Većina atomskih jezgri je nestabilna. Prije ili kasnije oni spontano (ili, kako kažu fizičari, spontano) raspadaju se na manje jezgre i elementarne čestice, koje se obično nazivaju produkti razgradnje ili dječji elementi.Čestice koje se raspadaju obično se nazivaju početni materijali ili roditelji. Svi koje dobro poznajemo kemijske tvari(željezo, kisik, kalcij itd.) postoji barem jedan stabilni izotop. ( Izotopi sorte se zovu kemijski element s istim brojem protona u jezgri – taj broj protona odgovara atomskom broju elementa – ali drugačijim brojem neutrona.) Činjenica da su nam te tvari dobro poznate ukazuje na njihovu stabilnost – to znači da žive dovoljno dugo da se akumuliraju značajne količine prirodni uvjeti, bez razbijanja na komponente. Ali svaki od prirodnih elemenata ima i nestabilne izotope - njihove jezgre mogu se dobiti u procesu nuklearnih reakcija, ali ne žive dugo jer se brzo raspadaju.
Jezgre radioaktivnih elemenata ili izotopa mogu se raspasti na tri glavna načina, a odgovarajuće reakcije nuklearnog raspada nazivaju se prva tri slova grčke abecede. Na alfa raspad Otpušta se atom helija koji se sastoji od dva protona i dva neutrona - obično se naziva alfa čestica. Budući da alfa raspad podrazumijeva smanjenje broja pozitivno nabijenih protona u atomu za dva, jezgra koja je emitirala alfa česticu pretvara se u jezgru elementa dva mjesta niže od nje u periodnom sustavu. Na beta raspad jezgra emitira elektron i element se pomakne za jednu poziciju naprijed prema periodnom sustavu (u ovom slučaju, u biti, neutron se pretvara u proton zračenjem upravo tog elektrona). Konačno, gama raspad - Ovaj raspad jezgri uz emisiju fotona visoke energije, koji se obično nazivaju gama zrake. U tom slučaju jezgra gubi energiju, ali se kemijski element ne mijenja.
Međutim, sama činjenica nestabilnosti jednog ili drugog izotopa kemijskog elementa ne znači da ćete skupljanjem određenog broja jezgri tog izotopa dobiti sliku njihovog trenutnog raspada. U stvarnosti, raspad jezgre radioaktivnog elementa pomalo podsjeća na proces prženja kukuruza kod pravljenja kokica: zrnca (nukleoni) otpadaju s "klipa" (jezgre) jedno po jedno, potpuno nepredvidivim redoslijedom, dok svi ne otpadnu. Zakon koji opisuje reakciju radioaktivnog raspada zapravo samo konstatira ovu činjenicu: tijekom određenog vremenskog razdoblja radioaktivna jezgra emitira broj nukleona proporcionalan broju nukleona preostalih u svom sastavu. Odnosno, što više zrnaca-nukleona ostane u "nedovoljno kuhanoj" jezgri klipa, to će ih više biti oslobođeno tijekom fiksnog vremenskog intervala "prženja". Kada ovu metaforu prevedemo na jezik matematičkih formula, dobivamo jednadžbu koja opisuje radioaktivni raspad:
d N = λN d t
gdje d N— broj nukleona koje emitira jezgra s ukupnim brojem nukleona N u vremenu d t, A λ - eksperimentalno utvrđeno konstanta radioaktivnosti ispitivana tvar. Gornja empirijska formula je linearna diferencijalna jednadžba, čije je rješenje sljedeća funkcija, koja opisuje broj nukleona preostalih u jezgri u jednom trenutku t:
N = N 0 e - λt
Gdje N 0 je broj nukleona u jezgri u početnom trenutku promatranja.
Konstanta radioaktivnosti stoga određuje koliko brzo se jezgra raspada. Međutim, eksperimentalni fizičari obično ne mjere nju, već tzv Pola zivota jezgra (tj. razdoblje tijekom kojeg proučavana jezgra emitira polovicu nukleona koje sadrži). Za različite izotope različitih radioaktivnih tvari, poluživoti variraju (u potpunom skladu s teorijskim predviđanjima) od milijarditih dijelova sekunde do milijardi godina. Odnosno, neke jezgre žive gotovo zauvijek, a neke se raspadaju doslovno trenutno (ovdje je važno zapamtiti da nakon poluraspada ostaje polovica ukupne mase izvorne tvari, nakon dva poluraspada - četvrtina njezine mase , nakon tri poluraspada - jedna osmina itd. .d.).
Što se tiče nastanka radioaktivnih elemenata, oni se rađaju na različite načine. Konkretno, ionosfera (tanki gornji sloj atmosfere) Zemlje neprestano je bombardirana kozmičkim zrakama koje se sastoje od visokoenergetskih čestica ( cm. Elementarne čestice). Pod njihovim utjecajem, dugovječni atomi se cijepaju na nestabilne izotope: posebno se iz stabilnog dušika-14 u zemljinoj atmosferi neprestano stvara nestabilni izotop ugljik-14 sa 6 protona i 8 neutrona u jezgri ( cm. Radiometrijsko datiranje).
Ali gornji slučaj je prilično egzotičan. Mnogo češće dolazi do stvaranja radioaktivnih elemenata reakcijski lanci nuklearna fizija . Ovo je naziv dat nizu događaja tijekom kojih se izvorna („majka“) jezgra raspada u dvije „kćeri“ (također radioaktivne), koje se pak raspadaju u četiri „unuke“ jezgre, itd. Proces se nastavlja sve dok dok se ne dobiju stabilni izotopi. Kao primjer, uzmimo izotop urana-238 (92 protona + 146 neutrona) s vremenom poluraspada od oko 4,5 milijardi godina. To je razdoblje, inače, približno jednako starosti našeg planeta, što znači da se otprilike polovica urana-238 iz sastava primarne materije nastanka Zemlje još nalazi u ukupnosti elemenata zemaljskoga priroda. Uran-238 pretvara se u torij-234 (90 protona + 144 neutrona), koji ima poluživot od 24 dana. Torij-234 prelazi u paladij-234 (91 proton + 143 neutrona) s vremenom poluraspada od 6 sati - itd. Nakon više od deset faza raspada konačno se dobiva stabilni izotop olova-206.
Mnogo toga se može reći o radioaktivnom raspadu, ali nekoliko točaka zaslužuje poseban spomen. Prvo, čak i ako uzmemo čisti uzorak bilo kojeg radioaktivnog izotopa kao početni materijal, on će se raspasti na različite komponente, a uskoro ćemo neizbježno dobiti cijeli "buket" različitih radioaktivnih tvari s različitim nuklearnim masama. Drugo, prirodni lanci reakcija atomskog raspada nas uvjeravaju u smislu da je radioaktivnost prirodni fenomen, da je postojala davno prije čovjeka, i nema potrebe preuzimati to na sebe i kriviti samo ljudsku civilizaciju za činjenicu da postoji pozadina radijacije na Zemlji. Uran-238 postoji na Zemlji od samog njezina nastanka, raspadao se, raspada se – i dalje će se raspadati, a nuklearne elektrane ubrzavaju taj proces, zapravo, za djelić postotka; tako da nemaju neke posebno štetne učinke na vas i mene pored onoga što nam priroda daje.
Konačno, neizbježnost radioaktivnog atomskog raspada predstavlja potencijalne probleme i potencijalne prilike za čovječanstvo. Konkretno, u lancu reakcija raspada jezgri urana-238 nastaje radon-222 - plemeniti plin bez boje, mirisa i okusa, koji ne prelazi ni u kakav oblik. kemijske reakcije jer nije sposoban stvarati kemijske veze. Ovaj inertni plin, i doslovno curi iz dubina našeg planeta. Obično nema nikakvog učinka na nas - jednostavno se otopi u zraku i tamo ostane u maloj koncentraciji dok se ne raspadne na još lakše elemente. No, ako ovaj bezopasni radon dulje vrijeme stoji u neprozračenoj prostoriji, s vremenom će se ondje početi nakupljati produkti njegovog raspada - a oni su štetni za ljudsko zdravlje (ako se udiše). Tako dolazimo do takozvanog “radonskog problema”.
S druge strane, radioaktivna svojstva kemijskih elemenata ljudima donose značajne dobrobiti ako im pristupimo mudro. Konkretno radioaktivni fosfor sada se ubrizgava da bi se dobila radiografska slika prijeloma kostiju. Stupanj njegove radioaktivnosti je minimalan i ne šteti zdravlju pacijenta. Ulazeći u koštano tkivo tijela zajedno s običnim fosforom, emitira dovoljno zraka da ih zabilježi na svjetlo osjetljivoj opremi i snimi slomljenu kost doslovno iznutra. Kirurzi, sukladno tome, imaju priliku operirati složeni prijelom ne slijepo i nasumično, već proučavajući strukturu prijeloma unaprijed pomoću takvih slika. Općenito, aplikacije radiografija ima ih bezbroj u znanosti, tehnologiji i medicini. I svi rade na istom principu: Kemijska svojstva atom (u suštini, svojstva vanjskog elektronska ljuska) omogućuju svrstavanje tvari u određenu kemijsku skupinu; zatim, koristeći kemijska svojstva ove tvari, atom se isporučuje "na pravo mjesto", nakon čega, koristeći svojstvo jezgri ovog elementa da se raspadaju u strogom skladu s "rasporedom" utvrđenim zakonima fizike, produkti raspadanja se bilježe.
E. Resenford je zajedno s engleskim radiokemičarom F. Soddyjem dokazao da radioaktivnost prati spontana transformacija jednog kemijskog elementa u drugi.
Štoviše, kao rezultat radioaktivnog zračenja, jezgre atoma kemijskih elemenata prolaze kroz promjene.
OZNAKA ATOMSKE JEZGRE
IZOTOPI
Među radioaktivnim elementima otkriveni su elementi koji se kemijski ne razlikuju, ali se razlikuju po masi. Ove skupine elemenata nazvane su "izotopi" ("zauzimaju jedno mjesto u periodnom sustavu"). Jezgre atoma izotopa istog kemijskog elementa razlikuju se po broju neutrona.
Sada je utvrđeno da svi kemijski elementi imaju izotope.
U prirodi se svi kemijski elementi bez iznimke sastoje od mješavine nekoliko izotopa, dakle u periodnom sustavu atomske mase izraženi u razlomačkim brojevima.
Izotopi čak i neradioaktivnih elemenata mogu biti radioaktivni.
ALFA - PROPADNOST
Alfa čestica (jezgra atoma helija)
- svojstvo radioaktivnih elemenata s rednim brojem većim od 83
.- nužno je zadovoljen zakon održanja mase i nabojnog broja.
- često praćena gama zračenjem.
Reakcija alfa raspada:
Tijekom alfa raspada jednog kemijskog elementa nastaje drugi kemijski element koji se u periodnom sustavu nalazi 2 ćelije bliže svom početku od prvobitnog
Fizičko značenje reakcije:
Kao rezultat emisije alfa čestice, nuklearni naboj se smanjuje za 2 elementarni naboj i nastaje novi kemijski element.
Pravilo pomaka:
Tijekom beta raspada jednog kemijskog elementa nastaje drugi element koji se nalazi u periodnom sustavu elemenata u sljedećoj ćeliji nakon prvobitne (jednu ćeliju bliže kraju tablice).
BETA – RASPADA
Beta čestica (elektron).
- često praćena gama zračenjem.
- može biti popraćeno stvaranjem antineutrina (lakih električki neutralnih čestica velike prodorne moći).
- moraju biti ispunjeni zakon o održanju mase i nabojnog broja.
Reakcija beta raspada:
Fizičko značenje reakcije:
Neutron u jezgri atoma može se pretvoriti u proton, elektron i antineutrino, kao rezultat toga jezgra emitira elektron.
Pravilo pomaka:
ZA ONE KOJI JOŠ NISU UMORNI
Predlažem da napišete reakcije raspada i predate rad.
(napraviti lanac transformacija)
1. Jezgra kojeg je kemijskog elementa produkt jednog alfa raspada
i dva beta raspada jezgre danog elementa?
7.1. Fenomenološko razmatranje. Alfa raspad je spontani proces transformacije jezgre ( A, Z) do srži ( A– 4, Z– 2) s emisijom jezgre helija-4 ( α -čestice):
Prema uvjetu (5.1) takav proces je moguć ako energija α-raspada
Izražavajući energiju mirovanja jezgre kroz zbroj energija mirovanja nukleona i energije vezanja jezgre, prepisujemo nejednadžbu (7.1) u sljedećem obliku:
Rezultat (7.2), koji uključuje samo energije vezanja jezgri, nastaje zbog činjenice da tijekom α raspada nije sačuvan samo ukupan broj nukleona, već i broj protona i neutrona posebno.
Razmotrimo kako se mijenja energija α-raspada E α pri promjeni masenog broja A. Koristeći Weizsäckerovu formulu za jezgre koje leže na teoretskoj liniji stabilnosti, može se dobiti ovisnost prikazana na sl. 7.1. Može se vidjeti da u okviru kapljičnog modela treba promatrati α raspad za jezgre s A> 155, a energija raspada će monotono rasti s porastom A.
Ista slika pokazuje pravi odnos E α iz A, konstruirano korištenjem eksperimentalnih podataka o energijama vezanja. Uspoređujući dvije krivulje, možete vidjeti da model kapanja prenosi samo opći trend promjene E α. Zapravo, najlakši radionuklid koji emitira alfa čestice je 144 Nd, tj. stvarna regija α-radioaktivnosti nešto je šira od one koju predviđa poluempirijska formula. Osim toga, ovisnost energije raspada o A nije monoton, već ima maksimume i minimume. Najizraženiji maksimumi javljaju se u područjima A= 140-150 (elementi rijetke zemlje) i A= 210-220. Pojava maksimuma povezana je s punjenjem neutronskih i protonskih ljuski jezgre kćeri do magičnog broja: N= 82 i Z= 82. Kao što je poznato, ispunjene ljuske odgovaraju anomalno visokim energijama vezanja. Tada, prema modelu nukleonskih ljuski, energija α-raspada jezgri s N ili Z, jednak 84 = 82 + 2, također će biti abnormalno visok. Zbog efekta školjke, područje α-radioaktivnosti počinje s Nd ( N= 84), i za veliku većinu α-aktivnih jezgri Z 84.
Povećanje broja protona u jezgri (kod konstante A) potiče α-raspad, jer povećava relativnu ulogu Coulombovog odbijanja, koje destabilizira jezgru. Stoga će energija α raspada u nizu izobara rasti s povećanjem broja protona. Povećanje broja neutrona ima suprotan učinak.
Za jezgre preopterećene protonima, β + -raspad ili hvatanje elektrona mogu postati konkurentni procesi, tj. procesi koji dovode do smanjenja Z. Za jezgre s viškom neutrona, kompetitivni proces je β – -raspad. Polazeći od masenog broja A= 232, navedenim tipovima raspada dodaje se spontana fisija. Konkurentski procesi mogu se dogoditi tako brzo da nije uvijek moguće promatrati α-raspad u njihovoj pozadini.
Razmotrimo sada kako se energija raspada raspoređuje između fragmenata, tj. α-čestica i jezgra kćeri, odn povratna jezgra. Očito je da
, (7.3)
Gdje T α– kinetička energija α-čestice, T i.o.– kinetička energija jezgre kćeri (energija trzaja). Prema zakonu održanja količine gibanja (koja je u stanju prije raspada jednaka nuli), nastale čestice dobivaju momente jednake apsolutna vrijednost i suprotnog predznaka:
Iskoristimo sl. 7.1, iz čega slijedi da energija α-raspada (a time i kinetička energija svake čestice) ne prelazi 10 MeV. Energija mirovanja α čestice je oko 4 GeV, tj. stotine puta više. Energija mirovanja jezgre kćeri još je veća. U ovom slučaju, za uspostavljanje odnosa između kinetičke energije i količine gibanja, može se koristiti relacija klasične mehanike
Zamjenom (7.5) u (7.3) dobivamo
. (7.6)
Iz (7.6) proizlazi da glavninu energije raspada odnosi najlakši fragment - α-čestica. Da, kada A= 200 jezgra kćeri vraća samo 2% od E α.
Nedvosmislena raspodjela energije raspada između dva fragmenta dovodi do toga da svaki radionuklid emitira alfa čestice strogo definiranih energija, odnosno, drugim riječima, alfa spektri su diskretna. Zahvaljujući tome, radionuklid se može identificirati energijom α-čestica: spektralne linije služe kao neka vrsta "otiska prsta". Štoviše, kao što eksperiment pokazuje, α-spektri vrlo često ne sadrže jednu, već nekoliko linija različitog intenziteta sa sličnim energijama. U takvim slučajevima govorimo o fine struktureα spektra (sl. 7.2).
Da biste razumjeli podrijetlo efekta fine strukture, zapamtite da energija α-raspada nije ništa više od razlike između energetskih razina jezgre majke i jezgre kćeri. Kad bi se prijelaz dogodio samo iz osnovnog stanja jezgre majke u osnovno stanje jezgre kćeri, α-spektri svih radionuklida sadržavali bi samo jednu liniju. U međuvremenu se pokazalo da se prijelazi iz osnovnog stanja matične jezgre također mogu dogoditi u pobuđenim stanjima.
Poluživoti α-emitera jako variraju: od 10 – 7 sekundi do 10 17 godina. Naprotiv, energija emitiranih α-čestica je u uskom rasponu: 1-10 MeV. Odnos između konstante raspada λ i energija α-čestica Tα je dano Geigerov zakon–Nettola, čiji je jedan od oblika snimanja:
, (7.7)
Gdje S 1 i S 2 – konstante koje se malo mijenjaju pri prelasku od jezgre do jezgre. U ovom slučaju, povećanje energije α-čestica za 1 MeV odgovara smanjenju vremena poluraspada za nekoliko redova veličine.
7.2. Prolaz α-čestica kroz potencijalnu barijeru. Prije pojave kvantna mehanika nije dano teoretsko objašnjenje za tako oštru ovisnost λ iz Tα. Štoviše, sama mogućnost da alfa čestice pobjegnu iz jezgre s energijama znatno manjim od visine potencijalnih barijera za koje je dokazano da okružuju jezgre činila se tajanstvenom. Na primjer, eksperimenti na raspršenju α-čestica 212 Po s energijom od 8,78 MeV na uranu pokazali su da u blizini uranove jezgre nema odstupanja od Coulombova zakona; međutim, uran emitira alfa čestice s energijom od samo 4,2 MeV. Kako te α-čestice probijaju barijeru čija je visina najmanje 8,78 MeV, a u stvarnosti čak i više?..
Na sl. 7.3 prikazuje ovisnost potencijalne energije U pozitivno nabijena čestica od udaljenosti do jezgre. U području r > R između čestice i jezgre postoje samo elektrostatske sile odbijanja, u području r < R Prevladavaju intenzivnije nuklearne privlačne sile koje sprječavaju česticu da pobjegne iz jezgre. Rezultirajuća krivulja U(r) ima oštar maksimum u regiji r ~ R, nazvao Coulombova potencijalna barijera. Visina barijere
, (7.8)
Gdje Z 1 i Z 2 – naboji emitirane čestice i jezgre kćeri, R– radijus jezgre, koji se u slučaju α-raspada uzima jednak 1,57 A 1/3 fm. Lako je izračunati da će za 238 U visina Coulombove barijere biti ~ 27 MeV.
Emisija α-čestica (i drugih pozitivno nabijenih nukleonskih formacija) iz jezgre objašnjava se kvantnomehaničkim efekt tuneliranja, tj. sposobnost čestice da se kreće u klasično zabranjenom području između zakretnih točaka, gdje T < U.
Kako bismo pronašli vjerojatnost prolaska pozitivno nabijene čestice kroz Coulombovu potencijalnu barijeru, prvo razmatramo pravokutnu barijeru širine a i visine V, na koju pada čestica s energijom E(Slika 7.4). Izvan barijere u područjima 1 i 3 Schrödingerova jednadžba izgleda ovako
,
a u unutarnjoj regiji 2 as
.
Njegovo rješenje je ravni valovi
.
Amplituda A 1 odgovara udaru vala na barijeru, U 1 – val odbijen od barijere, A 3 – val koji je prošao kroz barijeru (budući da se emitirani val više ne reflektira, amplituda U 3 = 0). Jer E < V,
veličina q– čisto imaginarna, a valna funkcija ispod barijere
.
Drugi član u formuli (7.9) odgovara eksponencijalno rastućoj valnoj funkciji i stoga raste s porastom x vjerojatnost otkrivanja čestice ispod barijere. U tom pogledu vrijednost U 2 ne može biti velik u usporedbi s A 2. Zatim, stavljanje U 2 je jednostavno jednako nuli, imamo
. (7.10)
Koeficijent prozirnosti D barijera, tj. vjerojatnost pronalaska čestice koja je izvorno bila u regiji 1 u regiji 3 jednostavno je omjer vjerojatnosti pronalaska čestice u točkama x = A I x= 0. Za to je dovoljno poznavanje valne funkcije ispod barijere. Kao rezultat
. (7.11)
Nadalje zamislimo potencijalnu barijeru proizvoljnog oblika kao skup N pravokutne potencijalne barijere s visinom V(x) i širine Δ x(Slika 7.5). Vjerojatnost prolaska čestice kroz takvu barijeru umnožak je vjerojatnosti prolaska svih barijera jednu za drugom, tj.
Zatim, razmatrajući barijere infinitezimalne širine i prelazeći sa zbrajanja na integraciju, dobivamo
(7.12)
Granice integracije x 1 i x 2 u formuli (7.12) odgovaraju klasičnim prijelomnim točkama na kojima V(x) = E, dok je kretanje čestice u regijama x < x 1 i x > x 2 smatra se besplatnim.
Za Coulombovu potencijalnu barijeru, izračun D prema (7.12) može se izvesti točno. To je prvi učinio G.A. Gamow 1928. godine, t j . čak i prije otkrića neutrona (Gamow je smatrao da se jezgra sastoji od alfa čestica).
Za α česticu s kinetičkom energijom T u potencijalu vrste u/r izraz za koeficijent prozirnosti barijere uzima sljedeći pogled:
, (7.13)
i značenje ρ određuje jednakost T = u/ρ . Integral u eksponentu nakon supstitucije ξ = r 1/2 ima oblik pogodan za integraciju:
.
Ovo posljednje daje
Ako je visina Coulombove barijere znatno veća od energije α čestice, tada ρ >> R. U ovom slučaju
. (7.14)
Zamjenjujući (7.14) u (7.13) i uzimajući u obzir da ρ = BR/T, dobivamo
. (7.15)
U općem slučaju, kada je visina Coulombove barijere usporediva s energijom emitirane čestice, koeficijent prozirnosti D dana je sljedećom formulom:
, (7.16)
gdje je reducirana masa dviju letećih čestica (za α-česticu je vrlo blizu vlastite mase). Formula (7.16) daje za 238 U vrijednost D= 10 –39, tj. vjerojatnost tuneliranja α-čestica je izuzetno mala.
Za slučaj je dobiven rezultat (7.16). centralno širenječestice, tj. kao kada α-česticu emitira jezgra strogo u radijalnom smjeru. Ako se potonje ne dogodi, tada je kutni moment koji je odnijela α-čestica 
nije jednak nuli. Zatim pri računanju D prilagodbu koja se odnosi na prisutnost dodatnih centrifugalna barijera:
, (7.17)
Gdje l= 1, 2, 3 itd.
Značenje U c(R) naziva se visina centrifugalne barijere. Postojanje centrifugalne barijere dovodi do porasta integrala u (7.12) i smanjenja koeficijenta prozirnosti. Međutim, učinak centrifugalne barijere nije prevelik. Prvo, budući da je rotacijska energija sustava u trenutku širenja U c(R) ne može premašiti energiju α-raspada T, zatim najčešće, a visina centrifugalne barijere ne prelazi 25% Coulombove barijere. Drugo, treba uzeti u obzir da centrifugalni potencijal (~1/ r 2) opada puno brže s udaljenošću nego Coulombova (~1/ r). Kao rezultat toga, vjerojatnost emisije α-čestice sa l≠ 0 ima praktički isti red veličine kao i za l = 0.
Moguće vrijednosti l određuju pravila odabira za kutnu količinu gibanja i parnost, koja slijede iz odgovarajućih zakona očuvanja. Budući da je spin α čestice jednak nuli i njezina parnost pozitivna, onda
(indeksi 1 i 2 odnose se na jezgre majke i kćeri). Koristeći pravila (7.18), nije teško ustanoviti, na primjer, da se α-čestice 239 Pu (sl. 7.2) s energijom 5,157 MeV emitiraju samo tijekom centralne ekspanzije, dok za α-čestice s energijama 5,144 i 5,016 MeV l = 2.
7.3. brzina α-raspada. Vjerojatnost α-raspada kao složenog događaja umnožak je dviju veličina: vjerojatnosti nastanka α-čestice unutar jezgre i vjerojatnosti napuštanja jezgre. Proces stvaranja α-čestica je čisto nuklearni; prilično ga je teško točno izračunati, budući da ima sve poteškoće nuklearnog problema. Ipak, za najjednostavniju procjenu, možemo pretpostaviti da α-čestice u jezgri postoje, kako se kaže, "u gotovom obliku". Neka v– brzina α-čestice unutar jezgre. Tada će se pojaviti na njegovoj površini n jednom u jedinici vremena, gdje n = v/2R. Pretpostavimo da je, po redu veličine, radijus jezgre R jednaka de Broglievoj valnoj duljini α čestice (vidi Dodatak B), tj. , Gdje 
. Dakle, razmatrajući vjerojatnost raspada kao umnožak koeficijenta prozirnosti barijere i učestalosti sudara α-čestice s barijerom, imamo
. (7.19)
Ako koeficijent prozirnosti barijere zadovoljava relaciju (7.15), tada nakon supstitucije i logaritma (7.19) dobivamo Geiger-Nettallov zakon (7.7). Uzimajući energiju α čestica T << U, možemo približno odrediti kako koeficijenti formule (7.7) ovise o A I Z radioaktivna jezgra. Zamjenom visine Coulombove barijere (7.8) u (7.15) i uzimajući u obzir da tijekom α-raspada Z 1 = Z α= 2 i μ ≈ Mα, imamo
,
Gdje Z 2 – naboj jezgre kćeri. Zatim, uzimajući logaritam (7.19), nalazimo to
,
.
Tako, S 1 vrlo slabo (logaritamski) ovisi o masi jezgre, i S 2 ovisi linearno o svom naboju.
Prema (7.19), učestalost sudara α-čestice s potencijalnom barijerom je oko 5·10 20 s –1 za većinu α-radioaktivnih čestica. Posljedično, vrijednost koja određuje konstantu α-raspada je koeficijent prozirnosti barijere, koji jako ovisi o energiji, budući da je potonja uključena u eksponent. To je zbog uskog raspona u kojem se mogu mijenjati energije α-čestica radioaktivnih jezgri: čestice s energijama iznad 9 MeV izlete gotovo trenutno, dok pri energijama ispod 4 MeV žive u jezgri toliko dugo da se α-raspad dogodi. je vrlo teško otkriti.
Kao što je već navedeno, spektri α-zračenja često imaju finu strukturu, tj. energija emitiranih čestica ne uzima jednu, nego cijeli niz diskretnih vrijednosti. Pojava čestica niže energije u spektru ( kratkoročni) odgovara nastanku jezgri kćeri u pobuđenim stanjima. Na temelju zakona (7.7), prinos α čestica kratkog dometa uvijek je znatno manji od prinosa čestica glavne skupine. Stoga je fina struktura α spektra povezana, u pravilu, s prijelazima na rotacijski pobuđene razine nesferičnih jezgri s niskom energijom pobude.
Ako se raspad matične jezgre događa ne samo iz osnovnog stanja, već i iz pobuđenih stanja, opaža se velika udaljenostα čestice. Primjer su α-čestice velikog dometa koje emitiraju jezgre polonijevih izotopa 212 Po i 214 Po. Dakle, fina struktura α-spektara u nekim slučajevima nosi informacije o razinama ne samo kćeri, već i majke jezgre.
Uzimajući u obzir činjenicu da α-čestica ne postoji u jezgri, već je nastala od svojih sastavnih nukleona (dva protona i dva neutrona), kao i strožiji opis gibanja α-čestice unutar jezgre , zahtijevaju detaljnije razmatranje fizičkih procesa koji se odvijaju u jezgri. S tim u vezi ne čudi što se α-raspadi jezgri dijele na lagana I zatočenici. Raspad se naziva olakšanim ako je formula (7.19) sasvim dobro zadovoljena. Ako stvarno vrijeme poluraspada premašuje izračunato vrijeme poluraspada za više od reda veličine, takvo se raspadanje naziva odgođenim.
Olakšani α raspad opaža se, u pravilu, u parnim jezgrama, a odgođeni raspad u svim ostalim. Tako se prijelazi neparne jezgre 235 U u osnovna i prva pobuđena stanja 231 Th usporavaju gotovo tisuću puta. Da nije te okolnosti, ovaj važan radionuklid (235 U) bio bi tako kratkog vijeka da ne bi preživio u prirodi do danas.
Kvalitativno odgođeni α-raspad objašnjava se činjenicom da se prijelaz u osnovno stanje tijekom raspada jezgre koja sadrži nespareni nukleon (s najnižom energijom vezanja) može dogoditi samo kada taj nukleon postane dio α-čestice, tj. kada se drugi par nukleona razbije. Ovakav način formiranja alfa čestice puno je teži od njezine konstrukcije iz već postojećih parova nukleona u parnim jezgrama. Iz tog razloga može doći do kašnjenja u prijelazu u osnovno stanje. Ako se, s druge strane, α čestica ipak formira od parova nukleona koji već postoje u takvoj jezgri, jezgra kćer bi nakon raspada trebala završiti u pobuđenom stanju. Posljednje razmišljanje objašnjava prilično visoku vjerojatnost prijelaza u pobuđena stanja za neparne jezgre (slika 7.2).
Struktura i svojstva čestica i atomskih jezgri proučavaju se stotinjak godina u raspadima i reakcijama.
Raspadi predstavljaju spontanu transformaciju bilo kojeg objekta fizike mikrosvijeta (jezgre ili čestice) u nekoliko produkata raspada:
I raspadi i reakcije podliježu brojnim zakonima očuvanja, među kojima prije svega treba spomenuti sljedeće zakone:
U budućnosti će se raspravljati o drugim zakonima očuvanja koji djeluju u raspadima i reakcijama. Gore navedeni zakoni su najvažniji i, što je posebno značajno, izvode se u svim vrstama interakcija.(Moguće je da zakon očuvanja barionskog naboja nema takvu univerzalnost kao zakoni očuvanja 1-4, ali njegovo kršenje još nije otkriveno).
Procesi interakcija između objekata mikrosvijeta koji se odražavaju u raspadima i reakcijama imaju probabilističke karakteristike.
Raspadanja
Spontani raspad bilo kojeg objekta fizike mikrosvijeta (jezgre ili čestice) moguć je ako je masa mirovanja produkata raspada manja od mase primarne čestice.
Raspadi su karakterizirani vjerojatnosti raspada
, ili inverzna vjerojatnost od prosječno životno vrijeme
τ = (1/λ). Često se koristi i količina povezana s tim karakteristikama Pola zivota
T 1/2.
Primjeri spontanih raspada
 ;π 0 → γ + γ; π + → μ + + ν μ ; |
(2.4) | n → p + e − + e ; μ + → e + + μ + ν e ; |
(2.5) |
U raspadima (2.4) postoje dvije čestice u konačnom stanju. U raspadima (2.5) postoje tri.
Dobivamo jednadžbu raspada za čestice (ili jezgre). Smanjenje broja čestica (ili jezgri) tijekom vremenskog intervala proporcionalno je tom intervalu, broju čestica (jezgri) u danom trenutku i vjerojatnosti raspada:
Integracija (2.6) uzimajući u obzir početne uvjete daje odnos između broja čestica u trenutku t i broja istih čestica u početnom trenutku t = 0:
Vrijeme poluraspada je vrijeme tijekom kojeg se broj čestica (ili jezgri) smanji za polovicu:
Spontani raspad bilo kojeg objekta fizike mikrosvijeta (jezgre ili čestice) moguć je ako je masa produkata raspada manja od mase primarne čestice. Raspadi na dva produkta i na tri ili više karakterizirani su različitim energetskim spektrima produkata raspada. U slučaju raspada na dvije čestice, spektri produkata raspada su diskretni. Ako ima više od dvije čestice u konačnom stanju, spektri produkata su kontinuirani.
Razlika u masama primarne čestice i produkata raspada raspoređuje se među produktima raspada u obliku njihove kinetičke energije.
Zakone očuvanja energije i količine gibanja za raspad treba zapisati u koordinatnom sustavu povezanom s raspadajućom česticom (ili jezgrom). Za pojednostavljenje formula zgodno je koristiti sustav jedinica = c = 1, u kojem energija, masa i količina gibanja imaju istu dimenziju (MeV). Zakoni očuvanja za ovaj raspad:
Odavde dobivamo kinetičke energije produkata raspada
Dakle, u slučaju dviju čestica u konačnom stanju određuju se kinetičke energije proizvoda definitivno. Ovaj rezultat ne ovisi o tome imaju li produkti raspada relativističke ili nerelativističke brzine. Za relativistički slučaj, formule za kinetičke energije izgledaju nešto kompliciranije od (2.10), ali je rješenje jednadžbi za energiju i količinu gibanja dviju čestica ponovno jedinstveno. To znači da u slučaju raspada na dvije čestice, spektri produkata raspada su diskretni.
Ako se u konačnom stanju pojave tri (ili više) proizvoda, rješavanje jednadžbi za zakone održanja energije i količine gibanja ne dovodi do jednoznačnog rezultata. Kada, ako ima više od dvije čestice u konačnom stanju, spektri produkata su kontinuirani.(U nastavku, na primjeru -raspada, ova će se situacija detaljno razmotriti.)
Pri izračunavanju kinetičkih energija produkata nuklearnog raspada zgodno je koristiti se činjenicom da je broj nukleona A očuvan. (Ovo je manifestacija zakon očuvanja barionskog naboja
, jer su barionski naboji svih nukleona jednaki 1).
Primijenimo dobivene formule (2.11) na -raspad 226 Ra (prvi raspad u (2.4)).
Razlika u masi radija i produkata njegovog raspada
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. (Ovdje smo koristili tablice viška masa neutralnih atoma i relaciju M = A + za mase itd. višak mase
Δ)
Kinetičke energije jezgri helija i radona nastale alfa raspadom jednake su:
,
.
Ukupna kinetička energija oslobođena kao rezultat alfa raspada manja je od 5 MeV i oko 0,5% mase mirovanja nukleona. Omjer kinetičke energije oslobođene kao rezultat raspada i energije mirovanja čestica ili jezgri - kriterij dopuštenosti korištenja nerelativističke aproksimacije. U slučaju alfa raspada jezgri, malenost kinetičkih energija u usporedbi s energijama mirovanja omogućuje nam da se ograničimo na nerelativističku aproksimaciju u formulama (2.9-2.11).
| Problem 2.3. Izračunajte energije čestica koje nastaju raspadom mezona |
Raspad π + mezona se događa na dvije čestice: π + μ + + ν μ. Masa π + mezona je 139,6 MeV, masa μ miona je 105,7 MeV. Točna vrijednost mase mionskog neutrina ν μ još nije poznata, ali je utvrđeno da ne prelazi 0,15 MeV. U približnom izračunu možemo je postaviti jednakom 0, jer je nekoliko redova veličine niža od razlike između pionske i mionske mase. Budući da je razlika između masa π + mezona i produkata njegovog raspada 33,8 MeV, za neutrine je potrebno koristiti relativističke formule za odnos energije i količine gibanja. U daljnjim proračunima mala masa neutrina može se zanemariti i neutrino se može smatrati ultrarelativističkom česticom. Zakoni održanja energije i impulsa pri raspadu π + mezona:
m π = m μ + T μ + E ν
|p ν | = | p μ | 
E ν = p ν 
Primjer dvočestičnog raspada je i emisija -kvanta tijekom prijelaza pobuđene jezgre na nižu energetsku razinu.
U svim gore analiziranim dvočestičnim raspadima, produkti raspada imaju "točnu" energetsku vrijednost, tj. diskretni spektar. Međutim, dublje razmatranje ovog problema pokazuje da spektar čak ni proizvoda dvočestičnog raspada nije funkcija energije.
.
Spektar produkata raspada ima konačnu širinu Γ, koja je to veća što je životni vijek jezgre ili čestice u raspadu kraći.
(Ova relacija je jedna od formulacija relacije nesigurnosti za energiju i vrijeme).
Primjeri raspada tri tijela su -raspadi.
Neutron prolazi kroz -raspad, pretvarajući se u proton i dva leptona - elektron i antineutrino: np + e - + e.
Beta raspade doživljavaju i sami leptoni, na primjer mion (prosječni životni vijek miona
τ = 2,2 ·10 –6 s):
.
Zakoni očuvanja za raspad miona pri maksimalnom impulsu elektrona:
Za maksimalnu kinetičku energiju elektrona mionskog raspada dobivamo jednadžbu
|
Kinetička energija elektrona u ovom je slučaju dva reda veličine veća od njegove mase mirovanja (0,511 MeV). Impuls relativističkog elektrona praktički se podudara s njegovom kinetičkom energijom, doista
p = (T 2 + 2mT) 1/2 = )
