Бета излучение

Альфа-распад

α-распад — испускание ядром альфа-частицы. Что это такое? Все просто — так называют ядро атома гелия, то есть частицу из двух протонов и двух нейтронов.

У нас был элемент X с массовым числом A и с зарядовым числом Z
Атом испускает альфа-частицу с массовым числом=4 и зарядовым числом=2
Мы получаем новый элемент с массовым числом=A-4 и зарядовым числом=Z-2

В α-распаде заряд уменьшается на 2, а масса уменьшается на 4.

Самостоятельно подготовиться к ОГЭ непросто. На то, чтобы разобраться со всеми темами, понадобится много времени. Но и это не решит проблему! Например, если вы запомнили какое-то решение из интернета, а оно оказалось неправильным, можно на пустом месте потерять баллы

Если хотите научиться решать все задания ОГЭ по физике, обратите внимание на онлайн-курсы MAXIMUM! Наши специалисты уже проанализировали сотни вариантов ОГЭ и подготовили для вас вас максимально полезные занятия.Приходите к нам на пробный урок! Вы узнаете всю структуру ОГЭ-2021, разберете сложные задания из первой части, получите полезные рекомендации и узнаете, как устроена подготовка к экзаменам в MAXIMUM. Все это абсолютно бесплатно!

История

Идея двойного бета-распада была впервые предложена Марией Гепперт-Майер в 1935 году. В 1937 году Этторе Майорана продемонстрировал, что все результаты теории бета-распада остаются неизменными, если нейтрино было собственной античастицей, теперь известной как частица Майорана . В 1939 году Венделл Х. Ферри предположил, что если нейтрино являются майорановскими частицами, то двойной бета-распад может происходить без испускания каких-либо нейтрино, посредством процесса, который теперь называется безнейтринным двойным бета-распадом. Пока не известно, является ли нейтрино майорановской частицей и, соответственно, существует ли в природе безнейтринный двойной бета-распад.

В 1930–40-х годах нарушение четности в слабых взаимодействиях не было известно, и, следовательно, расчеты показали, что безнейтринный двойной бета-распад должен иметь гораздо большую вероятность, чем обычный двойной бета-распад, если нейтрино были майорановскими частицами. Прогнозируемый период полураспада был порядка 10 15–16 лет. Попытки наблюдать за процессом в лаборатории относятся как минимум к 1948 году, когда Эдвард Л. Файерман предпринял первую попытку напрямую измерить период полураспада вещества.124Snизотопа с помощью счетчика Гейгера . Радиометрические эксперименты примерно в 1960 году дали отрицательные или ложноположительные результаты, не подтвержденные более поздними экспериментами. В 1950 году впервые был обнаружен период полураспада двойного бета-распада130Teбыло измерено геохимическими методами и составило 1,4 × 10 21 года, что достаточно близко к современному значению. Это включало определение концентрации в минералах ксенона, образующегося при распаде.

В 1956 году, после того, как была установлена , стало ясно, что период полураспада безнейтринного двойного бета-распада будет значительно превышать период полураспада обычного двойного бета-распада. Несмотря на значительный прогресс в экспериментальной технике в 1960–70-х годах, двойной бета-распад не наблюдался в лаборатории до 1980-х годов. Эксперименты смогли установить только нижнюю границу периода полураспада — около 10 21 года. В то же время геохимические эксперименты обнаружили двойной бета-распад82Se а также 128Te.

Двойной бета — распад впервые был обнаружен в лаборатории в 1987 году группой Майкла Моэ на UC Irvine в82Se. С тех пор во многих экспериментах наблюдали обычный двойной бета-распад других изотопов. Ни один из этих экспериментов не дал положительных результатов для безнейтринного процесса, подняв нижнюю границу периода полураспада примерно до 10 25 лет. Геохимические эксперименты продолжались в течение 1990-х годов и дали положительные результаты для нескольких изотопов. Двойной бета-распад — самый редкий из известных видов радиоактивного распада; по состоянию на 2019 год он наблюдался только в 14 изотопах (включая двойной захват электронов в130Ба наблюдалось в 2001 г., 78Kr наблюдалось в 2013 году, и 124Xeнаблюдалось в 2019 г.), и все они имеют средний срок службы более 10 18 лет (таблица ниже).

β — распад

Диаграмма Фейнмана старшего порядка дляβ- распад нейтрона на протон , электрон и электронный антинейтрино через промежуточныйW-бозон . Диаграммы более высокого порядка см.

В β- распада слабое взаимодействие превращает атомное ядро в ядро с атомным номером, увеличенным на единицу, при этом испуская электрон (е-) и электронного (ν_е). β- распад обычно происходит в нейтронно-избыточных ядрах. Общее уравнение:

А _ЯИкс → А _{Я +1}ИКС’ + е- + ν_е

где A и Z — массовое число и атомный номер распадающегося ядра, а X и X ′ — начальный и конечный элементы соответственно.

Другой пример — когда свободный нейтрон (1 п) распадается на β- распадаться на протон (п):

п → п + е- + ν_е.

На фундаментальном уровне (как показано на диаграмме Фейнмана справа) это вызвано преобразованием отрицательно заряженных (-13 д ) вниз кварк к положительно заряженному (+23 д) вверх кварк излучением W-бозон ; тоW- впоследствии бозон распадается на электрон и электронное антинейтрино:

d → ты + е- + ν_е.

Типы переходов бета-распада

Бета-распады можно классифицировать по угловому моменту ( значение L ) и полному спину ( значение S ) испускаемого излучения. Поскольку должен сохраняться полный угловой момент, включая орбитальный и спиновой угловой момент, бета-распад происходит посредством множества переходов квантовых состояний в различные ядерные угловые моменты или спиновые состояния, известные как переходы «Ферми» или «Гамова – Теллера». Когда частицы бета-распада не имеют углового момента ( L = 0 ), распад называется «разрешенным», в противном случае — «запрещенным».

Другие режимы распада, которые встречаются редко, известны как распад связанного состояния и двойной бета-распад.

Ферми переходы

Ферми переход является бета — распад , в котором вращается излученного электрона (позитрона) и анти-нейтрино (нейтрино) пара к суммарным спином , что приводит к угловому изменению импульса между начальным и конечным состояниями ядра (предполагая , что разрешенный переход ). В нерелятивистском пределе ядерная часть оператора фермиевского перехода имеет вид
Sзнак равно{\ displaystyle S = 0}ΔJзнак равно{\ displaystyle \ Delta J = 0}

OFзнак равнограммV∑аτ^а±{\ displaystyle {\ mathcal {O}} _ {F} = G_ {V} \ sum _ {a} {\ hat {\ tau}} _ {a \ pm}}

с константой слабого сцепления вектор, в изоспиновой поднятия и опускания операторов , а также работает по всем протонов и нейтронов в ядре.
граммV{\ displaystyle G_ {V}}τ±{\ displaystyle \ tau _ {\ pm}} а{\ displaystyle a}

Переходы Гамова – Теллера

Гамова-Теллера переход является бета — распад , в котором вращается излученного электрона (позитрона) и анти-нейтрино (нейтрино) пара к суммарным спином , что приводит к угловому изменению импульса между начальным и конечным состояниями ядра (предполагая разрешенный переход). В этом случае ядерная часть оператора определяется выражением
Sзнак равно1{\ Displaystyle S = 1}ΔJзнак равно,±1{\ displaystyle \ Delta J = 0, \ pm 1}

OграммТзнак равнограммА∑аσ^аτ^а±{\ displaystyle {\ mathcal {O}} _ {GT} = G_ {A} \ sum _ {a} {\ hat {\ sigma}} _ {a} {\ hat {\ tau}} _ {a \ pm }}

с слабой аксиальной константой, и на спиновых матрицы Паулей , который может производить спин-флип в затухающем нуклоне.
граммА{\ displaystyle G_ {A}}σ{\ displaystyle \ sigma}

Запрещенные переходы

Когда L > 0 , распад называют « запрещенным ». Правила ядерного отбора требуют, чтобы высокие значения L сопровождались изменениями ядерного спина ( J ) и четности (π). Правила выбора L- го запрещенного перехода:

ΔJзнак равно-L-1,L,L+1;Δπзнак равно(-1)L,{\ Displaystyle \ Delta J = -L-1, L, L + 1; \ Delta \ pi = (- 1) ^ {L},}

где Δπ = 1 или -1 соответствует отсутствию изменения четности или изменения четности, соответственно. Частный случай перехода между изобарическими аналоговыми состояниями, где структура конечного состояния очень похожа на структуру начального состояния, называется «сверхразрешенным» для бета-распада и происходит очень быстро. В следующей таблице перечислены значения Δ J и Δπ для первых нескольких значений L :

Запрет	Δ J	Δπ
Сверхразрешен	нет
Разрешается	0, 1	нет
Сначала запрещено	0, 1, 2	да
Второй запретный	1, 2, 3	нет
Третий запретный	2, 3, 4	да

Переходы бета-распада в ядрах

Различают бета-распады в ферми-распадах ядер, в которых спины испускаемых частиц (электрона и антинейтрино или позитрона и нейтрино) антипараллельны и связаны, и переходы Гамова-Теллера, в которых спины связаны. Полный угловой момент ядер не изменяется при переходах Ферми ( ), при переходах Гамова-Теллера он изменяется . Переход в ядерном спине от к в переходе Гамова-Теллера запрещен. Такие переходы (в которых только способствуют переходным Ферми) также называют супер -allowed.С.знак равно{\ displaystyle S = 0}С.знак равно1{\ Displaystyle S = 1}ΔЯ.знак равно{\ displaystyle \ Delta I = 0}ΔЯ.знак равно,±1{\ displaystyle \ Delta I = 0, \ pm 1}Я.знак равно{\ displaystyle I = 0}Я.знак равно{\ displaystyle I = 0}

Два типа переходов соответствуют членам оператора Гамильтона

гV1^τ^{\ displaystyle G_ {V} {\ hat {1}} {\ hat {\ tau}}}

при переходе Ферми и

гА.σ^τ^{\ displaystyle G_ {A} {\ hat {\ sigma}} {\ hat {\ tau}}}

при переходе Гамова-Теллера

Вот матрицы Паули оператор спина и в Isospinoperators (он вызывает переход протона в нейтрон и наоборот) , а оператор единства в прядильной пространстве. — векторная константа связи слабого взаимодействия (также константа связи Ферми), константа аксиальной векторной связи (также константа связи Гамова-Теллера). Распады Ферми были описаны в 1930 году эффективной теории слабого взаимодействия по Энрико Ферми , несколько лет спустя Джордж Гамов и Эдвард Теллер добавил к осевой вектор термин.
σ^{\ displaystyle {\ hat {\ sigma}}}τ^{\ displaystyle {\ hat {\ tau}}}1^{\ displaystyle {\ hat {1}}}гV{\ displaystyle G_ {V}}гА.{\ displaystyle G_ {A}}

В случае бета-распадов в ядрах также могут возникать смеси переходов Ферми и Гамова-Теллера, если исходное ядро может распадаться в основное состояние, а в другое время — в возбужденное состояние.

Переходы с орбитальным угловым моментом испускаемых частиц, отличным от нуля , менее вероятны и называются затрудненными (с разной степенью в зависимости от орбитального углового момента). В зависимости от значения паритет ( ) или не меняется. При простых переходах Ферми и Гамова-Теллера с четность не меняется. Это отличает переходы Гамова-Теллера от их аналогов в электромагнитных дипольных переходах (оператор есть полярный вектор, а не аксиальный, меняется четность).Л.{\ displaystyle L}(-)Л.{\ Displaystyle {(-)} ^ {L}}(-)Л.знак равно-1{\ Displaystyle {(-)} ^ {L} = — 1}Л.знак равно{\ displaystyle L = 0}

Высвобождение энергии

Q значение определяются как суммарная энергия , выделяемой в данном ядерном распаде. Таким образом, при бета-распаде Q также является суммой кинетических энергий испускаемой бета-частицы, нейтрино и ядра отдачи. (Из-за большой массы ядра по сравнению с бета — частицы и нейтрино, кинетическая энергия ядра отдачи обычно можно пренебречь.) Таким образом , Бета — частицы могут излучаться с любой кинетической энергией в диапазоне от 0 до Q . Типичное значение Q составляет около 1 МэВ , но может варьироваться от нескольких кэВ до нескольких десятков МэВ.

Поскольку масса покоя электрона составляет 511 кэВ, наиболее энергичные бета-частицы являются ультрарелятивистскими , их скорости очень близки к скорости света . В случае 187 Re максимальная скорость бета-частицы составляет всего 9,8% скорости света.

В следующей таблице приведены некоторые примеры:

Примеры энергий бета-распада
Изотоп	Энергия ( кэВ )	Режим распада	Комментарии
свободный нейтрон	782,33	β —
003 H (тритий)	0018,59	β —	Второй самый низкий известный бета — энергия, используется в KATRIN эксперименте.
11 С	960,4 1982,4	β + ε+
14 С	156,475	β —
20 F	5390,86	β —
37 К	5125,48 6147,48	β + ε+
163 Ho	0002,555	ε+
187 Re	0002,467	β —	Самая низкая из известных β — энергия, используемая в решетках микрокалориметров для экспериментального эксперимента с рением.
210 Би	1162,2	β —

β — распад

Рассмотрим общее уравнение для бета-распада

А _ЯИкс → А _{Я +1}ИКС’ + е- + ν_е.

Значение Q для этого распада составляет

Qзнак равномN(ИксZА)-мN(ИксZ+1А′)-ме-мν¯еc2{\ displaystyle Q = \ left c ^ {2}},

где — масса ядрамN(ИксZА){\ displaystyle m_ {N} \ left ({\ ce {^ {\ mathit {A}} _ {\ mathit {Z}} X}} \ right)}А _ЯИксатома, — масса электрона, — масса электронного антинейтрино. Другими словами, полная выделенная энергия — это массовая энергия исходного ядра за вычетом массовой энергии конечного ядра, электрона и антинейтрино. Масса ядра m _N связана со стандартной атомной массой m соотношением
ме{\ displaystyle m_ {e}}мν¯е{\ displaystyle m _ {{\ overline {\ nu}} _ {e}}}

м(ИксZА)c2знак равномN(ИксZА)c2+Zмеc2-∑язнак равно1ZBя{\ displaystyle m \ left ({\ ce {^ {\ mathit {A}} _ {\ mathit {Z}} X}} \ right) c ^ {2} = m_ {N} \ left ({\ ce { ^ {\ mathit {A}} _ {\ mathit {Z}} X}} \ right) c ^ {2} + Zm_ {e} c ^ {2} — \ sum _ {i = 1} ^ {Z} Б_ {i}}.

То есть полная атомная масса — это масса ядра плюс масса электронов минус сумма всех энергий связи электронов B _i для атома. Это уравнение перестраивается, чтобы найти , и находится аналогично. Подставляя эти ядерные массы в уравнение Q- значения, пренебрегая почти нулевой массой антинейтрино и разницей в энергиях связи электронов, которая очень мала для атомов с высоким Z , мы имеем
мN(ИксZА){\ displaystyle m_ {N} \ left ({\ ce {^ {\ mathit {A}} _ {\ mathit {Z}} X}} \ right)}мN(ИксZ+1А′){\ displaystyle m_ {N} \ left ({\ ce {^ {\ mathit {A}} _ {{\ mathit {Z}} + 1} X ‘}} \ right)}

Qзнак равном(ИксZА)-м(ИксZ+1А′)c2{\ displaystyle Q = \ left c ^ {2}}

Эта энергия уносится как кинетическая энергия электроном и нейтрино.

Поскольку реакция будет протекать только тогда , когда Q значение положительное, β — распад может произойти , когда масса атомаА _ЯИкс больше массы атома А _{Я +1}ИКС’.

β + распад

Уравнения для β + -распада аналогичны с общим уравнением

А _ЯИкс → A _{Z −1}ИКС’ + е+ + ν_е

давая

Qзнак равномN(ИксZА)-мN(ИксZ-1А′)-ме-мνеc2{\ displaystyle Q = \ left c ^ {2}}.

Однако в этом уравнении массы электронов не сокращаются, и мы остаемся с

Qзнак равном(ИксZА)-м(ИксZ-1А′)-2меc2{\ displaystyle Q = \ left c ^ {2}}

Поскольку реакция будет протекать только при положительном значении Q , β + распад может произойти, когда масса атомаА _ЯИкс превосходит А _{Я -1}ИКС’ как минимум вдвое больше массы электрона.

Электронный захват

Аналогичный расчет для электронного захвата должен учитывать энергию связи электронов. Это связано с тем, что атом останется в возбужденном состоянии после захвата электрона, а энергия связи захваченного самого внутреннего электрона значительна. Использование общего уравнения для захвата электронов

А _ЯИкс + е- → A _{Z −1}ИКС’ + ν_е

у нас есть

Qзнак равномN(ИксZА)+ме-мN(ИксZ-1А′)-мνеc2{\ displaystyle Q = \ left c ^ {2}},

что упрощает

Qзнак равном(ИксZА)-м(ИксZ-1А′)c2-Bп{\ displaystyle Q = \ left c ^ {2} -B_ {n}},

где B _n — энергия связи захваченного электрона.

Поскольку энергия связи электрона намного меньше массы электрона, ядра, которые могут подвергнуться β + -распаду, всегда могут также подвергнуться захвату электрона, но обратное неверно.

Типы радиоактивного распада

Все типы распада можно разделить на три группы:

Подобные α-распаду. Это кластерный распад, протонная эмиссия, нейтронная эмиссия и другие. Во всех случаях происходит «откалывание» части нуклонов от ядра.
Подобные β-распаду. Это β⁻ распад, β⁺ распад, двойные β распады. В них распад происходит за счёт слабого взаимодействия.
Подобные γ-распаду. Это γ-распад (изомерный переход) и внутренняя конверсия. Здесь происходит изомерный переход ядра с эмиссией фотона.

Название распада	Описание	Дочернее ядро	Эмиссия
Нуклонная эмиссия
Альфа распад	α	От ядра отделяется α-частица — ядро атома гелия-4.	(A-4, Z-2)	⁴He
Протонная эмиссия	p	Отделяется 1-2 нуклона. Характерен для лёгких ядер с большим излишком протонов или нейтронов.	(A-1, Z-1)	p
	2p	(A-2, Z-2)	2p
Нейтронная эмиссия	n	(A-1, Z)	n
Двойной нейтронный распад	2n	(A-4, Z)	2n
Кластерный распад	KL	Отделяется кластер — ядро тяжелее ⁴He, но намного легче дочернего ядра.	(A-Aₓ, Z-Zₓ)	(Aₓ, Zₓ)
Спонтанное деление	SF	Ядро делятся примерно пополам. Характерно для тяжёлых ядер (трансурановых)	2(~A/2, ~Z/2)	2-5n
Различные β-распады
Бета минус распад	β⁻	Нейтрон распадается за счёт слабого взаимодействия с испусканием электрона: n⟶p+e−+ν¯{\displaystyle n\longrightarrow p+e^{-}+{\bar {\nu }}}	(A, Z+1)	e⁻;ν
Бета плюс распад (позитронная эмиссия)	β⁺	Обратный процесс. Протон распадается на Нейтрон: p⟶n+e++ν{\displaystyle p\longrightarrow n+e^{+}+\nu }	(A, Z-1)	e⁺;ν
Электронный захват	ε	Происходит захват электрона из электронной оболочки атома: p+e−⟶n+ν{\displaystyle p+e^{-}\longrightarrow n+\nu }	(A, Z-1)	ν
Бета-минус-распад с переходом в электронную оболочку		Иногда электрону не хватает энергии выйти из атома, и он переходит в электронную оболочку атома.
Двойной бета минус распад	2β⁻	Происходит два распада нейтрона одновременно.	(A, Z+2)	2e⁻;2ν
Двойной бета плюс распад	2β⁺	Происходит два распада протона одновременно. Каждый распад может быть либо позитронной эмиссией, либо электронным захватом.	(A, Z-2)	2e⁺;2ν
Двойной электронный захват	2ε	(A, Z-2)	2ν
Электронный захват с эмиссией позитрона	εβ⁺	(A, Z-2)	e⁺;2ν
Безнейтринный двойной бета-распад	0ν2β	Предполагаемый распад, в ходе которого две частицы нейтрино реагируют с самоуничтожением.	(A, Z+2)	2e⁻
Изомерный переход
Гамма-распад	γ	Ядро переходит из возбуждённого состояния в основное.	(A, Z)	γ
Внутренняя конверсия	IC	Испущенный γ-квант поглощается электроном из эл. оболочки атома. Он либо переходит на новый уровень, либо становится свободным (конверсионный электрон)	(A, Z)	e⁻

История

Исторически исследование бета-распада привело к первому физическому свидетельству существования нейтрино. В 1914 году Дж. Чедвик экспериментально показал, что энергии электронов, испускаемых при бета-распаде, имеют непрерывный, а не дискретный спектр. Это находилось в очевидном противоречии с законом сохранения энергии, поскольку получалось, что часть энергии терялась в процессах бета-распада. Вторая проблема заключалась в том, что спин атома азота-14 был равен 1, что противоречило предсказанию Резерфорда — ½. В известном письме, написанном в 1930 году, Вольфганг Паули предположил, что, помимо электронов и протонов, атомы содержат очень лёгкую нейтральную частицу, которую он назвал нейтроном. Он предположил, что этот «нейтрон» испускается при бета-распаде и раньше просто не наблюдался. В 1931 году Энрико Ферми переименовал «нейтрон» Паули в нейтрино, и в 1934 году Ферми опубликовал очень удачную модель бета-распада, в которой участвовали нейтрино.

Термины

Превращение – трансформация одного элемента в другой.
Позитрон – аналог антивещества электрона с такой же массой, но положительным зарядом.
Бета-распад – реакция с формированием бета-частицы.

Бета-распад – разновидность радиоактивного распада, где из атомного ядра высвобождаются бета-частички. Благодаря этому процессу атом способен добыть оптимальное соотношение протонов и нейтронов.

Бета-распад в атомном ядре свободного нейтрона

Бета-распад делится на две разновидности. Бета-минус вызывает эмиссию электронов (e-), а бета-плюс – эмиссию позитронов (e+). В первом формируется электронный антинейтрино, а во втором – электронный нейтрино.

Высвобожденные бета-частички обладают непрерывным кинетически энергетическим спектром от 0 к максимально доступной энергии, основываясь на родительском и дочернем ядерных состояниях. Лишенные прерывания энергетические спектры создаются из-за того, что Q разделяется между бета-частичкой и нейтрино. Типичный показатель – 1 МэВ, но может быть и несколько кэВ или десятки МэВ. Остаточная масса электрона – 511 кэВ, поэтому наиболее энергичные бета-частицы – ультрарелятивистские, чья скорость приближена к световой.

Протоны и нейтроны выступают элементами ядра, поэтому бета-распад вызывает превращение химических элементов в другие. К примеру:

₁₃₇Cs → ₁₃₇Ba + e-

₁₁Na → ₁₀Ne + e+

Бета-распад не влияет на количество нуклонов, только на заряд. Стабильное ядро способно подвергаться и другим разновидностям распада. В обычной среде изотопы – бета-стабильны, но есть исключения, чьи периоды настолько огромные, что им не хватило времени на распад с момента нуклеосинтеза. Можно вспомнить нейтрон-нуклид 40К, проходящий сквозь оба типа с длительностью в 1.277 х 109 лет.


Ядро	Ядерный размер и плотность Ядерная стабильность Энергетические и ядерные силы
Радиоактивность	Природная радиоактивность Детектор излучения Ряды радиоактивного распада Альфа-распад Бета-распад Гамма-распад Углерод-14 Расчеты с периодами полураспада
Законы квантового туннелирования и сохранения	Квантовое туннелирование Сохранение нуклеонового числа и других законов
Применение ядерной физики	Медицинская визуализация и диагностика Дозиметрия Биологические эффекты радиации Терапевтическое использование радиации Радиация от еды Меченый атом Термоядерная реакция Ядерное деление в реакторах Эмиссионная томография Ядерное оружие Компьютерная томография и МРТ

Редкие режимы распада

Связанное состояние β — распад

Очень небольшая часть распадов свободных нейтронов (около четырех на миллион) — это так называемые «двухчастичные распады», в которых образуются протон, электрон и антинейтрино, но электрон не может набрать энергию 13,6 эВ, необходимую для выхода из протон, и поэтому просто остается связанным с ним, как нейтральный атом водорода . В этом типе бета-распада, по существу, вся энергия нейтронного распада уносится антинейтрино.

Для полностью ионизированных атомов (голые ядра) электроны также могут не покинуть атом и выйти из ядра в низколежащие атомные связанные состояния (орбитали). Этого не может произойти для нейтральных атомов с низколежащими связанными состояниями, которые уже заполнены электронами.

Β-распады в связанных состояниях были предсказаны Дауделем , Джин и Лекойн в 1947 году, а явление в полностью ионизированных атомах впервые наблюдалось для 163 Dy 66+ в 1992 году Юнгом и др. Дармштадтской исследовательской группы тяжелых ионов. Хотя нейтральный 163 Dy является стабильным изотопом, полностью ионизированный 163 Dy 66+ подвергается β-распаду на оболочки K и L с периодом полураспада 47 дней.

Другая возможность состоит в том, что полностью ионизированный атом претерпевает сильно ускоренный β-распад, как наблюдалось для 187 Re Бошем и др., Также в Дармштадте. Нейтральный 187 Re подвергается β-распаду с периодом полураспада 41,6 × 10 9 лет, но для полностью ионизированного 187 Re 75+ он сокращается до 32,9 лет. Для сравнения, изменение скорости распада других ядерных процессов из-за химической среды составляет .

Двойной бета-распад

Некоторые ядра могут подвергаться двойному бета-распаду (ββ-распад), при котором заряд ядра изменяется на две единицы. Двойной бета-распад трудно изучать, так как этот процесс имеет чрезвычайно длительный период полураспада. В ядрах, для которых возможны как β-распад, так и ββ-распад, более редкий процесс ββ-распада практически невозможно наблюдать. Однако в ядрах, где β-распад запрещен, но ββ-распад разрешен, процесс можно увидеть и измерить период полураспада. Таким образом, ββ-распад обычно изучается только для β-стабильных ядер. Подобно одиночному бета-распаду, двойной бета-распад не изменяет A ; таким образом, по крайней мере один из нуклидов с некоторым заданным A должен быть стабильным в отношении как одиночного, так и двойного бета-распада.

«Обычный» двойной бета-распад приводит к испусканию двух электронов и двух антинейтрино. Если нейтрино являются майорановскими частицами (т.е. они являются собственными античастицами), то произойдет распад, известный как безнейтринный двойной бета-распад . Большинство нейтринных физиков считают, что безнейтринный двойной бета-распад никогда не наблюдался.

Двойной бета-распад

Некоторые ядра могут испытывать двойной бета-распад (ββ-распад), при котором заряд ядра меняется не на одну, а на две единицы. В самых практически интересных случаях такие ядра бета-стабильны (то есть простой бета-распад энергетически запрещён), поскольку когда β- и ββ-распады оба разрешены, вероятность β-распада (обычно) намного больше, мешая исследованиям очень редких ββ-распадов. Таким образом, ββ-распад обычно изучается только для бета-стабильных ядер. Как и простой бета-распад, двойной бета-распад не меняет A; следовательно, как минимум один из нуклидов с данным A должен быть стабильным по отношению как к простому, так и к двойному бета-распаду.

β + распад

Диаграмма Фейнмана старшего порядка дляβ+ распад протона на нейтрон , позитрон и электронное нейтрино через промежуточныйW+ бозон

В β+ распад или испускание позитрона, слабое взаимодействие превращает атомное ядро в ядро с атомным номером, уменьшенным на единицу, при испускании позитрона (е+) и электронное нейтрино (ν_е). β+ распад обычно происходит в ядрах, богатых протонами. Общее уравнение:

А _ЯИкс → A _{Z −1}ИКС’ + е+ + ν_е

Это можно рассматривать как распад протона внутри ядра на нейтрон:

р → п + е+ + ν_е

Тем не мение, β+ распад не может происходить в изолированном протоне, потому что он требует энергии из-за того, что масса нейтрона больше массы протона.β+ распад может происходить внутри ядер только тогда, когда дочернее ядро имеет большую энергию связи (и, следовательно, более низкую общую энергию), чем материнское ядро. Разница между этими энергиями переходит в реакцию превращения протона в нейтрон, позитрон и нейтрино и в кинетическую энергию этих частиц. Этот процесс противоположен отрицательному бета-распаду, поскольку слабое взаимодействие превращает протон в нейтрон, превращая верхний кварк в нижний кварк, что приводит к испусканиюW+ или поглощение W-. КогдаW+бозон испускается, он распадается на позитрон и электронное нейтрино :

ты → d + е+ + ν_е.

История открытия

Радиоактивность была открыта в 1896 году французским физиком А. Беккерелем. Он занимался исследованием связи люминесценции и недавно открытых рентгеновских лучей.

Беккерелю пришла в голову мысль: «Не сопровождается ли всякая люминесценция рентгеновскими лучами?» Для проверки своей догадки он взял несколько соединений, в том числе одну из солей урана, фосфоресцирующую жёлто-зелёным светом. Осветив её солнечным светом, он завернул соль в чёрную бумагу и положил в тёмном шкафу на фотопластинку, тоже завёрнутую в чёрную бумагу. Через некоторое время, проявив пластинку, Беккерель действительно увидел изображение куска соли. Но люминесцентное излучение не могло пройти через чёрную бумагу, и только рентгеновские лучи могли в этих условиях засветить пластинку. Беккерель повторил опыт несколько раз и с одинаковым успехом.

24 февраля 1896 года на заседании Французской академии наук он сделал сообщение «Об излучении, производимом фосфоресценцией». Но уже через несколько дней в интерпретацию полученных результатов пришлось внести корректировки. 26 и 27 февраля в лаборатории Беккереля был подготовлен очередной опыт с небольшими изменениями, но из-за облачной погоды он был отложен. Не дождавшись хорошей погоды, 1 марта Беккерель проявил пластинку, на которой лежала урановая соль, так и не облучённая солнечным светом. Она, естественно, не фосфоресцировала, но отпечаток на пластинке получился. Уже 2 марта Беккерель доложил об этом открытии на заседании Парижской Академии наук, озаглавив свою работу «О невидимой радиации, производимой фосфоресцирующими телами».

Впоследствии Беккерель испытал и другие соединения и минералы урана (в том числе не проявляющие фосфоресценции), а также металлический уран. Пластинка неизменно засвечивалась. Поместив между солью и пластинкой металлический крестик, Беккерель получил слабые контуры крестика на пластинке. Тогда стало ясно, что открыты новые лучи, проходящие сквозь непрозрачные предметы, но не являющиеся рентгеновскими.

Беккерель установил, что интенсивность излучения определяется только количеством урана в препарате и совершенно не зависит от того, в какие соединения он входит. Таким образом, это свойство было присуще не соединениям, а химическому элементу — урану.

Своим открытием Беккерель делится с учёными, с которыми он сотрудничал. В 1898 г. Мария Кюри и Пьер Кюри обнаружили радиоактивность тория, позднее ими были открыты радиоактивные элементы полоний и радий.

Они выяснили, что свойством естественной радиоактивности обладают все соединения урана и в наибольшей степени сам уран. Беккерель же вернулся к интересующим его люминофорам. Правда, он сделал ещё одно крупное открытие, относящееся к радиоактивности. Однажды для публичной лекции Беккерелю понадобилось радиоактивное вещество, он взял его у супругов Кюри и положил пробирку в жилетный карман. Прочтя лекцию, он вернул радиоактивный препарат владельцам, а на следующий день обнаружил на теле под жилетным карманом покраснение кожи в форме пробирки. Беккерель рассказал об этом Пьеру Кюри, и тот поставил на себе опыт: в течение десяти часов носил привязанную к предплечью пробирку с радием. Через несколько дней у него тоже появилось покраснение, перешедшее затем в тяжелейшую язву, от которой он страдал в течение двух месяцев. Так впервые было открыто биологическое действие радиоактивности.

Но и после этого супруги Кюри мужественно делали своё дело. Достаточно сказать, что Мария Кюри умерла от осложнений связанных в том числе с длительной работой с радием в 1934 г.

В 1955 г. были обследованы записные книжки Марии Кюри. Они до сих пор излучают из-за радиоактивного загрязнения, внесённого при их заполнении. На одном из листков сохранился радиоактивный отпечаток пальца Пьера Кюри.

Примечания

Физическая энциклопедия / Гл. ред. А. М. Прохоров. — М.: Советская энциклопедия, 1994. — Т. 4. Пойнтинга — Робертсона — Стримеры. — С. 210. — 704 с. — 40 000 экз. — ISBN 5-85270-087-8.
Манолов К., Тютюнник В. Биография атома. Атом — от Кембриджа до Хиросимы. — Переработанный пер. с болг.. — М.: Мир, 1984. — С. 20—21. — 246 с.
Климов А. Н. Ядерная физика и ядерные реакторы. — Москва: Энергоатомиздат, 1985. — С. 352.
Бартоломей Г. Г., Байбаков В. Д., Алхутов М. С., Бать Г. А. Основы теории и методы расчета ядерных энергетических реакторов. — Москва: Энергоатомиздат, 1982.
I.R.Cameron, University of New Brunswick. Nuclear fission reactors. — Canada, New Brunswick: Plenum Press, 1982.
Камерон И. Ядерные реакторы. — Москва: Энергоатомиздат, 1987. — С. 320.

Двойной бета-распад[править | править код]

Β распад —

Нейтронов превращается в протон с помощью слабой ядерной силы , а β — частица (электрон) и излучаются:

нет → п++е-+ν¯е{\ displaystyle n ~ \ rightarrow ~ p ^ {+} + e ^ {-} + {\ bar {\ nu}} _ {e}}.

На самом деле нейтрон не является элементарной частицей, а состоит из верхнего и двух нижних кварков (udd). Это один из его нижних кварков, который взаимодействует с β-радиоактивностью, превращаясь в верхний кварк, а затем образуя протон (uud). На самом базовом уровне слабое взаимодействие меняет аромат простого кварка:

d → ты+W-{\ displaystyle d ~ \ rightarrow ~ и + W ^ {-}},

реакция, сразу за которой следует распад :
W-{\ Displaystyle W ^ {-}}

W- → е-+ν¯е{\ displaystyle W ^ {-} ~ \ rightarrow ~ e ^ {-} + {\ bar {\ nu}} _ {e}}.

Энергетический спектр (количество испускаемых частиц в соответствии с их кинетической энергией ) β — (электронов) является непрерывным из-за распределения энергии между тремя телами. Минимальной энергии нет.

Реакция энергетически возможна при том единственном условии, что дочернее атомное ядро менее массивно, чем родительское.

Пример β — реакции радиоактивного изотопа кобальта 60 ( 60 Co), который превращается в стабильный никель 60 ( 60 Ni + ):

2760ПРОТИВо→28 год60НЕТя+е-+ν¯е{\ displaystyle {} _ {27} ^ {60} \ mathrm {Co} \ to {} _ {28} ^ {60} \ mathrm {Ni} + \ mathrm {e} ^ {-} + {\ bar { \ nu}} _ {\ mathrm {e}}}.

Мы отмечаем в этом примере, что образовавшийся ион никеля ускользает от обычных кристаллических орбиталей, особенно если кобальт был в кристаллической форме, где атом никеля должен перегруппироваться, захватывая соседние электроны. Когда испускаемый бета-электрон движется через кристалл, вызывая ионизацию на своем пути, орбитали других атомов в кристалле перестраиваются вдоль его пути. В конечном итоге бета-электрон может быть захвачен самим кристаллом, не имея возможности убежать, а затем передать всю свою кинетическую энергию кристаллу в виде тепла.

Поскольку энергетический спектр излучения является непрерывным, многие из бета-распадов, происходящих в ядре металлического кристалла кобальта-60 , не выходят из него, и, возможно, только внешняя часть кристалла может быть обнаружена. Испускаемые нейтрино (которые очень трудно обнаружить захват и обнаружение) или очень медленных электронов на своем пути. Но ион никеля, образовавшийся в результате распада, также столкнется с соседними атомами кристалла и вызовет ударную волну, распространяющуюся по всему кристаллу (кобальт на поверхности кристалла может сублимироваться). С другой стороны, около поверхности кристалла будет обнаружена половина эмиссии бета-электронов.

С другой стороны, если нейтрино испускается с низкой энергией, бета-электрон и ион никеля будут перемещаться с высокой скоростью почти в противоположных направлениях, первый легко пересекает весь кристалл, а ион сильно ударяется о них. Соседние кристаллические атомы : затем электрон испускается с одной стороны кристалла, а сублимация газообразного кобальта наблюдается с другой стороны кристалла, сублимация усиливается температурой. На очень обогащенном и молодом источнике кобальта 60 происходят многочисленные распады, и кристалл непрерывно испускает смесь газообразного кобальта 60 (все еще радиоактивного), нейтрино и бета-электронов, некоторые из которых имеют очень высокие энергии.