Альфа-розпад
 
а б в г д е ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ъ ы ь э ю я
 

Альфа-розпад

Альфа-розпад (а-розпад), випускання альфа-часток атомними ядрами в процесі мимовільного (спонтанного) радіоактивного розпаду (див. Радіоактивність ) . При А.-р. з радіоактивного («материнського») ядра з атомним номером Z і масовим числом А випускається ядро гелію  (а-частка), тобто два протони і два нейтрона в зв'язаному стані; в результаті А.-р. утворюється кінцеве («дочернєє») ядро з атомним номером Z = 2 і масовим числом А = 4. Так, наприклад, радій випускає а-частку і переходить в радон ().

загрузка...

  Відоме (1968) близько 200 а-радіоактивних ядер; велика частина їх важче за свинець (Z > 82). Деяка кількість а-радіоактивних ізотопів є в області значень Z < 82 серед ядер з недостатньою кількістю нейтронів, т.з. нейтронодефіцитних ядер (див. Ядро атомне ) . Так, в області рідких земель є декілька а-радіоактивних ядер (наприклад ). Експериментальному виявленню а-активних ядер з А < 200 заважають величезні часи життя (див. Час життя ) , характерні для ядер з невеликою енергією А.-р. (див. нижчий).

  При А.-р. певного радіоактивного ізотопу а-частки, що вилітають, мають, грубо кажучи, одну і ту ж енергію. Енергія, що виділяється при А.-р., ділиться між а-часткою і ядром у відношенні, обернено пропорційному до їх мас. Для різних ізотопів енергія а-часток різна. Вона тим більше, чим менше період напіврозпаду T 1/2 даного ізотопу (або його час життя). У всіх відомих а-радіоактивних ізотопів енергія а-часток лежить в межах від 2 Мев до 9 Мев. Часи життя а-радіоактивних ядер вагаються у величезному інтервалі значень, приблизно від 3•10 -7 сік для 212 Po до 5•10 15 років для 142 Ce. Часи життя і енергії а-часток приведені в таблиці в ст. Ізотопи ; там же вказані і всі а-радіоактивні ізотопи.

  а-частки втрачають енергію при проходженні через речовину головним образом при їх взаємодіях з електронними оболонками атомів і молекул, при яких відбувається іонізація і тих і інших, збудження і, нарешті, дисоціація молекул. Для повної втрати енергії а-частки потрібне дуже велике число зіткнень (10 4 —10 5 ). Тому в середньому всі а-частки даної енергії проходят приблизно однакові дороги з невеликим розкидом (3—4% ). Оскільки зіткнення важкої а-частки з легким електроном не може помітно змінити напрям її руху, то ця дорога — пробіг а-частки — прямолінійний.

  Т. о., а-частки даної енергії мають сповна певний пробіг до зупинки; наприклад, в повітрі при нормальному атмосферному тиску і кімнатній температурі а-частки мають пробіги приблизно від 2,5 до 8,5 див. По довжині слідів а-часток в камері Вільсона можна якісно визначити ізотопний склад радіоактивного зразка. На мал. 1 приведена фотографія слідів а-часток, що випускаються при А.-р.

  При вильоті з ядра а-частка випробовує дію двох різних сил. Дуже великі по величині і такі, що діють на близькій відстані ядерні сили прагнуть утримати частку усередині ядра, тоді як кулонівська (електричне) взаємодія виниклої а-частки з останньою частиною ядра обумовлює появу сили відштовхування.

  На мал. 2 показана залежність потенційної енергії взаємодії а-частки з кінцевим ядром (ядром, що залишається після вильоту а-частки) від відстані до центру ядра. З мал. видно, що а-частка повинна при вильоті здолати потенційний бар'єр .

  Повна (тобто потенційна плюс кінетична) енергія а-частки в різних ядрах може приймати як негативні значення, так — із зростанням заряду ядра — і позитивні. У цьому останньому випадку А.-р. буде енергетично дозволений. Суцільною лінією на мал. 2 змальована сумарна енергія а-частки в ядрі (або, іншими словами, енергетичний рівень а-частки в ядрі). Позитивний надлишок повної енергії, позначений буквою Е, є різницею між масою радіоактивного ядра і сумою мас а-частки і кінцевого ядра.

  Якби не існувало потенційного бар'єру, висота якого V, наприклад, для  рівна 15 Мев, те а-частка з позитивною кінетичною енергією Е (для  кінетична енергія складала б~4,2 Мев ) могла б вільно покидати ядро. Практично це привело б до того, що ядра з позитивними значеннями Е взагалі не існували б в природі. Проте відомо, що в природі існують ядра з Z ³ 50, для яких Е позитивно.

  З іншого боку, з точки зору класичної механіки, а-частка з енергією Е < V повинна постійно знаходитися усередині ядра, тому що для подолання потенційного бар'єру у неї не вистачає енергії. В рамках класичних вистав явище а-радіоактивності зрозуміти неможливо.

  Квантова механіка, враховуючи хвилеву природу а-часток, показує, що існує кінцева вірогідність «просочування» а-частки через потенційний бар'єр ( тунельний ефект ) . Бар'єр стає як би частково прозорим для а-частки. Прозорість бар'єру залежить від його висоти V і ширини B таким чином:

  прозорість   (*).

  Тут b величина, залежна від радіусу r ядра, m маса а-частки, Е — єє енергія (див. мал. 2 ). Прозорість (проникність) бар'єру тим більше, чим менше його ширина і чим ближче до вершини потенційного бар'єру розташований енергетичний рівень а-частки (чим більше енергія а-частки в ядрі).

  Вірогідність А.-р. пропорційна проникності потенційного бар'єру. Оскільки із збільшенням енергії а-частки зменшується ширина бар'єру ( мал. 2 ) стає зрозумілою отримана експериментально різка залежність вірогідності А.-р. від Е кінетичної енергії а-часток. Наприклад, при збільшенні енергії а-часток, що випускаються, з 5 до 6 Мев вірогідність А.-р. збільшується в 10 7 раз.

  Вірогідність А.-р. залежить також і від вірогідності утворення а-частки в ядрі. Перш ніж а-частка покине ядро, вона повинна там сформуватися. Постійно а-частки в ядрі не існують. Чотири елементарні частки, з яких вона складається, беруть участь в складному русі нуклонів в ядрі і немає жодного способу відрізнити їх від ін. часток цього ядра. Проте існує помітна (~10 -6 ) вірогідність утворення а-частки в ядрі на якийсь короткий час в результаті випадкового зближення 4 нуклонів. Лише коли а-частка покине ядро і виявиться досить далеко від нього, можна розглядати а-частку і ядро як дві окремі частки.

  Вірогідність А.-р. різко залежить від розміру ядра [див. формулу (*)], що дозволяє використовувати А.-р. для визначення розмірів важких ядер.

  Як вже згадувалося, енергія а-часток, що вилітають з ядра в результаті А.-р., має точно дорівнювати енергетичному еквіваленту різниці мас ядер до і після А.-р., тобто величині Е. Ето твердження справедливе лише для випадку, коли кінцеве ядро  утворюється в основному стані. Але якщо кінцеве ядро утворюється в одному із збуджених станів, то енергія а-частки буде менша на величину енергії цього збудженого стану.

  Дійсно, експериментально показано, що а-випромінювання багатьох радіоактивних елементів складається з декількох груп а-часток, енергії яких близькі один до одного («тонка структура» а-спектру). Як приклад на мал. 3 показаний спектр а-часток від розпаду  (вісмут-212).

  На мал. 4 змальована енергетична схема а-розпаду  на основне і збуджені стани кінцевого ядра

  Різниця енергій між основною групою і лініями тонкої структури складає 0,04, 0,33, 0,47 і 0,49 Мев. Експериментально розрізнити лінії тонкої структури а-спектрів можна лише за допомогою магнітних альфи-спектрометрів .

  Знання тонкої структури спектрів а-часток дозволяє обчислити енергію збуджених станів кінцевого ядра.

  Деякі радіоактивні ізотопи випускають невелику кількість а-часток з енергіями, набагато більшими, ніж енергія основної групи а-часток. Так, наприклад, в спектрі а-часток від розпаду  присутньо дві групи з енергіями на 0,7 і 1,9 Мев більше, ніж енергія основної групи. Інтенсивність цих двох груп т.з. дліннопробежних а-часток складає всього ~ 10 -5 від повної інтенсивності а-випромінювання. Слід однієї з таких часток видно на мал. 5 . Існування дліннопробежних часток пов'язане з тим, що А.-р. можуть випробовувати ядра, що знаходяться у збудженому стані (з більшою енергією).

  Багато основних понять атомної і ядерної фізики зобов'язано своїм походженням вивченню а-радіоактивності. Теорія А.-р., запропонована в 1928 Г. Гамовим і незалежно від нього Г. Герні і Е. Кондоном, з'явилася першим застосуванням квантової механіки до ядерних процесів. Вивчення розсіяння а-часток привело до поняття про атомне ядро як центр маси і позитивного заряду атома. Опромінення а-частками легких елементів привело до відкриття ядерних реакцій і штучної радіоактивності.

  Літ.: Глесстон С., Атом. Атомне ядро. Атомна енергія, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1961; Гольданський Ст І., Лейкин Е. М., Перетворення атомних ядер, М., 1958.

  В.С. Евсєєв.

Мал. 5. Фотографія сліду дліннопробежной а-частки (справа) від розпаду полонія-212.

Мал. 2. Потенційна енергія взаємодії а-частки з кінцевим ядром. V — висота потенційного бар'єру, В — його ширина, Е — енергія а-частки, r — відстань від центру ядра.

Мал. 3. Спектр а-часток від розпаду вісмуту-212. Висота ліній відповідає вірогідності випускання а-часток з даною енергією.

Мал. 1. Фотографії слідів а-часток в камері Вільсона, а-частки випускаються джерелом АСС + АСС''. На мал.(малюнок) видно 2 сліди від а-часток, АСС'', що випускаються. Ці частки мають більший пробіг (6,6 см ), чим а-частки АСС (5,4 см ).

Мал. 4. Енергетична схема а-розпаду вісмуту-212. Максимальна енергія

а-часток відповідає переходу в основне стан, a 1 , a 2 , a 3 і a 4 — альфа-частки, що випускаються під час переходу кінцевого ядра в один із збуджених станів.