon i antall positivt ladede protoner i et atom med to, blir kjernen som sendte ut alfapartikkelen om til kjernen til et grunnstoff to posisjoner lavere fra det i det periodiske systemet. På beta-forfall kjernen sender ut et elektron og elementet beveger seg en posisjon framover i henhold til det periodiske systemet (i dette tilfellet blir i hovedsak et nøytron til et proton med strålingen fra dette elektronet). Endelig, gammaforfall - Dette forfall av kjerner med utslipp av høyenergifotoner, som vanligvis kalles gammastråler. I dette tilfellet mister kjernen energi, men det kjemiske elementet endres ikke.

Men det faktum at en eller annen isotop av et kjemisk element er ustabil, betyr ikke at ved å sette sammen et visst antall kjerner av denne isotopen, vil du få et bilde av deres øyeblikkelige forfall. I virkeligheten minner nedbrytningen av kjernen til et radioaktivt grunnstoff noe om prosessen med å steke mais når man lager popcorn: kornene (nukleonene) faller av "kolben" (kjernen) en om gangen, i en helt uforutsigbar rekkefølge, til de alle faller av. Loven som beskriver reaksjonen av radioaktivt forfall, sier faktisk bare dette faktum: over en bestemt tidsperiode sender en radioaktiv kjerne ut et antall nukleoner proporsjonalt med antall nukleoner som er igjen i sammensetningen. Det vil si at jo flere korn-nukleoner som fortsatt er igjen i den "underkokte" kolnkjernen, jo flere av dem vil frigjøres i løpet av et fast "steking"-tidsintervall. Når vi oversetter denne metaforen til språket til matematiske formler, får vi en ligning som beskriver radioaktivt forfall:

d N = λN d t

hvor N— antall nukleoner som sendes ut av en kjerne med totalt antall nukleoner N i tide d t, A λ - eksperimentelt bestemt radioaktivitetskonstant teststoff. Den empiriske formelen ovenfor er en lineær differensialligning, hvis løsning er følgende funksjon, som beskriver antall nukleoner som er igjen i kjernen om gangen t:

N = N 0 e - λt

Hvor N 0 er antall nukleoner i kjernen ved det første observasjonsøyeblikket.

Radioaktivitetskonstanten bestemmer altså hvor raskt kjernen forfaller. Imidlertid måler eksperimentelle fysikere vanligvis ikke det, men det såkalte halvt liv kjerne (det vil si perioden hvor kjernen som studeres avgir halvparten av nukleonene den inneholder). For forskjellige isotoper av forskjellige radioaktive stoffer varierer halveringstiden (i full overensstemmelse med teoretiske spådommer) fra milliarddels sekund til milliarder av år. Det vil si at noen kjerner lever nesten evig, og noen forfaller bokstavelig talt øyeblikkelig (her er det viktig å huske at etter halveringstiden gjenstår halvparten av den totale massen til det opprinnelige stoffet, etter to halveringstider - en fjerdedel av massen. , etter tre halveringstider - en åttendedel osv. .d.).

Når det gjelder fremveksten av radioaktive elementer, er de født på forskjellige måter. Spesielt blir ionosfæren (det tynne øvre laget av atmosfæren) på jorden konstant bombardert av kosmiske stråler som består av høyenergipartikler ( cm. Elementærpartikler). Under deres påvirkning deles langlivede atomer i ustabile isotoper: spesielt fra stabil nitrogen-14 i jordens atmosfære dannes den ustabile isotopen karbon-14 med 6 protoner og 8 nøytroner i kjernen konstant ( cm. Radiometrisk datering).

Men saken ovenfor er ganske eksotisk. Mye oftere dannes radioaktive grunnstoffer i reaksjonskjeder atomfisjon . Dette er navnet gitt til en serie hendelser der den opprinnelige ("mor") kjernen forfaller til to "datter" (også radioaktive), som igjen forfaller til fire "barnebarn" kjerner, osv. Prosessen fortsetter til til stabile isotoper er oppnådd. Som et eksempel, la oss ta isotopen uran-238 (92 protoner + 146 nøytroner) med en halveringstid på rundt 4,5 milliarder år. Denne perioden er forresten omtrent lik alderen på planeten vår, noe som betyr at omtrent halvparten av uran-238 fra sammensetningen av det primære stoffet for dannelsen av jorden fortsatt finnes i totalen av jordiske elementer. natur. Uran-238 blir til thorium-234 (90 protoner + 144 nøytroner), som har en halveringstid på 24 dager. Thorium-234 blir til palladium-234 (91 protoner + 143 nøytroner) med en halveringstid på 6 timer - osv. Etter mer enn ti nedbrytningsstadier oppnås endelig den stabile isotopen av bly-206.

Det er mye som kan sies om radioaktivt forfall, men noen få punkter fortjener spesiell omtale. For det første, selv om vi tar en ren prøve av en enkelt radioaktiv isotop som utgangsmateriale, vil den forfalle til forskjellige komponenter, og snart vil vi uunngåelig få en hel "bukett" av forskjellige radioaktive stoffer med forskjellige atommasser. For det andre beroliger de naturlige kjedene av reaksjoner av atomisk forfall oss i den forstand at radioaktivitet er et naturfenomen, det eksisterte lenge før mennesket, og det er ingen grunn til å ta det på oss og skylde på den menneskelige sivilisasjonen alene for det faktum at det er bakgrunn. stråling på jorden. Uran-238 har eksistert på jorden helt siden starten, har forfalt, forfaller – og vil fortsette å forfalle, og atomkraftverk fremskynder denne prosessen, faktisk med en brøkdel av en prosent; så de har ingen spesielt skadelige effekter på deg og meg i tillegg til det som naturen gir.

Til slutt, uunngåeligheten av radioaktivt atomisk forfall utgjør både potensielle problemer og potensielle muligheter for menneskeheten. Spesielt i kjeden av reaksjoner av forfallet av uran-238-kjerner, dannes radon-222 - en edelgass uten farge, lukt og smak, som ikke inngår i noen kjemiske reaksjoner, siden den ikke er i stand til å danne kjemiske obligasjoner. Dette inert gass, og det bokstavelig talt oser fra dypet av planeten vår. Vanligvis har det ingen effekt på oss - det løses rett og slett opp i luften og blir der i en liten konsentrasjon til det brytes ned til enda lettere elementer. Men hvis dette ufarlige radonet forblir i et uventilert rom i lang tid, vil forfallsproduktene over tid begynne å samle seg der - og de er skadelige for menneskers helse (hvis de inhaleres). Slik får vi det såkalte «radonproblemet».

På den annen side gir de radioaktive egenskapene til kjemiske elementer betydelige fordeler for mennesker hvis vi nærmer oss dem med omhu. Spesielt radioaktivt fosfor injiseres nå for å produsere et radiografisk bilde av beinbrudd. Graden av radioaktiviteten er minimal og forårsaker ikke skade på pasientens helse. Når den kommer inn i beinvevet i kroppen sammen med vanlig fosfor, sender den ut nok stråler til å registrere dem på lysfølsomt utstyr og ta bilder av et brukket bein bokstavelig talt fra innsiden. Kirurger har derfor muligheten til å operere på et komplekst brudd ikke blindt og tilfeldig, men ved å studere strukturen til bruddet på forhånd ved å bruke slike bilder. Generelt, applikasjoner radiografi det finnes utallige tall innen vitenskap, teknologi og medisin. Og de jobber alle etter samme prinsipp: de kjemiske egenskapene til et atom (i hovedsak egenskapene til det ytre elektronskallet) gjør det mulig å tilordne et stoff til en viss kjemisk gruppe; deretter, ved å bruke de kjemiske egenskapene til dette stoffet, blir atomet levert "til rett sted", hvoretter, ved å bruke egenskapen til kjernene til dette elementet for å forfalle i strengt samsvar med "skjemaet" etablert av fysikkens lover, forfallsproduktene registreres.

E. Resenford, sammen med den engelske radiokjemikeren F. Soddy, beviste at radioaktivitet er ledsaget av spontan transformasjon av ett kjemisk grunnstoff til et annet.
Videre, som et resultat av radioaktiv stråling, gjennomgår kjernene til atomer av kjemiske elementer endringer.

DESIGNERING AV ATOMKJERNEN

ISOTOPER

Blant de radioaktive grunnstoffene ble det oppdaget grunnstoffer som var kjemisk umulige å skille, men forskjellige i masse. Disse gruppene av grunnstoffer ble kalt "isotoper" ("opptar ett sted i det periodiske systemet"). Kjernene til atomer av isotoper av det samme kjemiske elementet er forskjellige i antall nøytroner.

Det er nå slått fast at alle kjemiske grunnstoffer har isotoper.
I naturen består alle kjemiske elementer, uten unntak, av en blanding av flere isotoper, derfor er atommasser i det periodiske systemet uttrykt i brøktall.
Isotoper av selv ikke-radioaktive grunnstoffer kan være radioaktive.

ALFA - FORfall

Alfa-partikkel (kjerne av et heliumatom)
- karakteristisk for radioaktive grunnstoffer med et serienummer større enn 83
.- loven om bevaring av masse og ladningsnummer er nødvendigvis oppfylt.
- ofte ledsaget av gammastråling.

Alfa-forfallsreaksjon:

Under alfa-forfall av ett kjemisk grunnstoff dannes et annet kjemisk grunnstoff, som i det periodiske systemet er plassert 2 celler nærmere begynnelsen enn det opprinnelige.

Fysisk betydning av reaksjonen:

Som et resultat av utslippet av en alfapartikkel, avtar ladningen til kjernen med 2 elementære ladninger og et nytt kjemisk grunnstoff dannes.

Offsetregel:

Under beta-nedfallet til ett kjemisk grunnstoff dannes et annet grunnstoff, som er plassert i det periodiske systemet i neste celle etter det opprinnelige (en celle nærmere slutten av tabellen).

BETA - DECAY

Beta-partikkel (elektron).
- ofte ledsaget av gammastråling.
- kan være ledsaget av dannelsen av antinøytrinoer (lette elektrisk nøytrale partikler med høy penetreringskraft).
- loven om bevaring av masse og ladningsnummer må være oppfylt.

Beta-forfallsreaksjon:

Fysisk betydning av reaksjonen:

Et nøytron i kjernen til et atom kan bli til et proton, elektron og antinøytrino, som et resultat av kjernen sender ut et elektron.

Offsetregel:

FOR DE SOM IKKE ER SLITT ENNÅ

Jeg foreslår å skrive forfallsreaksjonene og levere inn verket.
(lag en kjede av transformasjoner)

1. Kjernen til hvilket kjemisk grunnstoff er produktet av ett alfa-forfall
og to beta-forfall av kjernen til et gitt grunnstoff?

Strukturen og egenskapene til partikler og atomkjerner har blitt studert i rundt hundre år i henfall og reaksjoner.
Forfall representerer den spontane transformasjonen av ethvert objekt i mikroverdenens fysikk (kjerne eller partikkel) til flere forfallsprodukter:

Både forfall og reaksjoner er underlagt en rekke bevaringslover, blant annet bør følgende lover nevnes:

I fremtiden vil andre fredningslover som virker i forfall og reaksjoner bli diskutert. Lovene nevnt ovenfor er de viktigste, og det som er spesielt viktig, utføres i alle typer interaksjoner.(Det er mulig at loven om bevaring av baryonladning ikke har en slik universalitet som bevaringslovene 1-4, men bruddet er ennå ikke oppdaget).
Prosessene med interaksjoner mellom objekter i mikroverdenen, hvis refleksjon er forfall og reaksjoner, har sannsynlige egenskaper.

Forfaller

Spontant forfall av ethvert objekt i mikroverdenens fysikk (kjerne eller partikkel) er mulig hvis resten av forfallsproduktene er mindre enn massen til primærpartikkelen.

Forfall er karakterisert forfallssannsynligheter , eller den omvendte sannsynligheten for gjennomsnittlig levetid τ = (1/λ). Mengden knyttet til disse egenskapene brukes også ofte halvt liv T 1/2.
Eksempler på spontane forfall

; π 0 → γ + γ; π + → μ + + ν μ ;

(2.4)

n → p + e - + e; μ + → e + + μ + ν e;

(2.5)

I henfall (2.4) er det to partikler i slutttilstand. I forfall (2,5) er det tre.
Vi får henfallsligningen for partikler (eller kjerner). Nedgangen i antall partikler (eller kjerner) over et tidsintervall er proporsjonal med dette intervallet, antall partikler (kjerner) på et gitt tidspunkt og sannsynligheten for forfall:

Integrasjon (2.6) som tar hensyn til startforholdene gir forholdet mellom antall partikler på tidspunktet t og antallet av de samme partiklene på starttidspunktet t = 0:

Halveringstiden er tiden hvor antall partikler (eller kjerner) reduseres med halvparten:

Spontan forfall av ethvert objekt i mikroverdenens fysikk (kjerne eller partikkel) er mulig hvis massen til forfallsproduktene er mindre enn massen til primærpartikkelen. Nedbrytning til to produkter og til tre eller flere er preget av ulike energispektra for forfallsproduktene. Ved henfall til to partikler er spektrene til nedbrytningsproduktene diskrete. Hvis det er mer enn to partikler i den endelige tilstanden, er spektrene til produktene kontinuerlige.

Forskjellen i massene til primærpartikkelen og nedbrytningsproduktene er fordelt mellom henfallsproduktene i form av deres kinetiske energier.
Lovene om bevaring av energi og momentum for forfall bør skrives i koordinatsystemet knyttet til den råtnende partikkelen (eller kjernen). For å forenkle formlene er det praktisk å bruke enhetssystemet = c = 1, der energi, masse og momentum har samme dimensjon (MeV). Bevaringslover for dette forfallet:

Herfra henter vi for de kinetiske energiene til forfallsproduktene

Således, i tilfelle av to partikler i den endelige tilstanden kinetiske energier til produkter bestemmes helt sikkert. Dette resultatet avhenger ikke av om forfallsproduktene har relativistiske eller ikke-relativistiske hastigheter. For det relativistiske tilfellet ser formlene for kinetiske energier noe mer kompliserte ut enn (2.10), men løsningen på likningene for energien og momentumet til to partikler er igjen unik. Det betyr at i tilfelle av henfall til to partikler, er spektrene til henfallsproduktene diskrete.
Hvis tre (eller flere) produkter oppstår i den endelige tilstanden, vil løsning av likningene for lovene for bevaring av energi og momentum ikke føre til et entydig resultat. Når, hvis det er mer enn to partikler i slutttilstanden, er produktenes spektre kontinuerlige.(I det følgende, ved å bruke eksemplet med -decays, vil denne situasjonen bli vurdert i detalj.)
Ved beregning av kinetiske energier til kjernefysiske nedbrytningsprodukter er det praktisk å bruke det faktum at antallet nukleoner A er bevart. (Dette er en manifestasjon baryon charge bevaringslov , siden baryonladningene til alle nukleoner er lik 1).
La oss bruke de oppnådde formlene (2.11) på -forfallet til 226 Ra (det første forfallet i (2.4)).

Masseforskjell mellom radium og dets nedbrytningsprodukter
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 brukte vi tabeller over overskuddsmasser av nøytrale atomer og forholdet M = A + for masser osv. overskuddsmasser Δ)
De kinetiske energiene til helium- og radonkjerner som følge av alfa-nedbrytning er lik:

,
.

Den totale kinetiske energien som frigjøres som et resultat av alfa-forfall er mindre enn 5 MeV og er omtrent 0,5 % av resten av nukleonet. Forholdet mellom den kinetiske energien som frigjøres som et resultat av forfallet og resten av energiene til partikler eller kjerner - kriterium for tillatelighet av å bruke den ikke-relativistiske tilnærmingen. Når det gjelder alfa-henfall av kjerner, tillater småheten til kinetiske energier sammenlignet med hvileenergier oss til å begrense oss til den ikke-relativistiske tilnærmingen i formler (2.9-2.11).

Oppgave 2.3. Beregn energien til partikler som produseres i mesonforfall

Nedbrytningen av π + mesonen skjer i to partikler: π + μ + + ν μ. Massen til π + meson er 139,6 MeV, massen til μ myon er 105,7 MeV. Den nøyaktige verdien av myonnøytrinomassen ν μ er ennå ikke kjent, men det er fastslått at den ikke overstiger 0,15 MeV. I en omtrentlig beregning kan vi sette den lik 0, siden den er flere størrelsesordener lavere enn forskjellen mellom pion- og myonmassene. Siden forskjellen mellom massene til π + mesonen og dens nedbrytningsprodukter er 33,8 MeV, er det for nøytrinoer nødvendig å bruke relativistiske formler for forholdet mellom energi og momentum. I videre beregninger kan den lave nøytrinomassen neglisjeres og nøytrinoen kan betraktes som en ultrarelativistisk partikkel. Lover for bevaring av energi og momentum i forfallet av π + mesonen:

m π = m μ + T μ + E ν
|p ν |

= | p μ |

E ν = p ν
Et eksempel på to-partikkelforfall er også utslipp av et -kvante under overgangen til en eksitert kjerne til et lavere energinivå. I alle to-partikkelhenfallene som er analysert ovenfor, har nedbrytningsproduktene en «eksakt» energiverdi, dvs. diskret spektrum. En dypere vurdering av dette problemet viser imidlertid det

.

spekteret til selv produktene av to-partikkelforfall er ikke en funksjon av energi.

Spekteret av henfallsprodukter har en begrenset bredde Γ, som er større jo kortere levetiden til den råtnende kjernen eller partikkelen er.
(Denne relasjonen er en av formuleringene av usikkerhetsrelasjonen for energi og tid).
Eksempler på trekropps-forfall er -forfall.
Nøytronet gjennomgår -forfall, og blir til et proton og to leptoner - et elektron og et antinøytrino: np + e - + e.
Leptoner selv, for eksempel myonen, opplever også beta-forfall (gjennomsnittlig levetid for en myon

.

τ = 2,2 ·10 –6 sek):
Bevaringslover for myonforfall ved maksimal elektronmomentum:

For den maksimale kinetiske energien til myonforfallselektronet får vi ligningen

Den kinetiske energien til elektronet er i dette tilfellet to størrelsesordener høyere enn hvilemassen (0,511 MeV). Momentumet til et relativistisk elektron faller praktisk talt sammen med dets kinetiske energi, faktisk