Ядерная физика

Герц Густав (1887-1975) – немецкий физик, Член АН ГДР, ин. ч. АН СССР Дирак Поль (1902-84) – английский физик, один из создателей квантовой механики, иностранный член-корр. АН СССР Зельдович Яков Борисович (1914-87), физик-теоретик, академик АН СССР Для достижения больших энергий приходится строить линейные ускорители большой длины. Наибольший линейный ускоритель был построен в Стэнфорде (США). Он работал в период 1989-1998 гг., имел длину около 3 км и ускорял как электроны, так и позитроны до энергии 50 ГэВ.

Учебные материалы по ядерной физике, курс физика атомного ядра и частиц

Экзотические виды радиоактивного распада

1. Распад протонов из основного состояния ядра

    Испускание протонов из основного состояния ядра обнаружено для большого числа ядер, расположенного вблизи границы протонной стабильности (Bp = 0). Излучателями протонов из основного состояния являются ядра 151Lu (T1/2 = 85 мс),  113Cs (T1/2 = 958 мс),  147Tm (T1/2 = 1050 мс) и др.

2. Испускание протонов из изомерного состояния

    Испускание протонов из изомерного состояния впервые было обнаружено на ядре 53Co. Изотоп 53Co получался путем бомбардировки изотопа 54Fe протонами, ускоренными до 53 МэВ в реакции 54Fe(p,2n)53Co. Была обнаружена протонная радиоактивность с периодом полураспада 243 ±  15мс и энергией протонов 1.59+ 0.03 Мэв. Отсутствие совпадений между протонами и позитронами исключало возможность испускания запаздывающих протонов.

Рис.9.4
Рис. 1. Протонная радиоактивность изомерного состояния 53mCo

    Испускание протонов происходило из изомерного состояния ядра 53mCo с энергией 3.19 МэВ с образованием конечного ядра 52Fe в основном состоянии (см рис. 1). Основной вид распада из изомерного состояния - бета+-распад. Это происходит потому, что бета+-распад ядра 53mCo -сверхразрешенный, так как образующееся в результате бета+-распада ядро 53Fe является “зеркальным” по отношению к 53Co. Доля распадов с испусканием протонов составляет около 1.5%, что соответствует парциальному периоду полураспада около 16 с. Учет только проницаемости кулоновского и центробежного барьеров приводит к периоду полураспада 10-6 c. Фактор запрета 2·108 связан с сильной перестройкой ядра, так как переход происходит между состояниями, сильно различающимися по спину (19/2------>0+).

3. Испускание запаздывающих протонов

Рис.9.7
Рис. 2. Испускание запаздывающих протонов

    Уменьшение энергии отделения протона при продвижении в область протоно-избыточных изотопов делает возможным радиоактивные распады с испусканием запаздывающих протонов (см рис. 2). Исходное ядро (Z,N) в результате бета+-распада или e-захвата превращается в ядро (Z-1,N+1). Если энергия возбуждения E* ядра (Z-1,N+1) больше энергии отделения протона Bp, то открыт канал распада возбужденного состояния ядра (Z-1,N+1) с испусканием протона
    В настоящее время известно свыше 70 бета+-радиоактивных ядер, излучателей запаздывающих протонов. В табл. 1 приведены характеристики некоторых из них. В случае легких ядер область протонных излучателей находится относительно близко от долины стабильности. Поэтому излучатели запаздывающих протонов получают в реакциях типа (p, 2-3n), (3He,2-3n).

Таблица 1. Излучатели запаздывающих протонов

Изотоп

T1/2, с

Qb - Ep, Мэв

Рр, %*

Реакция

9C

0.126

16.68

100

10B(p,2n), 7Be(3He,n)

13O

0.09

15.81

12

14N(p,2n)

21Mg0.121

10.66

20

23Na(p,3n),20Ne(3He,2n)

33Ar

0.174

9.32

63

32S(3He,2n),35Cl(p,3n)

109Te

4.4

7.14

3

92Mo(20He,3n),96Ru(16O,3n)

111Te

19.3

5.1

0.12

102Po(12C,3n),98Ru(16O,3n)

114Cs

0.7

8.8

7·10-2

La(p,3pxn)

115Cs

1.4

5.41

7·10-4

La(p,3pxn)

116Cs

3.9

6.45

6.6·10-3

92Mo(32S,3p5n)

118Cs

16

4.7

4.4·10-4

La(p,3pxn)

120Cs

58

2.73

7·10-8

La(p,3pxn)

181Hg

3.6

6.15

1.8·10-2

Pb(p,3pxn)

183Hg

8.8

5.00

3.1·10-4

Pb(p,3pxn)

* Рр - вероятность распада по протонному каналу

4. Испускание двух запаздывающих протонов

    Испускание двух запаздывающих протонов было обнаружено при бета+-распаде изотопа 22Al. Эксперимент выполнен на пучке ускоренных ионов 3He с энергией 110 МэВ. Изотоп 22Al образовывался в реакции:

24Mg(3He,p4n)22Al

и далее распадался (см. рис. 3) по цепочке

 i09_08.gif (1129 bytes)

Рис.9.9
Рис. 3. Испускание двух запаздывающих протонов при бета+-распаде 22Al. а - спектры протонов в режиме совпадений, б - цепочка распадов 22Al

    Протоны регистрировались двумя телескопами из трех кремниевых счетчиков - системой deltaE1-deltaE2-E детекторов, имевших толщину соответственно 24, 155 и 500 мкм. Измерялись двумерные спектры протонов в режиме совпадений с разрешающим временем 20 нс. В спектре наблюдались два максимума при энергиях E1 + E2 = 4.139 и 5.636 МэВ, отвечающих двухпротонному распаду состояния 14.044 МэВ ядра 22Mg с заселением основного и возбужденного (E* = 1.634 МэВ) состояний конечного ядра 20Ne.

 

 

 

 

 

 

 

5. Испускание запаздывающих альфа -частиц

Рис.9.10
Рис. 4. Схема образования запаздывающих альфа-частиц

    Суть явления легко понять из рис. 4, на котором показана схема образования запаздывающих альфа-частиц при бета-распаде ядра 212Bi.
    В результате бета-распада ядра 212Bi происходит образование ядра-изобара 212Po в различных возбужденных состояниях. Ядро 212Po является нестабильным по отношению к альфа-распаду. Для того, чтобы наблюдалось испускание запаздывающих альфа-частиц, необходимо, чтобы собственная скорость альфа-распада была существенно большее скорости предшествующего бета-распада. Энергетически испускание запаздывающих альфа-частиц возможно, если энергия бета-перехода Qb превышает энергию отделения альфа-частицы в дочернем ядре (Ba), т.е. при Qb > Ba.
    Образование в результате бета-распада ядра в возбужденных состояниях увеличивает возможную энергию альфа -перехода. Вероятность альфа-распада из возбужденного состояния будет определяться конкуренцией двух процессов: альфа-распада и гамма-распада этого возбужденного состояния. Для того, чтобы детектирование альфа-распада из возбужденного состояния стало возможным, необходимо, чтобы ширина альфа-распада Гa была бы одного порядка или больше радиационной ширины . С уменьшением энергии альфа-частицы уменьшается вероятность туннельного эффекта, определяющего скорость альфа-распада.

 

6. Испускание запаздывающие нейтроны

    Бета-распад может приводить к образованию ядер в возбужденных состояниях с энергией больше энергии отделения нейтрона. Распад этих состояний может происходить с эмиссией нейтронов. В настоящее время известно свыше 150 ядер излучателей запаздывающих нейтронов. Часть их приведена в табл. 2. В последнем столбце таблицы указаны характерные реакции, в которых образуются излучатели запаздывающих нейтронов. Область ядер, в которой могут располагаться излучатели запаздывающих нейтронов оценивается на основе масс атомных ядер. Она простирается от самых легких ядер до тяжелых. Вероятность испускания запаздывающих нейтронов Pn зависит от степени заселения в ядре (Z+1,N-1) состояний выше нейтронного порога Bn и конкуренции между распадами этих состояний с испусканием нейтронов и гамма-квантов.

Таблица 2. Излучатели запаздывающих нейтронов

Изотоп

Т1/2, с

Qb-En, Мэв

Pn, %

Реакция

11Li

0.009

22.5

82± 7

p(600 Мэв)+U---->фрагментация

13B

0.0174

8.5

0.26± 0.04

t+11B---->13B+p

17N

4.16

4.5

95± 1

d+(16O+37Cl)

27Na

0.295

1.6

0.08± 0.03

p(Гэв)+U---->фрагментация

28Na

0.036

3.0

0.58± 0.12

p(Гэв)+U---->фрагментация

29Na

0.048

4.8

21± 4

p(Гэв)+U---->фрагментация

30Na

0.055

7.2

26± 4

p(Гэв)+U---->фрагментация

31Na

0.018

11.3

30± 8

p(Гэв)+U---->фрагментация

32Na

0.014

12.2

20± 8

p(Гэв)+U---->фрагментация

141Cs

24.9

0.32

0.05

n(тепл.)+ 235U---->деление

142Cs

1.7

1.04

0.28

n(тепл.)+ 235U---->деление

143Cs

1.68

1.64

1.13

n(тепл.)+ 235U---->деление

<

sup>144Cs

1.06

1.89

1.1

n(тепл.)+ 235U---->деление

145Cs

0.59

2.24

12.1

n(тепл.)+ 235U---->деление

146Cs

0.35

2.09

14.2

n(тепл.)+ 235U---->деление

147Cs

0.214

2.96

25.4

n(тепл.)+ 235U---->деление

7. Испускание двух и трех запаздывающих нейтронов

Рис.7.17
Рис. 5. Схематическая диаграмма эмиссии запаздывающих частиц при  бета-распаде 11Li

    Испускание одного, двух и трех запаздывающих нейтронов наблюдалось при бета-распаде ядра 11Li (рис.5). Энергия бета-распада этого ядра состовляет 20.6 МэВ, что превышает пороги отделения одного (0.503 МэВ), двух (7.32 МэВ) и трех (8.9 МэВ) нейтронов из ядра 11Be.

 

 

 

 

 

 

 

8. Запаздывающее деление. Деление ядра из изомерного состояния

    Запаздывающее деление наблюдается в случае, когда делению ядра предшествует бета-распад.

Рис.11.27
Рис. 6. Изменение полной энергии ядра в зависимости от деформации в модели жидкой капли (штриховая кривая) и с учетом оболочечных эффектов (сплошная кривая): 1 - быстрое деление; 2 - запаздывающее деление; 3 - деление из изомерного состояния; 4 - спонтанное деление

    На рис.6 показано, как изменяется полная энергия ядра в зависимости от деформации в модели жидкой капли (штриховая кривая) и с учетом оболочечных эффектов (сплошная кривая). Существенным является то, что появляются две потенциальные ямы, разделенные барьером.
    Рассмотрим разные случаи, приводящие к запаздывающему делению.

  1. Энергия уровня Ei меньше энергии отделения нейтрона Bn (Ei < Bn). В этом случае произойдет деление ядра, так как ширина радиационных переходов в низшие свободные состояния gammma   значительно меньше делительной ширины Гf (gammma << Гf).
  2. В случае если Ei > Bn, то вероятность деления с уровня Ei будет определяться конкуренцией между испусканием запаздывающих нейтронов и запаздывающим делением Wf(Ei) = Гf(Ei)/(gammma(Ei) + Гf(Ei)).
  3. Энергия уровня Ei расположена между энергией второго барьера Eb и энергией второго минимума Emin. В этом случае деление происходит из состояний во второй потенциальной яме. При этом если ядро в результате бета-распада сразу оказывается в состояниях второй потенциальной ямы, то вероятность запаздывающего деления будут зависеть от вероятности прохождения через барьер второй потенциальной ямы. Если ядро после бета-распада оказывается в состоянии первой потенциальной ямы, то вначале оно должно в результате гамма-перехода перейти в состояние второй потенциальной ямы и затем только происходит деление. В результате исследований механизма запаздывающего деления сформировалось современное представление о двугорбом барьере деления, зависимости его параметров от N и Z, существенном влиянии ядерных оболочек на энергию деформации ядра.

9. Кластерная радиоактивность

    Кластерная радиоактивность - явление самопроизвольного испускания ядрами ядерных фрагментов (кластеров) тяжелее, чем альфа-частица. В табл. 3 приведены экспериментально наблюдаемые случаи кластерного распада

Таблица 3. Экспериментальные результаты по кластерному распаду

Исходное ядро

Испускаемый кластер

Энергия распада, Q, МэВ

lambda1.gif (56 bytes)С/lambda1.gif (56 bytes)a
(отношение вероятности испускания кластера к вероятности испускания альфа-частицы)

T1/2, годы
(период полураспада относительно испускания кластера)

221Fr14C31.28< 5·10-14>2·108
221Ra14C32.39< 1.2·10-13>7.4·106
222Ra14C33.05(3.7+0.6)·10-10
(3.1+1.0)
·10-10
 
223Ra14C31.85(8.5+2.5)·10-10
(7.6+3.0)·10-10
(5.5+2.0)·10-10
(4.7+1.3)·10-10
(6.1+1.0)·10-10
 
224Ra14C30.54(4.3+1.2)·10-11(2.3+0.6)·108
226Ra14C28.21(3.2+1.6)·10-11
(2.9+1.0)·10-11
 
225Ac14C30,47< 4·10-13> 7·1010
231Pa23F51,84< 4·10-14> 8·1017
230Th24Ne57.78(5.6+1.0)·10-13(1.3+0.3)·1017
232Th26Ne55.97< 5·10-11>3·1020
231Pa24Ne60.42(3.8+0.7)· 10-12(8.6+1.6)·1015
232U24Ne62.31(2.0+0.5)·10-12(3.4+0.8)·1013
233U24Ne
25Ne
60.50
60.85
(7.5+2.5)· 10-13
(5.3+2.3)·10-13
 
234U24Ne
26Ne
58.84
59.47
(4.4+0.5)·10-13
(3.9+1.0)·10-13
 
235U24Ne
25Ne
26Ne
57.36
57.83
58.11
< 5·10-12> 1.4·1020
236U24Ne
26Ne
55.96
56.75
< 4·10-12>6·1018
234U28Mg74.13(1.4+0.2)·10-13
(2.3+0.7)·10-13
 
235U28Mg72.20< 8·10-13> 9·1020
236U30Mg72.51< 4·10-12> 6·1018
237Np30Mg75.02<4·10-14> 5·1019
236Pu28Mg79.67~2·10-14~1.5·1014
238Pu28Mg
30Mg
75.93
77.03
~1.5·1018
32Si91.21~6.5·1017
240Pu34Si90.95< 1.3·10-13>5.1016
241Am34Si93.84< 5·10-15
< 3·10-12
< 4.2·10-13
< 7.4·10-16
> 9·1016
> 1.4·1014
> 1.0·1015
> 5.8·1017

10. Бета распад на связанные состояния атома

рис.12.1
Рис. 8. Схема бета-распада полностью ионизованного 163Dy. Процесс эквивалентен электронному захвату

    Необычный распад был впервые обнаружен в 1992 году. Речь идет о бета--распаде полностью ионизированного атома на связанные атомные состояния. Ядро 163Dy на N-Z диаграмме атомных ядер помечено черным цветом. Это означает, что оно является стабильным ядром. Действительно, входя в состав нейтрального атома, ядро 163Dy стабильно. Его основное состояние (5/2+) может заселятся в результате e-захвата из основного состояния (7/2+) ядра 163Ho. Ядро 163Ho, окруженное электронной оболочкой, бета-радиоактивно и его период полураспада составляет ~104 лет. Однако это справедливо только если рассматривать ядро в окружении электронной оболочки. Для полностью ионизированных атомов картина принципиально другая. Теперь основное состояние ядра 163Dy оказывается по энергии выше основного состояния ядра 163Ho и открывается возможность для распада 163Dy (рис. 8)

.

(12.1)

Образующийся в результате распада электрон может быть захвачен на вакантную К или L-оболочку иона . В результате распад (12.1) можно записать в виде

 ------>+ aneutrino + e-(в связанном состоянии)

Фотоэффект Планк приписал квантовые свойства атомным осцилляторам, а не излучению. В 1905 г. А. Эйнштейн (A. Einstein), развивая гипотезу Планка, сделал второй шаг: само электромагнитное излучение состоит из отдельных квантов – частиц, названных позже фотонами Для удержания частиц на орбите постоянного радиуса темп нарастания поля синхронизован с темпом нарастания энергии частиц (отсюда происходит название этого типа ускорителя). По достижении максимального магнитного поля ускоренные частицы либо направляются на неподвижную мишень, либо (в коллайдерах) сталкиваются со встречным пучком, после чего цикл ускорения повторяется.
Альфа-распад