Трофимова Т.И. Курс физики

Подождите немного. Документ загружается.

ную последовательную теорию атомно-

го ядра. Поэтому в настоящее время

прибегают к рассмотрению

приближен-

ных ядерных моделей, в которых ядро

заменяется некоторой модельной сис-

темой, довольно хорошо описывающей

только определенные свойства ядра и

допускающей более или менее простую

математическую трактовку. Из большо-

го числа моделей, каждая из которых

обязательно использует подобранные

произвольные параметры, согласующи-

еся с экспериментом, рассмотрим две:

капельную

оболочечиую.

1. Капельная модель ядра (1936;

Н.Бор и Я.И.Френкель). Капельная

модель ядра является первой моделью.

Она основана на аналогии между пове-

дением нуклонов в ядре и поведением

молекул в капле жидкости.

Так, в обоих случаях силы, действу-

ющие между составными частицами —

молекулами в жидкости и нуклонами в

ядре,

—

являются короткодействующи-

ми и им свойственно насыщение. Для

капли жидкости при данных внешних

условиях характерна постоянная плот-

ность ее вещества. Ядра же характери-

зуются практически постоянной удель-

ной энергией связи и постоянной плот-

ностью, не зависящей от

числа

нукло-

нов в ядре. Наконец, объем капли, так

же как и объем ядра [см.

(251.1)],

про-

порционален числу частиц.

Существенное отличие ядра от кап-

ли жидкости в этой модели заключает-

ся в том, что она трактует ядро как кап-

лю электрически заряженной несжима-

емой жидкости (с плотностью, равной

ядерной), подчиняющуюся законам

квантовой механики. Капельная модель

ядра позволила получить полуэмпири-.

ческую формулу для энергии связи

нуклонов в ядре, объяснила механизм

ядерных реакций и особенно реакции

деления ядер. Однако эта модель не

смогла, например, объяснить повышен-

ную устойчивость ядер, содержащих

магические числа протонов и нейтронов.

2. Оболочечная модель ядра

[1949

—

1950; американский физик М. Гепперт-

Майер (1906 —

1975)

и немецкий физик

Х.Иенсен

(1907-1973)]. Оболочечная

модель предполагает распределение

нуклонов в ядре

по

дискретным энер-

гетическим уровням (оболочкам), за-

полняемым нуклонами согласно прин-

ципу Паули, и связывает устойчивость

ядер с заполнением этих уровней. Счи-

тается, что ядра с полностью заполнен-

ными оболочками являются наиболее

устойчивыми. Такие особо устойчивые

(магические) ядра действительно суще-

ствуют (см. § 252).

Оболочечная модель ядра позволи-

ла объяснить спины и магнитные мо-

менты ядер, различную устойчивость

атомных ядер, а также периодичность

изменений их свойств. Эта модель осо-

бенно хорошо применима для описания

легких и средних ядер, а также для ядер,

находящихся в основном (невозбуж-

денном)

состоянии.

По мере дальнейшего накопления

экспериментальных данных о свой-

ствах атомных ядер появлялись все но-

вые факты, не укладывающиеся в рам-

ки описанных моделей. Так возникли

обобщенная модель ядра (синтез ка-

пельной и оболочечной моделей), оп-

тическая модель ядра (объясняет вза-

имодействие ядер с налетающими час-

тицами) и другие модели.

§ 255. Радиоактивное излучение

и его виды

Французский физик А. Беккерель

(1852-1908) в 1896 г. при изучении

люминесценции

солей

урана случайно

обнаружил самопроизвольное испуска-

6 Курс физики

481

ние ими излучения

неизвестной

приро-

ды, которое действовало на фотоплас-

тинку, ионизировало воздух, проника-

ло сквозь тонкие металлические плас-

тинки, вызывало люминесценцию ряда

веществ.

Продолжая исследование этого яв-

ления, супруги Кюри — Мария

(1867

—

1934) и Пьер (1856-1906) - обнару-

жили, что беккерелевское излучение

свойственно не только урану, но и мно-

гим другим тяжелым элементам, таким,

как торий и актиний. Они показали так-

же, что урановая смоляная обманка

(руда, из которой добывается металли-

ческий уран) испускает излучение, ин-

тенсивность которого во много раз пре-

вышает интенсивность излучения ура-

на. Таким образом удалось выделить

два новых элемента — носителя бекке-

релевского излучения: полоний

|"Ро

радий

g|Ra.

Обнаруженное излучение было назва-

но радиоактивным излучением, а са-

мо явление — испускание радиоактив-

ного излучения —радиоактивностью.

Дальнейшие опыты показали, что на

характер радиоактивного излучения

препарата не оказывают влияния вид

химического соединения, агрегатное

состояние, механическое давление, тем-

пература, электрические и магнитные

поля, т.е. все те воздействия, которые

могли бы привести к изменению состо-

яния электронной оболочки атома.

Следовательно, радиоактивные свой-

ства элемента обусловлены лишь

структурой его ядра.

В настоящее время под радиоак-

тивностью понимают способность не-

которых атомных ядер самопроизволь-

но (спонтанно) превращаться в другие

ядра с испусканием различных видов

радиоактивных излучений. Радиоак-

тивность подразделяется на есте-

ственную (наблюдается у неустойчи-

вых изотопов, существующих в приро-

де) и искусственную (наблюдается у

изотопов, полученных посредством

ядерных реакций). Принципиального

различия между этими двумя типами

радиоактивности нет, так как законы

радиоактивного превращения в обоих

случаях одинаковы.

Радиоактивное излучение бывает

трех типов: а-, (3- и

^-излучение.

Подроб-

ное их исследование позволило выяс-

нить природу и основные свойства.

а-Излучение

отклоняется электри-

ческим и магнитным полями, обладает

высокой ионизирующей способностью

и малой проникающей способностью

(например, поглощаются слоем алюми-

ния толщиной примерно 0,05 мм).

а-Излучение

представляет собой поток

ядер гелия; заряд

а-частицы

равен

+2е,

а масса совпадает с массой ядра изото-

па гелия

зНе.

По отклонению

а-частиц

в электрическом и магнитном полях

был определен их

удельный

заряд —*-,

значение которого подтвердило пра-

вильность представлений об их природе.

^-Излучение

отклоняется электри-

ческим и магнитным полями; его иони-

зирующая способность значительно

меньше

(примерно на два порядка), а

проникающая способность гораздо

больше (поглощается слоем алюминия

толщиной примерно 2 мм), чем у а-ча-

стиц.

(3-Излучение

представляет собой

поток быстрых электронов (это вытека-

ет из определения их удельного заряда).

Поглощение потока электронов с

одинаковыми скоростями в однород-

ном веществе подчиняется экспоненци-

альному закону

iix

где

N—

число электронов на входе и выходе

слоя вещества толщиной х,

— коэф-

фициент поглощения.

(3-Излучение

сильно рассеивается в веществе, поэто-

му

(.i

зависит не только от вещества, но

482

и от размеров и формы тел, на которые

(3-излучение

падает.

^-Излучение

не отклоняется элект-

рическим и магнитным полями, обла-

дает относительно слабой ионизирую-

щей способностью и очень большой

проникающей способностью (напри-

мер, проходит через слой свинца тол-

щиной 5 см), при прохождении через

кристаллы обнаруживает дифракцию.

Ч"Излучение

представляет собой корот-

коволновое электромагнитное излуче-

ние с чрезвычайно малой длиной вол-

ны \ <

10~

м и вследствие этого —

ярко выраженными корпускулярными

свойствами, т.е. является потоком час-

тиц —

^-квантов

(фотонов).

§ 256. Закон радиоактивного

распада. Правила смещения

Под радиоактивным распадом,

или просто распадом, понимают есте-

ственное радиоактивное

прсвращение

ядер, происходящее самопроизвольно.

Атомное ядро, испытывающее радио-

активный распад, называется мате-

ринским, возникающее ядро — дочер-

ним. Теория радиоактивного распада

строится на предположении о том, что

радиоактивный распад является спон-

танным процессом, подчиняющимся

статистическим законам. Так как от-

дельные радиоактивные ядра распада-

ются независимо друг от

друга,

то мож-

но считать, что число ядер

d/V,

распав-

шихся в среднем за интервал времени

от t до i + dt, пропорционально проме-

жутку времени dt

числу N

иераспав-

шихся

ядер

моменту времени

dN=-\Ndt,

(256.1)

где \ — постоянная для данного радио-

активного вещества величина, называ-

емая постоянной радиоактивного

распада; знак «—» указывает, что общее

число радиоактивных ядер в процессе

распада уменьшается. Разделив пере-

менные и интегрируя:

получим

(256.2)

где

— начальное число нераспавших-

ся ядер (в момент времена t — 0); N —

число

нераспавшихся

ядер в момент

времени t.

Формула (256.2) выражает закон

радиоактивного распада, согласно ко-

торому число нераспавшихся ядер убы-

вает со временем

по

экспоненциально-

му закону.

Интенсивность процесса радиоак-

тивного распада характеризуют две ве-

личины: период полураспада

{

среднее время жизни т радиоактивно-

го ядра. Период полураспада

—

время, за которое исходное число ра-

диоактивных ядер в среднем уменьша-

ется вдвое. Тогда, согласно (256.2),

откуда

Периоды полураспада для естест-

венно-радиоактивных элементов ко-

леблются от десятимиллионных долей

секунды до многих миллиардов лет.

Суммарная продолжительность жиз-

ни

сШядер

равна t\dN\ = \Ntdt. Про-

интегрировав это выражение по всем

возможным t (т.е. от 0 до оо) и разде-

лив на начальное число ядер

()

полу-

чим среднее время жизни т радиоак-

тивного ядра:

483

ОО

ОС

-i-

[\Ntdt = —

[\N

te-*dt

[учтено (256.2)]. Таким образом, сред-

нее время жизни т радиоактивного ядра

есть величина, обратная постоянной

радиоактивного распада

Активностью А нуклида (общее

название атомных ядер, отличающихся

числом протонов Z и нейтронов N) в

радиоактивном источнике называется

число распадов, происходящих с ядра-

ми образца в 1 с:

А =

= \N.

(256.3)

Единица активности в СИ — бекке-

рель

(Бк): 1

к — активность нуклида,

при которой за 1 с происходит один акт

распада. До сих пор в ядерной физике

применяется и внесистемная единица ак-

тивности нуклида в радиоактивном ис-

точнике — кюри (Ки): 1 Ки

3,7 •

1()

Бк.

Радиоактивный распад происходит

в соответствии с так называемыми пра-

вилами смещения, позволяющими ус-

тановить, какое ядро возникает в ре-

зультате распада данного материнско-

го ядра. Правила смещения:

для

а-распада,

(256.4)

?е

для

^-распада,

(256.5)

где

^Х

— материнское ядро; Y — сим-

вол дочернего ядра; file — ядро гелия

(а-частица);

Jje

— символическое обозна-

чение электрона (заряд его равен — 1,

а массовое число — нулю).

Правила смещения являются ничем

иным, как следствием двух законов,

выполняющихся при радиоактивных

распадах, — сохранения зарядовых чисел

и сохранения массовых чисел: сумма за-

рядовых чисел (массовых чисел) возни-

кающих ядер и частиц равна зарядовому

числу (массовому числу) исходного ядра.

Возникающие в результате радиоак-

тивного распада ядра могут быть, в

свою очередь, радиоактивными. Это

приводит к возникновению цепочки,

или ряда, радиоактивных превраще-

ний, заканчивающихся стабильным

элементом. Совокупность элементов,

образующих такую цепочку, называет-

ся радиоактивным семейством.

Из правил смещения (256.4) и

(256.5) вытекает, что массовое число

при

а-распаде

уменьшается на 4, а при

(3-распаде

не меняется. Поэтому для

всех ядер одного и того же радиоактив-

ного семейства остаток от деления мас-

сового числа на 4 одинаков. Таким об-

разом, существует четыре различных

радиоактивных семейства, для каждо-

го из которых массовые числа задают-

ся одной из следующих формул:

А -

4n,

+ 1, An + 2, An + 3,

где п — целое положительное число.

Семейства называются по наиболее

долгоживущему (с наибольшим пери-

одом полураспада) «родоначальнику»:

семейства тория (от

iJoTh),

нептуния

(от

9^р),

урана (от

!!lJ)

и актиния (от

|jAc).

Конечными нуклидами соответ-

ственно ЯВЛЯЮТСЯ

glPb,

8;|Bi,

g2Pb,

з2РЬ,

т.е. единственное семейство не-

птуния (искусственно-радиоактивные

ядра) заканчивается нуклидом Bi, а все

остальные (естественно-радиоактив-

ные ядра) — нуклидами

РЬ.

§ 257. Закономерности а-распада

В настоящее время известно более

двухсот

а-активных

ядер, главным об-

разом тяжелых {А > 200, Z > 82). Толь-

484

ко небольшая группа

а-активных

ядер

приходится на область с А = 140 — 160

(редкие

земли),

а-Распад

подчиняется

правилу смещения (256.4). Примером

а-распада

служит распад изотопа ура-

на

238

с образованием Th:

Скорости вылетающих при распаде

а-частиц очень велики и колеблются

для разных ядер в пределах от 1,4 • 10

до 2 • 10

м/с, что соответствует энерги-

ям от 4 до 8,8 МэВ. Согласно современ-

ным представлениям, а-частлцы обра-

зуются в момент радиоактивного рас-

пада при встрече движущихся внутри

ядра двух протонов и двух нейтронов.

а-Частицы, испускаемые конкрет-

ным ядром, обладают, как правило, оп-

ределенной энергией. Более тонкие из-

мерения, однако, показали, что энерге-

тический спектр а-частиц, испускае-

мых данным радиоактивным элемен-

том, обнаруживает «тонкую структу-

ру», т.е. испускается несколько групп

а-частиц, причем в пределах каждой

группы их энергии практически посто-

янны. Дискретный спектр а-частиц

свидетельствует о том, что атомные

ядра обладают дискретными энергети-

ческими уровнями.

Для а-распада характерна сильная

зависимость между периодом полурас-

пада

Т\/2

и энергией вылетающих час-

тиц. Эта взаимосвязь определяется эм-

пирическим законом Гейгера — Нэтто-

ла

(1912)

который обычно выражают

в виде зависимости между пробегом

(расстоянием, проходимым частицей в

веществе до ее полной остановки) а-

частиц в воздухе и постоянной радио-

активного распада \:

(257.1)

Д.Нэттол (1890-1958) - английский фи-

зик; Х.Гейгер (1882—1945) — немецкий физик.

где X =

—, Аи В — эмпирические кон-

станты. Согласно (257.1), чем меньше

период полураспада радиоактивного

элемента, тем больше пробег, а следо-

вательно, и энергия испускаемых им

а-частиц. Пробег а-частиц в воздухе

(при нормальных условиях) составля-

ет несколько сантиметров, в более

плотных средах он гораздо меньше —

сотые доли миллиметра (а-частицы

можно задержать обычным листом бу-

маги).

Опыты Резерфорда по рассеянию

а-частиц на ядрах урана показали, что

а-частицы вплоть до энергии 8,8 МэВ

испытывают на ядрах резерфордовское

рассеяние, т.е. силы, действующие на

а-частицы со стороны ядер, описывают-

ся законом Кулона. Подобный характер

рассеяния а-частиц указывает на то, что

они еще не вступают в область действия

ядерных сил, т. е. можно сделать вывод,

что ядро окружено потенциальным

барьером, высота которого не меньше

8,8 МэВ. С другой стороны, а-частицы,

испускаемые ураном, имеют энергию

4,2 МэВ. Следовательно, а-частицы вы-

летают из а-радиоактивного ядра с

энергией, заметно меньшей высоты по-

тенциального барьера. Классическая

механика этот результат объяснить не

могла.

Объяснение а-распада дано кванто-

вой механикой, согласно которой вылет

а-частицы из ядра возможен благода-

ря туннельному эффекту (см. § 221) —

проникновению а-частицы сквозь по-

тенциальный барьер. Всегда имеется

отличная от нуля вероятность того, что

частица с энергией, меньшей высоты

потенциального барьера, пройдет сквозь

него, т.е., действительно, из а-радио-

активного ядра а-частицы могут выле-

тать с энергией, меньшей высоты потен-

циального барьера. Этот эффект цели-

485

ком обусловлен волновой природой

а-частиц.

Вероятность прохождения

а-части-

цы сквозь потенциальный барьер опре-

деляется его формой и вычисляется на

основе уравнения Шредингера. В про-

стейшем случае потенциального барь-

ера с прямоугольными вертикальными

стенками (см. рис.

301,

а)

коэффициент

прозрачности, определяющий вероят-

ность прохождения сквозь потенциаль-

ный барьер, рассчитывается по рассмот-

ренной ранее формуле (221.7):

Анализируя это выражение, видим,

что коэффициент прозрачности D тем

больше (следовательно, тем меньше

период полураспада), чем меньший по

высоте (U) и ширине

(/)

барьер нахо-

дится на пути

а-частицы.

Кроме того,

при одной и той же потенциальной кри-

вой барьер на пути частицы тем мень-

ше, чем больше ее энергия Е. Таким об-

разом качественно подтверждается за-

кон

Гейгера—Нэттола

[см. (257.1)].

§ 258.

(3~-Распад.

Нейтрино

Явление

(3~-распада

(в дальнейшем

будет показано, что существует и

-рас-

пад) подчиняется правилу смещения

(256.5)

Рис.

346

связано с выбросом электрона. При-

шлось преодолеть целый ряд трудно-

стей с трактовкой

(3~-распада.

Во-первых, необходимо было обо-

сновать происхождение электронов,

выбрасываемых в процессе

(3~-распада.

Протонно-нейтронное

строение ядра

исключает возможность вылета элект-

рона из ядра, поскольку в ядре элект-

ронов нет. Предположение же, что элек-

троны вылетают не из ядра, а из элект-

ронной оболочки, несостоятельно, по-

скольку тогда должно было бы наблю-

даться оптическое или рентгеновское

излучение, что не подтверждают экспе-

рименты.

Во-вторых, необходимо было объяс-

нить непрерывность энергетического

спектра испускаемых электронов (ти-

пичная для всех изотопов кривая распре-

деления (3~-частиц по энергиям приведе-

на на рис. 346). Каким же образом

^-ак-

тивные ядра, обладающие до и после рас-

пада вполне определенными энергиями,

могут выбрасывать электроны со значе-

ниями энергии от нуля до некоторого

максимального

лх

Означает ли это,

что энергетический спектр испускаемых

электронов является непрерывным?

Гипотеза о том, что при

(3~-распаде

электроны покидают ядро со строго оп-

ределенными энергиями, но в резуль-

тате каких-то вторичных взаимодей-

ствий теряют ту или иную долю своей

энергии, так что их первоначальный

дискретный спектр превращается в не-

прерывный, была опровергнута прямы-

ми калориметрическими опытами. Так

как максимальная энергия

птх

опреде-

ляется разностью масс материнского и

дочернего ядер, то распады, при кото-

рых энергия электрона Е <

тлх

как

бы

протекают с нарушением закона сохра-

нения энергии. Н.Бор даже пытался

обосновать это нарушение, высказывая

предположение, что закон сохранения

486

энергии носит

статистический

характер

и выполняется лишь в среднем

для

большого числа элементарных процес-

сов. Отсюда видно, насколько принци-

пиально важно было разрешить это зат-

руднение.

В-третьих, необходимо было разоб-

раться с несохранением спина в

^-рас-

паде. При (3"-распаде число нуклонов в

ядре не изменяется (так как сохраняет-

ся массовое число А), поэтому не дол-

жен изменяться и спин ядра, который

равен целому числу

при четном А и

полуцелому

Гг

при нечетном А. Однако

выброс электрона, имеющего спин ~,

должен изменить спин ядра на

величи-

Последние два затруднения приве-

ли В. Паули к гипотезе (1931) о том, что

при

(3~-распаде

вместе с электроном ис-

пускается еще одна нейтральная части-

ца — нейтрино. Нейтрино имеет нуле-

вой заряд, спин

1/2

(в единицах

ну-

левую (а скорее

<10~

)

массу: обозна-

чается

°у

Впоследствии оказалось,

что при

(3~-распаде

испускается не ней-

трино, а антинейтрино (античастица

по отношению к нейтрино; обознача-

ется

(;

Гипотеза о существовании нейтри-

но позволила Э. Ферми создать теорию

(3"-распада

(1934), которая в основном

сохранила свое значение и в настоящее

время, хотя экспериментально суще-

ствование нейтрино было доказано бо-

лее чем через 20 лет (1956). Столь дли-

тельные «поиски» нейтрино сопряже-

ны с большими трудностями, обуслов-

ленными отсутствием у нейтрино элек-

трического заряда и массы.

Нейтрино — единственная частица,

не участвующая ни в сильных, ни в

электромагнитных взаимодействиях;

единственный вид взаимодействий, в

котором может принимать участие ней-

трино, — слабое взаимодействие. Поэто-

му прямое наблюдение нейтрино весь-

ма затруднительно. Ионизирующая спо-

собность нейтрино столь мала, что один

акт ионизации в воздухе приходится на

500 км пути. Проникающая же способ-

ность нейтрино столь огромна (пробег

нейтрино с энергией 1 МэВ в свинце со-

ставляет примерно 10

м!), что за-

трудняет удержание этих частиц в при-

борах.

Для экспериментального выявления

нейтрино (антинейтрино) применялся

поэтому косвенный метод, основанный

на том, что в реакциях (в том числе с

участием нейтрино) выполняется закон

сохранения импульса. Таким образом,

нейтрино было обнаружено при изуче-

нии отдачи атомных ядер при

(3~-распа-

де. Если при

3"-распаде

ядра вместе с

электроном выбрасывается и антиней-

трино, то векторная сумма трех импуль-

сов — ядра отдачи, электрона и антиней-

трино — должна быть равна нулю. Это

действительно подтвердилось на опы-

те. Непосредственное обнаружение

нейтрино стало возможным лишь зна-

чительно позднее, после появления

мощных реакторов, позволяющих по-

лучать интенсивные потоки нейтрино.

Введение нейтрино (антинейтрино)

позволило не только объяснить кажу-

щееся несохранение спина, но и разоб-

раться с вопросом непрерывности энер-

гетического спектра выбрасываемых

электронов. Сплошной спектр

(3~-час-

тиц обусловлен распределением энер-

гии между электронами и антинейтри-

но, причем сумма энергий обеих частиц

равна

тлх

В одних актах распада боль-

шую энергию получает антинейтрино,

в других — электрон; в граничной точ-

ке кривой на рис. 346, где энергия элек-

трона равна

птх

вся энергия распада

уносится электроном, а энергия анти-

нейтрино равна нулю.

487

Наконец, рассмотрим вопрос о про-

исхождении электронов при

(3~

-распа-

де. Поскольку электрон не вылетает из

ядра и не вырывается из оболочки ато-

ма, было сделано предположение, что

$-электрон

рождается в результате

процессов, происходящих внутри ядра.

Так как при

Р~-распаде

число нуклонов

в ядре не изменяется, a Z увеличивает-

ся на единицу [см. (256.5)], то един-

ственной возможностью одновремен-

ного осуществления этих условий яв-

ляется превращение одного из нейтро-

нов

^-активного

ядра в протон с одно-

временным образованием электрона и

вылетом антинейтрино:

(258.1)

В этом процессе выполняются зако-

ны сохранения зарядовых чисел, им-

пульса и массовых чисел. Кроме того,

данное превращение энергетически

возможно, так как масса нейтрона пре-

вышает массу атома водорода, т. е. про-

тона и электрона вместе взятых. Дан-

ной разности в массах соответствует

энергия, равная 0,782 МэВ. За счет этой

энергии может происходить самопроиз-

вольное превращение нейтрона в про-

тон; энергия распределяется между

электроном и антинейтрино.

Если превращение нейтрона в про-

тон энергетически выгодно и вообще

возможно, то должен наблюдаться

ра-

диоактивный распад свободных нейтро-

нов (т.е. нейтронов вне ядра). Обнару-

жение этого явления было бы подтвер-

ждением изложенной теории

[3~-распа-

да. Действительно, в 1950 г. в потоках

нейтронов большой интенсивности,

возникающих в ядерных реакторах, был

обнаружен радиоактивный распад сво-

бодных нейтронов, происходящий по

схеме (258.1). Энергетический спектр

возникающих при этом электронов со-

ответствовал приведенному на рис. 346,

а верхняя граница энергии электронов

хх

оказалась

равной

рассчитанной

выше (0,782 МэВ).

§ 259. Гамма-излучение

и его свойства

Экспериментально установлено, что

^-излучение

(см. § 255) не является са-

мостоятельным видом радиоактивнос-

ти, а только сопровождает а- и

(3-pacna-

ды и также возникает при ядерных ре-

акциях, при торможении заряженных

частиц, их распаде и т.д.

^-Спектр

яв-

ляется линейчатым.

^-Спектр

— это

распределение числа

^-квантов

по энер-

гиям (такое же толкование

(3-спектра

дано в § 258). Дискретность

~fспектра

имеет принципиальное значение, так

как является доказательством дискрет-

ности энергетических состояний атом-

ных ядер.

В настоящее время твердо установ-

лено, что

^-излучение

испускается до-

черним (а не материнским) ядром. До-

чернее ядро в момент своего образова-

ния, оказываясь возбужденным, за вре-

мя примерно 10~

—10~

с, значитель-

но меньшее времени жизни возбужден-

ного атома (примерно

10~

с), перехо-

дит в основное состояние с испускани-

ем

^-излучения.

Возвращаясь в основ-

ное состояние, возбужденное ядро мо-

жет пройти через ряд промежуточных

состояний, поэтому

^-излучение

одно-

го и того же радиоактивного изотопа

может содержать несколько групп

^-квантов,

отличающихся одна от дру-

гой

своей энергией.

При

^-излучении

Z ядра не из-

меняются, поэтому оно не описывает-

ся никакими правилами смещения.

Ч-Излучение

большинства ядер являет-

ся столь коротковолновым, что его вол-

новые свойства проявляются весьма

488

слабо. Здесь на первый план выступа-

ют корпускулярные свойства, поэтому

^-излучение

рассматривают как поток

частиц —

^-квантов.

При радиоактив-

ных распадах различных ядер

^-кван-

ты имеют энергии от 10 кэВ до 5 МэВ.

Ядро, находящееся в возбужденном

состоянии, может перейти в основное

состояние не только при испускании

^-кванта,

но и при непосредственной

передаче энергии возбуждения (без

предварительного испускания

^-кван-

та) одному из электронов того же ато-

ма. При этом испускается так называе-

мый электрон конверсии. Само явле-

ние называется внутренней конверси-

ей. Внутренняя конверсия — процесс,

конкурирующий с

^-излучением.

Электронам конверсии соответству-

ют дискретные значения энергии, зави-

сящей от работы выхода электрона из

оболочки, из которой электрон выры-

вается, и от энергии Е, отдаваемой яд-

ром при переходе из возбужденного со-

стояния в основное. Если вся энергия

Е выделяется в виде

^f-кванта,

то часто-

та излучения v определяется

из

извест-

ного соотношения Е = hv. Если же ис-

пускаются электроны внутренней кон-

версии, то их энергии равны Е —

Е —

—

,...,

где

, A

,...

— работа выхода

электрона из К-, ...

1-оболочек.

Моноэнергетичность электронов

конверсии позволяет отличить их от

(3-электронов,

спектр которых непреры-

вен (см. § 258). Возникшее в результа-

те вылета электрона вакантное место на

внутренней оболочке атома будет за-

полняться электронами с вышележа-

щих оболочек. Поэтому внутренняя

конверсия всегда сопровождается ха-

рактеристическим рентгеновским излу-

чением.

Ч"Кванты,

обладая нулевой массой

покоя, не могут замедляться в среде,

поэтому при прохождении ^ -излучения

сквозь вещество они либо поглощают-

ся, либо рассеиваются им.

^-Кванты

не

несут электрического заряда и тем са-

мым не испытывают влияния кулонов-

ских сил. При прохождении пучка

^-квантов

сквозь вещество их энергия

не меняется, но в результате столкно-

вений ослабляется интенсивность, из-

менение которой описывается экспо-

ненциальным законом

)

е"

|17

/—

интенсивности

^-излучения

на входе и

выходе слоя поглощающего вещества

толщиной

х)

— коэффициент погло-

щения). Так как

^-излучение

— самое

проникающее излучение, то

для мно-

гих веществ — очень малая величина;

зависит от свойств вещества и энер-

гии

^-квантов.

"у-Кванты,

проходя сквозь вещество,

могут взаимодействовать

как

с элект-

ронной оболочкой атомов вещества, так

и с их ядрами. В

квантовой

электроди-

намике доказывается, что основными

процессами, сопровождающими про-

хождение

^-излучения

сквозь вещество,

являются фотоэффект,

комптон-эф-

фект

(комптоиовское

рассеяние) и об-

разование электронно

-позитрониых

пар.

Фотоэффект, или фотоэлектри-

ческое поглощение

^-излучения,

— это

процесс, при котором атом поглощает

^-квант

и испускает электрон. Так как

электрон выбивается из одной из внут-

ренних оболочек атома, то освободив-

шееся место заполняется электронами

из вышележащих оболочек, и фотоэф-

фект сопровождается характеристиче-

ским рентгеновским излучением.

Фотоэффект является преобладаю-

щим механизмом поглощения в области

малых энергий

^-квантов

(Е

^ 100 кэВ).

Фотоэффект может идти только на свя-

занных электронах, так как свободный

электрон не может поглотить

^-квант,

при этом одновременно не удовлетво-

489

ряются законы сохранения энергии и

импульса.

По мере увеличения энергии

^-кван-

тов

(£!.

(

0,5

МэВ)

вероятность фото-

эффекта очень мала и основным меха-

низмом взаимодействия

^-квантов

с ве-

ществом является комптоновское

рассеяние (см. § 206).

При

Я,

>1,02 МэВ = 2т

(т

масса электрона) становится возмож-

ным процесс образования электронно-

позитронных пар в электрических по-

лях ядер. Вероятность этого процесса

пропорциональна Z

и увеличивается с

ростом

Поэтому при

Е^

10 МэВ

основным процессом взаимодействия

"Ч-излучения

в любом веществе являет-

ся образование

электронно-позитрон-

пых

пар.

Если энергия

^-кванта

превышает

энергию связи нуклонов в ядре (7 —

8 МэВ), то в результате поглощения

^-кванта

может наблюдаться ядерный

фотоэффект — выброс из ядра одно-

го из нуклонов, чаще всего нейтрона.

Большая проникающая способность

^-излучения

используется в гамма-де-

фектоскопии — методе дефектоскопии,

основанном на различном поглощении

Ч"излучения

при

распространении его на

одинаковое расстояние в разных средах.

Местоположение и размеры дефектов

(раковины,

трещины

т. д.) определяют-

ся по различию в интенсивности излу-

чения, прошедшего через разные участ-

ки просвечиваемого изделия.

Воздействие

-(-излучения

(а также

других видов ионизирующего излуче-

ния) на вещество характеризуют дозой

ионизирующего излучения. Различают

поглощенную, экспозиционную и био-

логическую дозы излучения.

Поглощенная доза излучения —

физическая

величина,

равная отноше-

нию энергии излучения к массе облу-

чаемого вещества.

Единица поглощенной дозы излуче-

ния — грей

(Гр)

Гр = 1 Дж/кг — доза

излучения, при которой облученному

веществу массой 1 кг передается энер-

гия любого ионизирующего излучения

1Дж.

Экспозиционная доза излучения —

физическая величина, равная отноше-

нию суммарного заряда всех ионов од-

ного знака, созданных в воздухе, при

полном торможении вторичных элект-

ронов, образующихся в элементарном

объеме, к массе воздуха в этом объеме.

Единица экспозиционной дозы излуче-

ния — кулон на килограмм (Кл/кг);

внесистемной единицей

является

рен-

тген (Р): 1 Р

2,58 •

10~

Кл/кг.

Биологическая доза — величина,

определяющая воздействие излучения

на организм.

Единица биологической дозы — био-

логический эквивалент рентгена

(бэр): 1 бэр — доза любого вида иони-

зирующего излучения, производящая

такое же биологическое действие, как

и доза рентгеновского или

^-излучения

в1Р(1бэр

10-

Дж/кг).

Мощность дозы излучения — вели-

чина, равная отношению дозы излуче-

ния ко времени облучения. Различают:

1) мощность поглощенной дозы [еди-

ница — грей на секунду (Гр/с)]; 2) мощ-

ность экспозиционной дозы [едини-

ца — ампер на килограмм (А/кг)].

§ 260. Резонансное поглощение

,-излучения

(эффект Мёссбауэра

)

Как уже указывалось, дискретный

спектр

^-излучения

обусловлен диск-

ретностью энергетических уровней ядер

атомов. Однако как следует из соотноше-

С. Грей

(1666—1736)

— английский физик.

Р. Мёссбауэр (р. 1929) — немецкий физик.

490