Если у вас возникли сложности с курсовой, контрольной, дипломной, рефератом, отчетом по практике, научно-исследовательской и любой другой работой - мы готовы помочь.
Предоплата всего
Подписываем
407
7 Элементы физики
атомного ядра
и элементарных частиц
Элементы физики атомного ядра
§251. Размер, состав и заряд атомного ядра. Массовое и зарядовое числа
Э. Резерфорд, исследуя прохождение -частиц с энергией в несколько мегаэлектрон-вольт через тонкие пленки золота (см. §208), пришел к выводу о том, что атом состоит из положительно заряженно го ядра и окружающих его электронов. Проанализировав эти опыты, Резерфорд также показал, что атомные ядра имеют размеры примерно 10-14—10-15 м (ли нейные размеры атома примерно 10-10 м).
Атомное ядро состоит из элементар ных частиц — протонов и нейтронов (протонно-нейтронная модель ядра была пред ложена советским физиком Д. Д. Иваненко (р. 1904), а впоследствии развита В. Гейзенбергом).
Протон (р) имеет положительный за ряд, равный заряду электрона, и массу покоя mp=1,6726•10-27 кг 1836me, где me — масса электрона. Нейтрон (n) — нейтральная частица с массой покоя mn=1,6749•10-27кг 1839me,. Протоны и нейтроны называются нуклонами (от лат. nucleus — ядро). Общее число нукло нов в атомном ядре называется массовым числом А.
Атомное ядро характеризуется заря дом Ze, где е — заряд протона, Z — за рядовое число ядра, равное числу про тонов в ядре и совпадающее с порядковым номером химического элемента в Периоди ческой системе элементов Менделеева. Известные в настоящее время 107 элементов таблицы Менделеева имеют зарядовые числа ядер от Z=1 до Z=107.
Ядро обозначается тем же символом, что и нейтральный атом: AZХ, где X — символ химического элемента, Z — атом ный номер (число протонов в ядре), А — массовое число (число нуклонов в ядре).
Сейчас протонно-нейтронная модель ядра не вызывает сомнений. Рассматривалась также гипотеза о протонно-электронном строении яд ра, но она не выдержала экспериментальной проверки. Так, если придерживаться этой гипо тезы, то массовое число А должно представлять собой число протонов в ядре, а разность между массовым числом и числом электронов должна быть равна заряду ядра. Эта модель согласовы валась со значениями изотопных масс и за рядов, но противоречила значениям спинов и магнитных моментов ядер, энергии связи ядра и т. д. Кроме того, она оказалась несовместимой с соотношением неопределенностей (см. §215). В результате гипотеза о протонно-электронном строении ядра была отвергнута.
Так как атом нейтрален, то заряд ядра определяет и число электронов в атоме. От числа же электронов зависит их распреде ление по состояниям в атоме, от которого, в свою очередь, зависят химические свой ства атома. Следовательно, заряд ядра определяет специфику данного химическо го элемента, т. е. определяет число элек тронов в атоме, конфигурацию их элек тронных оболочек, величину и характер внутриатомного электрического поля.
Ядра с одинаковыми Z, но разными А (т. е. с разными числами нейтронов N =
408
А — Z) называются изотопами, а ядра с одинаковыми A, но разными Z — изоба рами. Например, водород (Z=1) имеет три изотопа: 11Н — протий (Z=1, N=0), 21Н — дейтерий (Z=1, N=1), 31Н — тритий (Z= 1, N= 2), олово — десять, и т. д. В по давляющем большинстве случаев изотопы одного и того же химического элемента обладают одинаковыми химическими и по чти одинаковыми физическими свойствами (исключение составляют, например, изо топы водорода), определяющимися в ос новном структурой электронных оболочек, которая является одинаковой для всех изотопов данного элемента. Примером ядер-изобар могут служить ядра 104Be, 105B, 106C. В настоящее время известно бо лее 2000 ядер, отличающихся либо Z, либо A, либо тем и другим.
Радиус ядра задается эмпирической формулой
R =R0A1/3, (251.1)
где R0=(1,3—1,7) 10-15м. Однако при употреблении этого термина необходимо соблюдать осторожность (из-за его неод нозначности, например из-за размытости границы ядра). Из формулы (251.1) вы текает, что объем ядра пропорционален числу нуклонов в ядре. Следовательно, плотность ядерного вещества примерно одинакова для всех ядер (1017 кг/м3).
§ 252. Дефект массы и энергия связи ядра
Исследования показывают, что атомные ядра являются устойчивыми образованиями. Это означает, что в ядре между нукло нами существует определенная связь.
Массу ядер очень точно можно опреде лить с помощью масс-спектрометров — измерительных приборов, разделяющих с помощью электрических и магнитных полей пучки заряженных частиц (обычно ионов) с разными удельными заряда ми Q/m. Macс-спектрометрические изме рения показали, что масса ядра меньше, чем сумма масс составляющих его нукло нов. Но так как всякому изменению массы (см. § 40) должно соответствовать изменение энергии, то, следовательно, при обра зовании ядра должна выделяться опреде ленная энергия. Из закона сохранения энергии вытекает и обратное: для разделе ния ядра на составные части необходимо затратить такое же количество энергии, которое выделяется при его образовании. Энергия, которую необходимо затратить, чтобы расщепить ядро на отдельные нук лоны, называется энергией связи ядра (см. §40).
Согласно выражению (40.9), энергия связи нуклонов в ядре
Eсв=[Zmp + (A-Z)mn-mя]c2,
(252.1)
где mр, mn, mя — соответственно массы протона, нейтрона и ядра. В таблицах обычно приводятся не массы mя ядер, а массы m атомов. Поэтому для энергии связи ядра пользуются формулой
Eсв=[ZmH + (A-Z)mn-m]c2, (252.2)
где mH — масса атома водорода. Так как mH больше mp на величину me, то первый член в квадратных скобках включает в се бя массу Z электронов. Но так как масса атома т отличается от массы ядра mя как раз на массу Z электронов, то вычисления по формулам (252.1) и (252.2) приводят к одинаковым результатам. Величина
m=[Zmp + (A- Z)mn-mя
называется дефектом массы ядра. На эту величину уменьшается масса всех нукло нов при образовании из них атомного ядра. Часто вместо энергии связи рассмат ривают удельную энергию связи Eсв — энергию связи, отнесенную к одному нук лону. Она характеризует устойчивость (прочность) атомных ядер, т. е. чем боль ше Eсв, тем устойчивее ядро. Удельная энергия связи зависит от массового чис ла А элемента (рис. 342). Для легких ядер (А12) удельная энергия связи круто возрастает до 6 — 7 МэВ, претерпевая це лый ряд скачков (например, для 21НEсв=1,1 МэВ, для 42Не — 7,1 МэВ, для 63Li — 5,3 МэВ), затем более медленно воз растает до максимальной величины
409
8,7 МэВ у элементов с А = 50 —60, а потом постепенно уменьшается у тяжелых эле ментов (например, для 23892U она составляет 7,6 МэВ). Отметим для сравнения, что энергия связи валентных электронов в атомах составляет примерно 10 эВ (в 106! раз меньше).
Уменьшение удельной энергии связи при переходе к тяжелым элементам объяс няется тем, что с возрастанием числа про тонов в ядре увеличивается и энергия их кулоновского отталкивания. Поэтому связь между нуклонами становится ме нее сильной, а сами ядра менее проч ными.
Наиболее устойчивыми оказываются так называемые магические ядра, у кото рых число протонов или число нейтронов равно одному из магических чисел: 2, 8, 20, 28, 50, 82, 126. Особенно стабильны дважды магические ядра, у которых маги ческими являются и число протонов, и чис ло нейтронов (этих ядер насчитывается всего пять: 42Не, 168О, 4020Са, 4820Са, 20882Pb).
Из рис. 342 следует, что наиболее устойчивыми с энергетической точки зре ния являются ядра средней части таблицы Менделеева. Тяжелые и легкие ядра менее устойчивы. Это означает, что энергетиче ски выгодны следующие процессы: 1) де ление тяжелых ядер на более легкие; 2) слияние легких ядер друг с другом в бо лее тяжелые. При обоих процессах вы деляется огромное количество энергии; эти процессы в настоящее время осуще ствлены практически (реакции деления и термоядерные реакции).
§ 253. Спин ядра и его магнитный момент
Использование приборов высокой разре шающей способности и специальных источников возбуждения спектра позволи ло обнаружить сверхтонкую структуру спектральных линий. Ее существование В. Паули объяснил (1924) наличием у атомных ядер собственного момента им пульса (спина) и магнитного момента.
Собственный момент импульса ядра — спин ядра — складывается из спинов нук лонов и из орбитальных моментов импуль са нуклонов (моментов импульса, обуслов ленных движением нуклонов внутри яд ра). Обе эти величины являются вектора ми, поэтому спин ядра представляет их векторную сумму. Спин ядра квантуется по закону
Lя=hI(I+1),
где I — спиновое ядерное квантовое число
(его часто называют просто спином ядра), которое принимает целые или полуцелые
значения 0, 1/2, 1, 3/2, ... . Ядра с четными А
имеют целые I, с нечетными — полуце лые I.
Атомное ядро кроме спина обладает магнитным моментом рmя. Магнитный мо мент ядра связан со спином ядра (см. ана логичное выражение (131.5) для электро на): рmя =gяLя, где gя—коэффициент пропорциональности, называемый ядер ным гиромагнитным отношением.
Единицей магнитных моментов ядер служит ядерный магнетон
я=eh/(2mp)=5,0508 •10-27 Дж/Тл,
(253.1)
где mp — масса протона (ср. эту формулу с магнетоном Бора (§ 131)). Ядерный маг нетон в mp/me1836 раз меньше магнето на Бора, поэтому магнитные свойства ато мов определяются в основном магнитными свойствами его электронов.
В случае эффекта Зеемана (см. § 223) при помещении атома в магнитное поле наблюдается расщепление энергетических уровней и спектральных линий (тонкая структура), обусловленное спин-орбиталь-
410
ным взаимодействием электронов. Во внеш нем магнитном поле также наблюдается расщепление уровней энергии атома на близко расположенные подуровни (сверх тонкая структура), обусловленное взаимо действием магнитного момента ядра с маг нитным полем электронов в атоме.
Магнитные моменты ядер могут, таким образом, определяться спектроскопиче ским методом по сверхтонкой структуре спектральных линий. Однако магнитные моменты ядер примерно на три порядка меньше магнитных моментов электронов (см. (253.1) и (§ 131)), поэтому расщеп ление спектральных линий, соответствую щее сверхтонкой структуре, значитель но меньше расщепления за счет вза имодействия между спиновым и орби тальным моментами электрона (тонкая структура). Таким образом, из-за малости эффекта, даже при использовании спек тральных приборов очень большой разре шающей способности, точность этого ме тода невелика. Поэтому были разработа ны более точные (не оптические) методы определения магнитных моментов ядер, одним из которых является метод ядерно го магнитного резонанса.
Явление ядерного магнитного резонан са заключается в следующем: если на вещество, находящееся в сильном посто янном магнитном поле, действовать сла бым переменным радиочастотным магнит ным полем, то при частотах, соответствую щих частотам переходов между ядерными подуровнями, возникает резкий (резонанс ный) максимум поглощения. Ядерный маг нитный резонанс обусловлен происходя щими под влиянием переменного магнит ного поля квантовыми переходами между ядерными подуровнями. Точность метода задается точностью измерения напряжен ности постоянного магнитного поля и ре зонансной частоты, так как по их значени ям вычисляются магнитные моменты ядер. Так как для измерения этих величин при меняются прецизионные методы, то pmя можно определять с высокой точностью (до шести знаков).
Метод ядерного магнитного резонанса позволяет наблюдать ядерный резонанс на ядрах, обладающих магнитным моментом
порядка 0,1я. Количество вещества, не обходимое для измерений, должно состав лять 10-3—10 г (в зависимости от значе ния pmя). Измерение значений магнитных моментов ядер часто сводится к сравне нию резонансных частот исследуемых ядер с резонансной частотой протонов, что по зволяет освободиться от точной калибров ки магнитного поля, которая является до вольно трудоемкой.
§ 254. Ядерные силы. Модели ядра
Между составляющими ядро нуклонами действуют особые, специфические для ядра силы, значительно превышающие кулоновские силы отталкивания между протонами. Они называются ядерными силами.
С помощью экспериментальных дан ных (рассеяние нуклонов на ядрах, ядер ные превращения и т. д.) доказано, что ядерные силы намного превышают грави тационные, электрические и магнитные взаимодействия и не сводятся к ним. Ядерные силы относятся к классу так на зываемых сильных взаимодействий.
Перечислим основные свойства ядер ных сил:
1) ядерные силы являются силами притяжения;
2) ядерные силы являются коротко действующими — их действие проявляется только на расстояниях примерно 10-15м. При увеличении расстояния между ну клонами ядерные силы быстро уменьшают ся до нуля, а при расстояниях, меньших их радиуса действия, оказываются при мерно в 100 раз больше кулоновских сил, действующих между протонами на том же расстоянии;
3) ядерным силам свойственна зарядо вая независимость: ядерные силы, дей ствующие между двумя протонами, или двумя нейтронами, или, наконец, между протоном и нейтроном, одинаковы по вели чине. Отсюда следует, что ядерные силы имеют неэлектрическую природу;
4) ядерным силам свойственно насы щение, т. е. каждый нуклон в ядре взаимо действует только с ограниченным числом ближайших к нему нуклонов. Насыщение проявляется в том, что удельная энергия
411
связи нуклонов в ядре (если не учитывать легкие ядра) при увеличении числа нукло нов не растет, а остается приблизительно постоянной;
5) ядерные силы зависят от взаимной ориентации спинов взаимодействующих нуклонов. Например, протон и нейтрон образуют дейтрон (ядро изотопа |Н) толь ко при условии параллельной ориентации их спинов;
6) ядерные силы не являются цен тральными, т. е. действующими по линии, соединяющей центры взаимодействующих нуклонов.
Сложный характер ядерных сил и трудность точного решения уравнений движения всех нуклонов ядра (ядро с мас совым числом А представляет собой систе му из А тел) не позволили до настоящего времени разработать единую последова тельную теорию атомного ядра. Поэтому на данной стадии прибегают к рассмотре нию приближенных ядерных моделей, в которых ядро заменяется некоторой мо дельной системой, довольно хорошо опи сывающей только определенные свойства ядра и допускающей более или менее про стую математическую трактовку. Из боль шого числа моделей, каждая из которых обязательно использует подобранные про извольные параметры, согласующиеся с экспериментом, рассмотрим две: капель ную и оболочечную.
1. Капельная модель ядра (1936; Н. Бор и Я.И.Френкель). Капельная мо дель ядра является первой моделью. Она основана на аналогии между поведением нуклонов в ядре и поведением молекул в капле жидкости. Так, в обоих случаях силы, действующие между составными частицами — молекулами в жидкости и нуклонами в ядре,— являются коротко действующими и им свойственно насыще ние. Для капли жидкости при данных внешних условиях характерна постоянная плотность ее вещества. Ядра же характе ризуются практически постоянной удель ной энергией связи и постоянной плот ностью, не зависящей от числа нуклонов в ядре. Наконец, объем капли, так же как и объем ядра (см. (251.1)), пропорционален числу частиц. Существенное отличие ядра от капли жидкости в этой модели заключается в том, что она трактует ядро как каплю электрически заряженной не сжимаемой жидкости (с плотностью, рав ной ядерной), подчиняющуюся законам квантовой механики. Капельная модель ядра позволила получить полуэмпириче скую формулу для энергии связи нуклонов в ядре, объяснила механизм ядерных ре акций и особенно реакции деления ядер. Однако эта модель не смогла, например, объяснить повышенную устойчивость ядер, содержащих магические числа про тонов и нейтронов.
2. Оболочечная модель ядра (1949— 1950; американский физик М. Гепперт-Майер (1906—1975) и немецкий физик X. Иенсен (1907 — 1973)). Оболочечная модель предполагает распределение нук лонов в ядре по дискретным энергетиче ским уровням (оболочкам), заполняемым нуклонами согласно принципу Паули, и связывает устойчивость ядер с запол нением этих уровней. Считается, что ядра о полностью заполненными оболочками являются наиболее устойчивыми. Такие особо устойчивые (магические) ядра дей ствительно существуют (см. §252).
Оболочечная модель ядра позволила объяснить спины и магнитные моменты ядер, различную устойчивость атомных ядер, а также периодичность изменений их свойств. Эта модель особенно хорошо при менима для описания легких и средних ядер, а также для ядер, находящихся в ос новном (невозбужденном) состоянии.
По мере дальнейшего накопления эк спериментальных данных о свойствах атомных ядер появлялись все новые фак ты, не укладывающиеся в рамки описан ных моделей. Так возникли обобщенная модель ядра (синтез капельной и оболочечной моделей), оптическая модель ядра (объясняет взаимодействие ядер с налета ющими частицами) и т. д.
§ 255. Радиоактивное излучение и его виды
Французский физик А. Беккерель (1852— 1908) в 1896г. при изучении люминесцен-
412
ции солей урана случайно обнаружил са мопроизвольное испускание ими излуче ния неизвестной природы, которое дей ствовало на фотопластинку, ионизировало воздух, проникало сквозь тонкие металли ческие пластинки, вызывало люминесцен цию ряда веществ. Продолжая исследова ние этого явления, супруги Кюри — Ма рия (1867—1934) и Пьер — обнаружили, что беккерелевское излучение свойственно не только урану, но и многим другим тяже лым элементам, таким, как торий и акти ний. Они показали также, что урановая смоляная обманка (руда, из которой до бывается металлический уран) испускает излучение, интенсивность которого во много раз превышает интенсивность из лучения урана. Таким образом удалось вы делить два новых элемента — носителя беккерелевского излучения: полоний 21084Ро и радий 22688Ra.
Обнаруженное излучение было назва но радиоактивным излучением, а само яв ление — испускание радиоактивного излу чения — радиоактивностью.
Дальнейшие опыты показали, что на характер радиоактивного излучения пре парата не оказывают влияния вид химиче ского соединения, агрегатное состояние, механическое давление, температура, электрические и магнитные поля, т. е. все те воздействия, которые могли бы при вести к изменению состояния электронной оболочки атома. Следовательно, радиоак тивные свойства элемента обусловлены лишь структурой его ядра.
В настоящее время под радиоактивно стью понимают способность некоторых атомных ядер самопроизвольно (спонтан но) превращаться в другие ядра с ис пусканием различных видов радиоактив ных излучений и элементарных частиц. Радиоактивность подразделяется на естественную (наблюдается у неустойчи вых изотопов, существующих в природе) и искусственную (наблюдается у изотопов, полученных посредством ядерных реак ций). Принципиального различия между этими двумя типами радиоактивности нет, так как законы радиоактивного превраще ния в обоих случаях одинаковы.
Радиоактивное излучение бывает трех типов: -, - и -излучение. Подробное их исследование позволило выяснить природу и основные свойства.
-Излучение отклоняется электриче ским и магнитным полями, обладает высо кой ионизирующей способностью и малой проникающей способностью (например, поглощаются слоем алюминия толщиной примерно 0,05 мм). -Излучение представ ляет собой поток ядер гелия; заряд -частицы равен +2е, а масса совпадает с массой ядра изотопа гелия 42Не. По от клонению -частиц в электрическом и маг нитном полях был определен их удельный заряд Q/m, значение которого подтвер дило правильность представлений об их природе.
-Излучение отклоняется электриче ским и магнитным полями; его ионизирую щая способность значительно меньше (примерно на два порядка), а проникаю щая способность гораздо больше (погло щается слоем алюминия толщиной при мерно 2 мм), чем у -частиц. -Излучение представляет собой поток быстрых элек тронов (это вытекает из определения их удельного заряда).
Поглощение потока электронов с одинаковыми скоростями в однородном ве ществе подчиняется экспоненциальному закону N=N0e-x, где N0 и N— число электронов на входе и выходе слоя ве щества толщиной х, — коэффициент по глощения. -Излучение сильно рассеива ется в веществе, поэтому зависит не только от вещества, но и от размеров и формы тел, на которые -излучение падает.
-Излучение не отклоняется электри ческим и магнитным полями, обладает от носительно слабой ионизирующей способ ностью и очень большой проникающей способностью (например, проходит через слой свинца толщиной 5 см), при прохож дении через кристаллы обнаруживает дифракцию. -Излучение представляет со бой коротковолновое электромагнитное излучение с чрезвычайно малой длиной волны <10-10 м и вследствие этого — ярко выраженными корпускулярными
413
свойствами, т. е. является потоком частиц — -квантов (фотонов).
§ 256. Закон радиоактивного распада. Правила смещения
Под радиоактивным распадом, или просто распадом, понимают естественное радио активное превращение ядер, происходя щее самопроизвольно. Атомное ядро, ис пытывающее радиоактивный распад, назы вается материнским, возникающее ядро — дочерним.
Теория радиоактивного распада стро ится на предположении о том, что радио активный распад является спонтанным процессом, подчиняющимся законам ста тистики. Поскольку отдельные радиоак тивные ядра распадаются независимо друг от друга, можно считать, что число ядер dN распавшихся в среднем за интер вал времени от t до t+dt, пропорциональ но промежутку времени dt и числу N не распавшихся ядер к моменту времени t:
dN=-Ndt, (256.1)
где — постоянная для данного радио активного вещества величина, называемая постоянной радиоактивного распада; знак минус указывает, что общее число радио активных ядер в процессе распада умень шается.
Разделив переменные и интегрируя, т. е.
где N0 — начальное число нераспавшихся ядер (в момент времени t=0), N — число нераспавшихся ядер в момент времени t. Формула (256.2) выражает закон радио активного распада, согласно которому число нераспавшихся ядер убывает со вре менем по экспоненте.
Интенсивность процесса радиоактив ного распада характеризуют две величи ны: период полураспада T1/2 и среднее вре мя жизни т радиоактивного ядра. Период полураспада T1/2 — время, за которое ис ходное число радиоактивных, ядер в среднем уменьшается вдвое. Тогда, соглас но (256.2),
Периоды полураспада для естественно-радиоактивных элементов колеблются от десятимиллионных долей секунды до мно гих миллиардов лет.
Суммарная продолжительность жиз ни dN ядер равна t│dN│=Ntdt. Про интегрировав это выражение по всем воз можным t (т. е. от 0 до ) и разделив на начальное число ядер No, получим среднее время жизни радиоактивного ядра:
(учтено (256.2)). Таким образом, среднее время жизни радиоактивного ядра есть величина, обратная постоянной радиоак тивного распада .
Активностью А нуклида (общее на звание атомных ядер, отличающихся чис лом протонов Z и нейтронов N) в радио активном источнике называется число рас падов, происходящих с ядрами образца в 1 с:
Единица активности в СИ — беккерель (Бк): 1 Бк — 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 источ нике—кюри (Ки): 1 Ки=3,7•1010Бк.
414
Радиоактивный распад происходит в соответствии с так называемыми прави лами смещения, позволяющими устано вить, какое ядро возникает в результате распада данного материнского ядра. Пра вила смещения:
для -распада
AZXA-4Z-2Y+42He, (256.4) для -распада
AZX+AZ+1Y+0-1e, (256.5)
гдеAZX — материнское ядро, Y — символ дочернего ядра, 42Не — ядро гелия (-частица), 0-1e— символическое обоз начение электрона (заряд его равен — 1, а массовое число — нулю). Правила сме щения являются ничем иным, как след ствием двух законов, выполняющихся при радиоактивных распадах,— сохранения электрического заряда и сохранения мас сового числа: сумма зарядов (массовых чисел) возникающих ядер и частиц равна заряду (массовому числу) исходного ядра.
Возникающие в результате радиоак тивного распада ядра могут быть, в свою очередь, радиоактивными. Это приводит к возникновению цепочки, или ряда, ра диоактивных превращений, заканчиваю щихся стабильным элементом. Совокуп ность элементов, образующих такую це почку, называется радиоактивным семей ством.
Из правил смещения (256.4) и (256.5) вытекает, что массовое число при -распаде уменьшается на 4, а при -распаде не меняется. Поэтому для всех ядер одного и того же радиоактивного семейства оста ток от деления массового числа на 4 оди наков. Таким образом, существует четыре различных радиоактивных семейства, для каждого из которых массовые числа за даются одной из следующих формул: А=4n, 4n+1, 4n+2, 4n+3,
где n — целое положительное число. Се мейства называются по наиболее долгоживущему (с наибольшим периодом полу распада) «родоначальнику»: семейства то рия (от 23290Тh), нептуния (от 23793Np), урана (от 23892U) и актиния (от 23589Ас). Конечными
нуклидами соответственно являются 20883Pb, 20983Bi, 20682Pb, 20782Pb, т. е. единственное семей ство нептуния (искусственно-радиоактив ные ядра) заканчивается нуклидом Bi, а все остальные (естественно-радиоактив ные ядра) — нуклидами Pb.
§ 257. Закономерности -распада
В настоящее время известно более двухсот -активных ядер, главным образом тяже лых (A>200, Z>82). Только небольшая группа -активных ядер приходится на области с A=140—160 (редкие земли). -Распад подчиняется правилу смещения (256.4). Примером -распада служит рас пад изотопа урана 238U с образовани ем Th:
23892U23490Th+42He.
Скорости вылетающих при распаде -частиц очень велики и колеблются для разных ядер в пределах от 1,4•107 до 2•107м/с, что соответствует энергиям от 4 до 8,8 МэВ. Согласно современным пред ставлениям, -частицы образуются в мо мент радиоактивного распада при встрече движущихся внутри ядра двух протонов и двух нейтронов.
-Частицы, испускаемые конкретным ядром, обладают, как правило, определен ной энергией. Более тонкие измерения, однако, показали, что энергетический спектр -частиц, испускаемых данным ра диоактивным элементом, обнаруживает «тонкую структуру», т. е. испускается не сколько групп -частиц, причем в преде лах каждой группы их энергии практиче ски постоянны. Дискретный спектр -частиц свидетельствует о том, что атом ные ядра обладают дискретными энер гетическими уровнями.
Для -распада характерна сильная зависимость между периодом полураспа да T1/2 и энергией Е вылетающих частиц. Эта взаимосвязь определяется эмпириче ским законом Гейгера — Нэттола (1912), который обычно выражают в ви-
415
де связи между пробегом R (расстояни ем, проходимым частицей в веществе до ее полной остановки) -частиц в воздухе и постоянной радиоактивного распада :
ln=A+ВlnR, (257.1) где А и В — эмпирические константы, =(ln2)/T1/2. Согласно (257.1), чем меньше период полураспада радиоактивного эле мента, тем больше пробег, а следователь но, и энергия испускаемых им -частиц. Пробег -частиц в воздухе (при нормаль ных условиях) составляет несколько сан тиметров, в более плотных средах он го раздо меньше, составляя сотые доли мил лиметра (-частицы можно задержать обычным листом бумаги).
Опыты Резерфорда по рассеянию -частиц на ядрах урана показали, что -частицы вплоть до энергии 8,8 МэВ ис пытывают на ядрах резерфордовское рас сеяние, т. е. силы, действующие на -частицы со стороны ядер, описываются законом Кулона. Подобный характер рас сеяния -частиц указывает на то, что они еще не вступают в область действия ядер ных сил, т. е. можно сделать вывод, что ядро окружено потенциальным барьером, высота которого не меньше 8,8 МэВ. С другой стороны, -частицы, испускае мые ураном, имеют энергию 4,2 МэВ. Сле довательно, -частицы вылетают из -радиоактивного ядра с энергией, заметно меньшей высоты потенциального барьера. Классическая механика этот результат объяснить не могла.
Объяснение -распада дано квантовой механикой, согласно которой вылет -частицы из ядра возможен благодаря туннельному эффекту (см. §221) —про никновению -частицы сквозь потенциаль ный барьер. Всегда имеется отличная от нуля вероятность того, что частица с энер гией, меньшей высоты потенциального барьера, пройдет сквозь него, т. е., дей ствительно, из -радиоактивного ядра -частицы могут вылетать с энергией, меньшей высоты потенциального барьера. Этот эффект целиком обусловлен волно вой природой -частиц.
Вероятность прохождения -частицы сквозь потенциальный барьер определяется его формой и вычисляется на основе уравнения Шредингера. В простейшем случае потенциального барьера с прямо угольными вертикальными стенками (см. рис. 298, о) коэффициент прозрачно сти, определяющий вероятность прохож дения сквозь него, определяется рассмот ренной ранее формулой (221.7):
D=D0exp [-(2/h)(2m(U-E)l)]
Анализируя это выражение, видим, что коэффициент прозрачности D тем больше (следовательно, тем меньше период полу распада), чем меньший по высоте (U) и ширине (l) барьер находится на пути -частицы. Кроме того, при одной и той же потенциальной кривой барьер на пути частицы тем меньше, чем больше ее энер гия Е. Таким образом качественно под тверждается закон Гейгера — Нэттола (см. (257.1)).
§258. -Распад. Нейтрино
Явление --распада (в дальнейшем будет показано, что существует и +-распад) подчиняется правилу смещения (256.5)
azxaz+1y+0-1e
и связано с выбросом электрона. При шлось преодолеть целый ряд трудностей с трактовкой --распада.
Во-первых, необходимо было обосно вать происхождение электронов, выбрасы ваемых в процессе --распада. Протонно-нейтронное строение ядра исключает воз можность вылета электрона из ядра, поскольку в ядре электронов нет. Пред положение же, что электроны вылетают не из ядра, а из электронной оболочки, несостоятельно, поскольку тогда должно было бы наблюдаться оптическое или рен тгеновское излучение, что не подтвержда ют эксперименты.
Во-вторых, необходимо было объяс нить непрерывность энергетического спек тра испускаемых электронов (типичная для всех изотопов кривая распределения --частиц по энергиям приведена на рис. 343). Каким же образом --активные ядра, обладающие до и после распада
416
вполне определенными энергиями, могут выбрасывать электроны со значениями энергии от нуля до некоторого максималь ного Emax? Т. е. энергетический спектр ис пускаемых электронов является непрерыв ным? Гипотеза о том, что при --распаде электроны покидают ядро со строго опре деленными энергиями, но в результате ка ких-то вторичных взаимодействий теряют ту или иную долю своей энергии, так что их первоначальный дискретный спектр превращается в непрерывный, была опро вергнута прямыми калориметрическими опытами. Так как максимальная энер гия Emax определяется разностью масс ма теринского и дочернего ядер, то распады, при которых энергия электрона E<Emax, как бы протекают с нарушением закона сохранения энергии. Н. Бор даже пытался обосновать это нарушение, высказывая предположение, что закон сохранения энергии носит статистический характер и выполняется лишь в среднем для боль шого числа элементарных процессов. От сюда видно, насколько принципиально важно было разрешить это затруднение.
В-третьих, необходимо было разо браться с несохранением спина при --распаде. При --распаде число нукло нов в ядре не изменяется (так как не изменяется массовое число А), поэтому не должен изменяться и спин ядра, который равен целому числу h при четном А и по луцелому h при нечетном А. Однако вы брос электрона, имеющего спин h/2, должен изменить спин ядра на величи ну h/2.
Последние два затруднения привели
В. Паули к гипотезе (1931) о том, что при --распаде вместе с электроном испуска ется еще одна нейтральная частица — нейтрино. Нейтрино имеет нулевой заряд, спин h/2 и нулевую (а скорее<10-4me) массу покоя; обозначается 00vе. Впослед ствии оказалось, что при --распаде испускается не нейтрино, а антинейтрино (античастица по отношению к нейтрино; обозначается).
Гипотеза о существовании нейтрино позволила Э. Ферми создать теорию --распада (1934), которая в основном сохранила свое значение и в настоящее время, хотя экспериментально существо вание нейтрино было доказано более чем через 20 лет (1956). Столь длительные «поиски» нейтрино сопряжены с большими трудностями, обусловленными отсутстви ем у нейтрино электрического заряда и массы. Нейтрино — единственная части ца, не участвующая ни в сильных, ни в электромагнитных взаимодействиях; единственный вид взаимодействий, в кото ром может принимать участие нейтрино,— слабое взаимодействие. Поэтому прямое наблюдение нейтрино весьма затрудни тельно. Ионизирующая способность ней трино столь мала, что один акт иониза ции в воздухе приходится на 500 км пу ти. Проникающая же способность ней трино столь огромна (пробег нейтрино с энергией 1 МэВ в свинце составляет порядка 1018м!), что затрудняет удержа ние этих частиц в приборах.
Для экспериментального выявления нейтрино (антинейтрино) применялся по этому косвенный метод, основанный на том, что в реакциях (в том числе и с участием нейтрино) выполняется закон сохранения импульса. Таким образом, ней трино было обнаружено при изучении от дачи атомных ядер при --распаде. Если при --распаде ядра вместе с электроном выбрасывается и антинейтрино, то вектор ная сумма трех импульсов — ядра отдачи, электрона и антинейтрино — должна быть равна нулю. Это действительно подтверди лось на опыте. Непосредственное обнару жение нейтрино стало возможным лишь значительно позднее, после появления
417
мощных реакторов, позволяющих полу чать интенсивные потоки нейтрино.
Введение нейтрино (антинейтрино) по зволило не только объяснить кажущееся несохранение спина, но и разобраться с вопросом непрерывности энергетическо го спектра выбрасываемых электронов. Сплошной спектр --частиц обязан рас пределению энергии между электронами и антинейтрино, причем сумма энергий обеих частиц равна Emax. В одних актах распада большую энергию получает анти нейтрино, в других — электрон; в гранич ной точке кривой на рис. 343, где энергия электрона равна Emax, вся энергия распа да уносится электроном, а энергия анти нейтрино равна нулю.
Наконец, рассмотрим вопрос о проис хождении электронов при --распаде. По скольку электрон не вылетает из ядра и не вырывается из оболочки атома, было сде лано предположение, что -электрон рож дается в результате процессов, происходя щих внутри ядра. Так как при --распаде число нуклонов в ядре не изменяется, a Z увеличивается на единицу (см. (256.5)), то единственной возможно стью одновременного осуществления этих условий является превращение одного из нейтронов --активного ядра в протон с одновременным образованием электрона и вылетом антинейтрино:
этого явления было бы подтверждением изложенной теории --распада. Действи тельно, в 1950 г. в потоках нейтронов боль шой интенсивности, возникающих в ядер ных реакторах, был обнаружен радиоак тивный распад свободных нейтронов, происходящий по схеме (258.1). Энергети ческий спектр возникающих при этом электронов соответствовал приведенному на рис. 343, а верхняя граница Emax энер гии электронов оказалась равной рассчи танной выше (0,782 МэВ).
§ 259. Гамма-излучение и его свойства
Экспериментально установлено, что -излучение (см. § 255) не является самосто ятельным видом радиоактивности, а толь ко сопровождает - и -распады и также возникает при ядерных реакциях, при тор можении заряженных частиц, их распаде и т. д. -Спектр является линейчатым. -Спектр — это распределение числа -квантов по энергиям (такое же толкова ние -спектра дано в § 258). Дискретность -спектра имеет принципиальное значение, так как является доказательством дискретности энергетических состояний атомных ядер.
В настоящее время твердо установле но, что -излучение испускается дочерним (а не материнским) ядром. Дочернее ядро в момент своего образования, оказываясь возбужденным, за время примерно 10-13—10-14 с, значительно меньшее вре мени жизни возбужденного атома (при мерно 10-8 с), переходит в основное со стояние с испусканием -излучения. Воз вращаясь в основное состояние, воз бужденное ядро может пройти через ряд промежуточных состояний, поэтому -излучение одного и того же радиоактивного изотопа может содержать несколько групп -квантов, отличающихся одна от другой своей энергией.
При -излучении А и Z ядра не изме няются, поэтому оно не описывается ни какими правилами смещения. -Излучение большинства ядер является столь коротко волновым, что его волновые свойства про являются весьма слабо. Здесь на первый план выступают корпускулярные свойства,
Этот процесс сопровождается выпол нением законов сохранения электрических зарядов, импульса и массовых чисел. Кро ме того, данное превращение энергетиче ски возможно, так как масса покоя ней трона превышает массу атома водорода, т. е. протона и электрона вместе взятых. Данной разности в массах соответствует энергия, равная 0,782 МэВ. За счет этой энергии может происходить самопроиз вольное превращение нейтрона в протон; энергия распределяется между электро ном и антинейтрино.
Если превращение нейтрона в протон энергетически выгодно и вообще возмож но, то должен наблюдаться радиоактив ный распад свободных нейтронов (т.е. нейтронов вне ядра). Обнаружение
418
поэтому -излучение рассматривают как поток частиц — -квантов. При радиоак тивных распадах различных ядер -кванты имеют энергии от 10 кэВ до 5 МэВ.
Ядро, находящееся в возбужденном состоянии, может перейти в основное со стояние не только при испускании -кванта, но и при непосредственной передаче энергии возбуждения (без предваритель ного испускания -кванта) одному из электронов того же атома. При этом ис пускается так называемый электрон кон версии. Само явление называется внутрен ней конверсией. Внутренняя конверсия — процесс, конкурирующий с -излучением.
Электронам конверсии соответствуют дискретные значения энергии, зависящей от работы выхода электрона из оболочки, из которой электрон вырывается, и от энергии Е, отдаваемой ядром при переходе из возбужденного состояния в основное. Если вся энергия Е выделяется в виде -кванта, то частота излучения v опреде ляется из известного соотношения E=hv. Если же испускаются электроны внутрен ней конверсии, то их энергии равны E-АK, Е- АL, ... , где АK, AL, ... — работа выхода электрона из K- и L-оболочек. Моноэнергетичность электронов конверсии позволя ет отличить их от -электронов, спектр которых непрерывен (см. §258). Возник шее в результате вылета электрона ва кантное место на внутренней оболочке атома будет заполняться электронами с вышележащих оболочек. Поэтому внут ренняя конверсия всегда сопровождается характеристическим рентгеновским излу чением.
-Кванты, обладая нулевой массой по коя, не могут замедляться в среде, поэто му при прохождении -излучения сквозь вещество они либо поглощаются, либо рассеиваются им. -Кванты не несут элек трического заряда и тем самым не испыты вают влияния кулоновских сил. При про хождении пучка -квантов сквозь вещест во их энергия не меняется, но в результате столкновений ослабляется интенсивность, изменение которой описывается экспонен циальным законом I=I0е-x (I0 и I — интенсивности -излучения на входе и вы-
ходе слоя поглощающего вещества толщи ной х, — коэффициент поглощения). Так как -излучение — самое проникающее излучение, то для многих веществ — очень малая величина; зависит от свойств вещества и от энергии -квантов.
-Кванты, проходя сквозь вещество, могут взаимодействовать как с электрон ной оболочкой атомов вещества, так и с их ядрами. В квантовой электродинамике до казывается, что основными процессами, сопровождающими прохождение -излучения через вещество, являются фотоэф фект, комптон-эффект (комптоновское рассеяние) и образование электронно-позитронных пар.
Фотоэффект, или фотоэлектрическое поглощение -излучения,— это процесс, при котором атом поглощает -квант и ис пускает электрон. Так как электрон вы бивается из одной из внутренних оболо чек атома, то освободившееся место за полняется электронами из вышележащих оболочек, и фотоэффект сопровождается характеристическим рентгеновским излу чением. Фотоэффект является преоблада ющим механизмом поглощения в области малых энергий -квантов (E 100 кэВ). Фотоэффект может идти только на связан ных электронах, так как свободный элект рон не может поглотить -квант, при этом одновременно не удовлетворяются законы сохранения энергии и импульса.
По мере увеличения энергии -квантов (E0,5МэВ) вероятность фотоэффекта очень мала и основным механизмом вза имодействия -квантов с веществом явля ется комптоновское рассеяние (см. §206).
При E>1,02 МэВ=2mec2 (me — мас са покоя электрона) становится возмож ным процесс образования электронно-позитронных пар в электрических полях ядер. Вероятность этого процесса пропор циональна Z2 и увеличивается с ростом E. Поэтому при E10МэВ основным про цессом взаимодействия -излучения в лю бом веществе является образование электронно-позитронных пар.
Если энергия -кванта превышает энергию связи нуклонов в ядре (7— 8МэВ), то в результате поглощения -кванта может наблюдаться ядерный фо-
419
тоэффект — выброс из ядра одного из нук лонов, чаще всего нейтрона.
Большая проникающая способность -излучения используется в гамма-дефек тоскопии — методе дефектоскопии, осно ванном на различном поглощении -излучения при распространении его на одина ковое расстояние в разных средах. Место положение и размеры дефектов (ракови ны, трещины и т. д.) определяются по различию в интенсивностях излучения, прошедшего через разные участки просве чиваемого изделия.
Воздействие -излучения (а также других видов ионизирующего излучения) на вещество характеризуют дозой ионизи рующего излучения. Различаются:
Поглощенная доза излучения — физи ческая величина, равная отношению энер гии излучения к массе облучаемого ве щества.
Единица поглощенной дозы излуче ния — грей (Гр): 1 Гр=1 Дж/кг — доза излучения, при которой облученному ве ществу массой 1 кг передается энергия любого ионизирующего излучения 1 Дж.
Экспозиционная доза излучения — физическая величина, равная отношению суммы электрических зарядов всех ионов одного знака, созданных электронами, ос вобожденными в облученном воздухе (при условии полного использования ионизиру ющей способности электронов), к массе этого воздуха.
Единица экспозиционной дозы излу чения— кулон на килограмм (Кл/кг); внесистемной единицей является рентген (Р): 1 Р = 2,58•10-4 Кл/кг.
Биологическая доза — величина, оп ределяющая воздействие излучения на ор ганизм.
Единица биологической дозы — биоло гический эквивалент рентгена (бэр): 1 бэр — доза любого вида ионизирующего излучения, производящая такое же био логическое действие, как и доза рентгенов ского или -излучения в 1 P (1 бэр=10-2 Дж/кг).
Мощность дозы излучения — величи на, равная отношению дозы излучения к времени облучения. Различают: 1) мощ ность поглощенной дозы (единица — грей на секунду (Гр/с)); 2) мощность экспози ционной дозы (единица — ампер на кило грамм (А/кг)).
§ 260. Резонансное поглощение -излучения (эффект Мёссбауэра)
Как уже указывалось, дискретный спектр -излучения обусловлен дискретностью энергетических уровней ядер атомов. Од нако, как следует из соотношения неопре деленностей (215.5), энергия возбужден ных состояний ядра принимает значения в пределах Eh/t, где t— время жизни ядра в возбужденном состоянии. Следовательно, чем меньше t, тем боль ше неопределенность энергии Е возбуж денного состояния. E=0 только для ос новного состояния стабильного ядра (для него t). Неопределенность энергии квантово-механической системы (напри мер, атома), обладающей дискретными уровнями энергии, определяет естествен ную ширину энергетического уровня (Г). Например, при времени жизни возбужден ного состояния, равного 10-13 с, естественная ширина энергетического уровня примерно 10-2эВ.
Неопределенность энергии возбужден ного состояния, обусловливаемая ко нечным временем жизни возбужденных состояний ядра, приводит к немонохрома тичности -излучения, испускаемого при переходе ядра из возбужденного состоя ния в основное. Эта немонохроматичность называется естественной шириной линии -излучения.
При прохождении -излучения в ве ществе помимо описанных выше (см. § 259) процессов (фотоэффект, комптоновское рассеяние, образование электронно-позитронных пар) должны в принципе
420
наблюдаться также резонансные эффек ты. Если ядро облучить -квантами с энер гией, равной разности одного из возбуж денных и основного энергетических состо яний ядра, то может иметь место резо нансное поглощение -излучения ядрами: ядро поглощает -квант той же частоты, что и частота излучаемого ядром -кванта при переходе ядра из данного возбужден ного состояния в основное.
Наблюдение резонансного поглощения -квантов ядрами считалось долгое время невозможным, так как при переходе ядра из возбужденного состояния с энергией Е в основное (его энергия принята равной нулю) излучаемый -квант имеет энер гию E несколько меньшую, чем Е, из-за отдачи ядра в процессе излучения:
E=E-Eя,
где Ея — кинетическая энергия отдачи яд ра. При возбуждении же ядра и переходе его из основного состояния в возбужден ное с энергией Е -квант должен иметь энергию E' несколько большую, чем Е, т. е.
E'=E+Eя,
где Ея — энергия отдачи, которую -квант должен передать поглощающему ядру.
Таким образом, максимумы линий из лучения и поглощения сдвинуты друг от носительно друга на величину 2Ея (рис.344). Используя закон сохранения импульса, согласно которому в рассмот ренных процессах излучения и поглоще ния импульсы -кванта и ядра должны быть равны, получим
Например, возбужденное состояние изотопа иридия 19177Ir имеет энергию 129 кэВ, а время его жизни поряд ка 10-10с, так что ширина уровня Г4•10-5эВ. Энергия же отдачи при излу чении с этого уровня, согласно (260.1), приблизительно равна 5•10-2 эВ, т.е. на три порядка больше ширины уровня. Естественно, что никакое резонансное по глощение в таких условиях невозможно (для наблюдения резонансного поглоще ния линия поглощения должна совпадать с линией излучения). Из опытов так же следовало, что на свободных ядрах резонансное поглощение не наблюдает ся.
Резонансное поглощение -излучения в принципе может быть получено только при компенсации потери энергии на отдачу ядра. Эту задачу решил в 1958 г. Р. Мёссбауэр (Нобелевская премия 1961 г.). Он исследовал излучение и поглощение -излучения в ядрах, находящихся в кристал лической решетке, т. е. в связанном со стоянии (опыты проводились при низ кой температуре). В данном случае им пульс и энергия отдачи передаются не одному ядру, излучающему (поглощаю щему) -квант, а всей кристаллической решетке в целом. Так как кристалл обла дает гораздо большей массой по сравнению с массой отдельного ядра, то в соответ ствии с формулой (260.1) потери энергии на отдачу становятся исчезающе малыми. Поэтому процессы излучения и погло щения -излучения происходят практи чески без потерь энергии (идеально уп руго).
Явление упругого испускания (поглощения) -квантов атомными ядрами, связанными в твердом теле, не сопровождающееся изменением внутренней энергии тела, называется эффектом Мёссбауэра При рассмотренных условиях линии излу чения и поглощения -излучения практически совпадают и имеют весьма малую ширину, равную естественной ширине Г. Эффект Мёссбауэра был открыт на глубо ко охлажденном 19177Ir (с понижением темпе ратуры колебания решетки «заморажива ются»), а впоследствии обнаружен более
421
чем на 20 стабильных изотопах (например, 57Fe, 67Zn и т. д.).
Мёссбауэр вооружил эксперименталь ную физику новым методом измерений невиданной прежде точности. Эффект Мёссбауэра позволяет измерять энергии (частоты) излучения с относительной точ ностью Г/E=10-15—10-17, поэтому во многих областях науки и техники может служить тончайшим «инструментом» раз личного рода измерений. Появилась воз можность измерять тончайшие детали -линий, внутренние магнитные и электри ческие поля в твердых телах и т. д.
Внешнее воздействие (например, зеемановское расщепление ядерных уровней или смеще ние энергии фотонов при движении в поле тя жести) может привести к очень малому смеще нию либо линии поглощения, либо линии излучения, иными словами, привести к ослабле нию или исчезновению эффекта Мёссбауэра. Это смещение, следовательно, может быть за фиксировано. Подобным образом в лаборатор ных условиях был обнаружен (1960) такой тон чайший эффект, как «гравитационное красное смещение», предсказанный общей теорией отно сительности Эйнштейна.
§ 261. Методы наблюдения и регистрации радиоактивных излучений и частиц
Практически все методы наблюдения и ре гистрации радиоактивных излучений (, , ) и частиц основаны на их способности производить ионизацию и возбуждение атомов среды. Заряженные частицы вы зывают эти процессы непосредственно, а -кванты и нейтроны обнаруживаются по ионизации, вызываемой возникающими в результате их взаимодействия с электро нами и ядрами атомов среды быстрыми заряженными частицами. Вторичные эф фекты, сопровождающие рассмотренные процессы, такие, как вспышка света, элек трический ток, потемнение фотопластинки, позволяют регистрировать пролетающие частицы, считать их, отличать друг от друга и измерять их энергию.
Приборы, применяемые для регистра ции радиоактивных излучений и частиц, делятся на две группы:
1) приборы, позволяющие регистриро вать прохождение частицы через опреде ленный участок пространства и в некото рых случаях определять ее характеристи ки, например энергию (сцинтилляционный счетчик, черенковский счетчик, импульс ная ионизационная камера, газоразрядный счетчик, полупроводниковый счетчик);
2) приборы, позволяющие наблюдать, например фотографировать, следы (тре ки) частиц в веществе (камера Вильсона, диффузионная камера, пузырьковая каме ра, ядерные фотоэмульсии).
1. Сцинтилляционный счетчик. Наблю дение сцинтилляций — вспышек света при попадании быстрых частиц на флуоресци рующий экран — первый метод, позволив ший У. Круксу и Э. Резерфорду на заре ядерной физики (1903) визуально ре гистрировать -частицы. Сцинтилляцион ный счетчик — детектор ядерных частиц, основными элементами которого явля ются сцинтиллятор (кристаллофосфор) (см. § 245) и фотоэлектронный умножи тель (см. § 105), позволяющий преобразо вывать слабые световые вспышки в элек трические импульсы, регистрируемые электронной аппаратурой. Обычно в ка честве сцинтилляторов используют кристаллы некоторых неорганических (ZnS для -частиц; NaI-Tl, CsI-Tl — для -частиц и -квантов) или органиче ских (антрацен, пластмассы — для -квантов) веществ.
Сцянтилляционные счетчики обладают высоким разрешением по времени (10-10—10-5 с), определяемым родом ре гистрируемых частиц, сцинтиллятором и разрешающим временем используемой электронной аппаратуры (оно доведено сейчас до 10-9—10-10с). Для этого типа счетчиков эффективность регистрации — отношение числа зарегистрированных частиц к полному числу частиц, пролетев ших в счетчике, примерно 100 % для за ряженных частиц и 30 % для -квантов. Так как для многих сцинтилляторов (NaI-Tl, CsI-Tl, антрацен, стильбен)
422
интенсивность световой вспышки в широ ком интервале энергий пропорциональна энергии первичной частицы, то счетчики на данных сцинтилляторах применяются для измерения энергии регистрируемых частиц.
2. Черенковский счетчик. Принцип его работы и свойства излучения Вавилова — Черенкова, лежащие в основе работы счетчика, рассмотрены в § 189. Назначение черенковских счетчиков — это измерение энергии частиц, движущихся в веществе со скоростью, превышающей фазовую ско рость света в данной среде, и разделение этих частиц по массам. Зная угол испуска ния излучения (см. (189.1)), можно опре делить скорость частицы, что при извест ной массе частицы равносильно определе нию ее энергии. С другой стороны, если масса частицы не известна, то она может быть определена по независимому измере нию энергии частицы. Кроме того, при наличии двух пучков частиц с разными скоростями будут различными и углы ис пускания излучений, по которым можно искомые частицы определить. Для черенковских счетчиков разрешение по скоро стям (иными словами, по энергиям) со ставляет 10-3—10-5. Это позволяет от делять элементарные частицы друг от друга при энергиях порядка 10 ГэВ, когда углы испускания излучения различаются очень мало. Время разрешения счетчиков достигает 10-9 с. Счетчики Черенкова устанавливаются на космических кораб лях для исследования космического излу чения.
3. Импульсная ионизационная каме ра — это детектор частиц, действие кото рого основано на способности заряженных частиц вызывать ионизацию газа. Иониза ционная камера представляет собой элек трический конденсатор, заполненный га зом, к электродам которого подается по стоянное напряжение. Регистрируемая частица, попадая в пространство между электродами, ионизует газ. Напряжение подбирается так, чтобы все образовавшие ся ионы, с одной стороны, доходили до электродов, не успев рекомбинировать, а с другой — не разгонялись настолько
сильно, чтобы производить вторичную ионизацию. Следовательно, в ионизацион ной камере на ее электродах непосред ственно собираются ионы, возникшие под действием заряженных частиц. Ионизаци онные камеры бывают двух типов: интег рирующие (в них измеряется суммарный ионизационный ток) и импульсные, являю щиеся, по существу, счетчиками (в них регистрируется прохождение одиночной частицы и измеряется ее энергия, правда, с довольно низкой точностью, обусловлен ной малостью выходного импульса).
4. Газоразрядный счетчик. Газораз рядный счетчик обычно выполняется в ви де наполненного газом металлического ци линдра (катод) с тонкой проволокой (анод), натянутой по его оси. Хотя газо разрядные счетчики конструктивно похо жи на ионизационную камеру, однако в них основную роль играет вторичная ионизация, обусловленная столкновения ми первичных ионов с атомами и молеку лами газа и стенок. Можно говорить о двух типах газоразрядных счетчиков: пропорциональных (в них газовый разряд несамостоятельный (см. §106), т.е. гас нет при прекращении действия внешнего ионизатора) и счетчиках Гейгера — Мюл лера (в них разряд самостоятельный (см. §107), т.е. поддерживается после прекращения действия внешнего иониза тора).
В пропорциональных счетчиках рабо чее напряжение выбирается так, чтобы они работали в области вольт-амперной характеристики, соответствующей несамо стоятельному разряду, в которой выход ной импульс пропорционален первичной ионизации, т. е. энергии влетевшей в счет чик частицы. Поэтому они не только ре гистрируют частицу, но и измеряют ее энергию. В пропорциональных счетчиках импульсы, вызываемые отдельными части цами, усиливаются в 103—104 раз (иногда и в !06раз).
Счетчик Гейгера — Мюллера по кон струкции и принципу действия существен-
423
но не отличается от пропорционального счетчика, но работает в области вольт-амперной характеристики, соответствую щей самостоятельному разряду (см. § 107), когда выходной импульс не зависит от первичной ионизации. Счетчики Гейгера — Мюллера регистрируют части цу без измерения ее энергии. Коэффици ент усиления этих счетчиков составля ет 108. Для регистрации раздельных им пульсов возникший разряд следует гасить. Для этого, например, последовательно с нитью включается такое сопротивление, чтобы возникший в счетчике разряд вы зывал на сопротивлении падение напряже ния, достаточное для прерывания разряда. Временное разрешение счетчиков Гейге ра— Мюллера составляет 10-3—10-7с. Для газоразрядных счетчиков эффектив ность регистрации равна примерно 100 % для заряженных частиц и примерно 5 % для -квантов.
5. Полупроводниковый счетчик — это детектор частиц, основным элементом ко торого является полупроводниковый диод (см. §250). Время разрешения составляет примерно 10-9с. Полупроводниковые счетчики обладают высокой надежностью, могут работать в магнитных полях. Малая толщина рабочей области (порядка сотни микрометров) полупроводниковых счетчи ков не позволяет применять их для изме рения высокоэнергетических частиц.
6. Камера Вильсона (1912) —это старейший и на протяжении многих деся тилетий (вплоть до 50—60-х годов) един ственный тип трекового детектора. Выпол няется обычно в виде стеклянного цилинд ра с плотно прилегающим поршнем. Цилиндр наполняется нейтральным газом (обычно гелием или аргоном), насыщен ным парами воды или спирта. При резком, т. е. адиабатическом, расширении газа пар становится пересыщенным и на траектори ях частиц, пролетевших через камеру, об разуются треки из тумана. Образовавшие ся треки для воспроизводства их про странственного расположения фотографируются стереоскопически, т. е. под разны ми углами. По характеру и геометрии треков можно судить о типе прошедших через камеру частиц (например, -частица оставляет сплошной жирный след, -частица— тонкий), об энергии частиц (по величине пробега), о плотности иони зации (по количеству капель на единицу длины трека), о количестве участвующих в реакции частиц.
Советский ученый Д. В. Скобельцын (1892—1988) значительно расширил воз можности камеры Вильсона, поместив ее в сильное магнитное поле (1927). По искривлению траектории заряженных частиц в магнитном поле, т. е. по кривизне трека, можно судить о знаке заряда, а ес ли известен тип частицы (ее заряд и мас са), то по радиусу кривизны трека можно определить энергию и массу частицы даже в том случае, если весь трек в камере не умещается (для реакций при высоких энер гиях вплоть до сотен мегаэлектрон-вольт). Недостаток камеры Вильсона — ее малое рабочее время, составляющее пример но 1 % от времени, затрачиваемого для подготовки камеры к последующему рас ширению (выравнивание температуры и давления, рассасывание остатков тре ков, насыщение паров), а также трудо емкость обработки результатов.
7. Диффузионная камера (1936) — это разновидность камеры Вильсона. В ней рабочим веществом также является пере сыщенный пар, но состояние пересыщения создается диффузией паров спирта от на гретой (до 10 °С) крышки ко дну, охлаж даемому (до -60 °С) твердой углекисло той. Вблизи дна возникает слой пересы щенного пара толщиной примерно 5 см, в котором проходящие заряженные части цы создают треки. В отличие от вильсоновской диффузионная камера работает непрерывно. Кроме того, из-за отсутствия поршня в ней могут создаваться давления до 4 МПа, что значительно увеличивает ее эффективный объем.
8. Пузырьковая камера (1952; амери канский физик Д. Глезер (р. 1926)). В пу зырьковой камере рабочим веществом яв ляется перегретая (находящаяся под дав лением) прозрачная жидкость (жидкие
424
водород, пропан, ксенон). Запускается ка мера, так же как и камера Вильсона, резким сбросом давления, переводящим жидкость в неустойчивое перегретое со стояние. Пролетающая в это время через камеру заряженная частица вызывает рез кое вскипание жидкости, и траектория частицы оказывается обозначенной цепоч кой пузырьков пара — образуется трек, который, как и в камере Вильсона, фото графируется. Пузырьковая камера рабо тает циклами. Размеры пузырьковых ка мер примерно такие же, как камеры Виль сона (от десятков сантиметров до 2 м), но их эффективный объем на 2—3 порядка больше, так как жидкости гораздо плотнее газов. Это позволяет использовать пу зырьковые камеры для исследования длинных цепей рождений и распадов частиц высоких энергий.
9. Ядерные фотоэмульсии (1927; со ветский физик Л. В. Мысовский (1888— 1939)) — это простейший трековый детек тор заряженных частиц. Прохождение за ряженной частицы в эмульсии вызывает ионизацию, приводящую к образованию центров скрытого изображения. После проявления следы заряженных частиц об наруживаются в виде цепочки зерен ме таллического серебра. Так как эмуль сия — среда более плотная, чем газ или жидкость, используемые в вильсоновской и пузырьковой камерах, то при прочих равных условиях длина трека в эмульсии более короткая. Так, трек длиной 0,05 см в эмульсии эквивалентен треку в 1 м в ка мере Вильсона. Поэтому фотоэмульсии применяются для изучения реакций, вы зываемых частицами в ускорителях сверх высоких энергий и в космических лучах. В практике исследований высокоэнергети ческих частиц используются также так называемые стопы — большое число мар кированных фотоэмульсионных пластинок, помещаемых на пути частиц и после про явления промеряемых под микроскопом.
В настоящее время методы наблюде ния и регистрации заряженных частиц и излучений настолько разнообразны, что их детальное описание просто невозможно.
Большое значение начинают играть сравнительно новые (1957) приборы—
искровые камеры, использующие преиму щества счетчиков (быстрота регистрации) и трековых детекторов (полнота информа ции о треках). Говоря образно, искровая камера — это набор большого числа очень мелких счетчиков. Поэтому она близка к счетчикам, так как информация в ней выдается немедленно, без последующей обработки, и в то же время обладает свой ствами трекового детектора, так как по действию многих счетчиков можно устано вить треки частиц.
§ 262. Ядерные реакции и их основные типы
Ядерные реакции — это превращения атомных ядер при взаимодействии с эле ментарными частицами (в том числе и с -квантами) или друг с другом. Наибо лее распространенным видом ядерной ре акции является реакция, записываемая символически следующим образом:
X + aY+b, или X(a,b)Y,
где X и Y — исходное и конечное ядра, а и b — бомбардирующая и испускаемая (или испускаемые) в ядерной реакции частицы.
В ядерной физике эффективность вза имодействия характеризуют эффективным сечением ст. С каждым видом взаимодейст вия частицы с ядром связывают свое эф фективное сечение: эффективное сечение рассеяния определяет процессы рассея ния, эффективное сечение поглощения — процессы поглощения. Эффективное сече ние ядерной реакции
=dN/nNdx,
где N — число частиц, падающих за еди ницу времени на единицу площади попере чного сечения вещества, имеющего в еди нице объема n ядер, dN— число этих частиц, вступающих в ядерную реакцию в слое толщиной dx. Эффективное сече ние о имеет размерность площади и ха рактеризует вероятность того, что при па дении пучка частиц на вещество произой дет реакция.
Единица эффективного сечения ядер-
425
ных процессов — барн (1 барн =10-28м2).
В любой ядерной реакции выполняют ся законы сохранения электрических за рядов и массовых чисел: сумма зарядов (массовых чисел) ядер и частиц, вступаю щих в ядерную реакцию, равна сумме зарядов (массовых чисел) конечных про дуктов (ядер и частиц) реакции. Выпол няются также законы сохранения энергии, импульса и момента импульса.
В отличие от радиоактивного распада, который протекает всегда с выделением энергии, ядерные реакции могут быть как экзотермическими (с выделением энер гии), так и эндотермическими (с поглоще нием энергии).
Важную роль в объяснении механизма многих ядерных реакций сыграло пред положение Н. Бора (1936) о том, что ядер ные реакции протекают в две стадии по следующей схеме:
X+aCY+b. (262.1)
Первая стадия — это захват ядром X частицы а, приблизившейся к нему на расстояние действия ядерных сил (при мерно 2•10-15м), и образование проме жуточного ядра С, называемого состав ным (или компаунд-ядром). Энергия вле тевшей в ядро частицы быстро распреде ляется между нуклонами составного ядра, в результате чего оно оказывается в воз бужденном состоянии. При столкновении нуклонов составного ядра один из нукло нов (или их комбинация, например дейт рон — ядро тяжелого изотопа водорода — дейтерия, содержащее один протон и один нейтрон) или -частица может получить энергию, достаточную для вылета из яд ра. В результате возможна вторая ста дия ядерной реакции — распад составного ядра на ядро Y и частицу b.
В ядерной физике вводится характер ное ядерное время — время, необходимое для пролета частицей расстояния порядка величины, равной диаметру ядра (d10-15м). Так, для частицы с энергией 1 МэВ (что соответствует ее скорости v107 м/с) характерное ядерное время =10-15м/107м/с=10-22с. С другой стороны, доказано, что время жизни со-
ставного ядра равно 10-10 — 10-12 с, т. е. составляет (106— 1010). Это же озна чает, что за время жизни составного ядра может произойти очень много столкнове ний нуклонов между собой, т.е. перерас пределение энергии между нуклонами дей ствительно возможно. Следовательно, со ставное ядро живет настолько долго, что полностью «забывает», каким образом оно образовалось. Поэтому характер распада составного ядра (испускание им частицы b) — вторая стадия ядерной реакции — не зависит от способа образования составно го ядра — первой стадии.
Если испущенная частица тождествен на с захваченной (bа), то схема (262.1) описывает рассеяние частицы: упругое — при еb=еa, неупругое — при ЕbЕa. Ес ли же испущенная частица не тожде ственна с захваченной (bа), то имеем дело с ядерной реакцией в прямом смысле слова.
Некоторые реакции протекают без об разования составного ядра, они называ ются прямыми ядерными взаимодействия ми (например, реакции, вызываемые быстрыми нуклонами и дейтронами).
Ядерные реакции классифицируются по следующим признакам:
1) по роду участвующих в них частиц — реакции под .действием нейтро нов; реакции под действием заряженных частиц (например, протонов, дейтронов, -частиц); реакции под действием -квантов;
2) по энергии вызывающих их частиц — реакции при малых энергиях (порядка электрон-вольт), происходящие в основном с участием нейтронов; реак ции при средних энергиях (до несколь ких мегаэлектрон-вольт), происходящие с участием -квантов и заряженных частиц (протоны, -частицы); реакции при высоких энергиях (сотни и тысячи мегаэлектрон-вольт), приводящие к рож дению отсутствующих в свободном состоя нии элементарных частиц и имеющие большое значение для их изучения;
3) по роду участвующих в них ядер — реакции на легких ядрах (A<50); реак ции на средних ядрах (50<A<100); реак ции на тяжелых ядрах (А>100);
426
4) по характеру происходящих ядер ных превращений — реакции с испускани ем нейтронов; реакции с испусканием за ряженных частиц; реакции захвата (в слу чае этих реакций составное ядро не испускает никаких частиц, а переходит в основное состояние, излучая один или несколько -квантов).
Первая в истории ядерная реакция осуществлена Э.Резерфордом (1919) при бомбардировке ядра азота -частицами, испускаемыми радиоактивным источником:
§ 263. Позитрон. +-Распад. Электронный захват
П. Дираком было получено (1928) реляти вистское волновое уравнение для электро на, которое позволило объяснить все ос новные свойства электрона, в том числе наличие у него спина и магнитного мо мента. Замечательной особенностью урав нения Дирака оказалось то, что из него для полной энергии свободного электрона получались не только положительные, но и отрицательные значения. Этот результат мог быть объяснен лишь предположением о существовании античастицы электро на — позитрона.
Гипотеза Дирака, недоверчиво воспри нимавшаяся большинством физиков, была блестяще подтверждена в 1932 г. К. Ан дерсоном (американский физик (р. 1905); Нобелевская премия 1936г.), обнаружив шим позитрон в составе космического из лучения. Существование позитронов было доказано наблюдением их треков в камере Вильсона, помещенной в магнитном поле. Эти частицы в камере отклонялись так, как отклоняется движущийся положитель ный заряд. Опыты показали, что позитрон 0+1е—частица с массой покоя, в точности равной массе покоя электрона, и спином h/2, несущая положительный электриче ский заряд +е.
Жолио-Кюри — Фредерик (1900— 1958) и Ирен (1897—1956),—бомбарди руя различные ядра -частицами (1934), обнаружили искусственно-радиоактивные
ядра (см. §255), испытывающие --рас пад, а реакции на В, Аl и Mg привели к искусственно-радиоактивным ядрам, претерпевающим +-распад, или позитронный распад:
(Нобелевская премия 1956г.) Наличие в этих реакциях позитронов доказано при изучении их треков в камере Вильсона, помещенной в магнитное поле.
Таким образом, в экспериментах Жо лио-Кюри, с одной стороны, открыта искусственная радиоактивность, а с дру гой — впервые обнаружен позитронный радиоактивный распад.
Энергетический +-спектр, как и --спектр (см. §258), непрерывен. +-Распад подчиняется следующему правилу смещения:
AZXAZ-1Y+01e.
Процесс + -распада протекает так, как если бы один из протонов ядра превратил ся в нейтрон, испустив при этом позитрон и нейтрино:
11p+10n+0+1e+00ve, (263.1)
причем одновременный выброс нейтрино вытекает из тех же соображений, которые излагались при обсуждении --распада (см. §258). Так как масса покоя протона меньше, чем у нейтрона, то реакция (263.1) для свободного протона наблю даться не может. Однако для протона, связанного в ядре благодаря ядерному взаимодействию частиц, эта реакция ока зывается энергетически возможной.
Вскоре после опытов К. Андерсона, а также обоснования +-распада было установлено, что позитроны могут рож даться при взаимодействии -квантов
427
большой энергии (E>1,02 МэВ = 2mec) с веществом (см. также §259). Этот про цесс идет по схеме
0-1e+0+1e. (263.2)
Электронно-позитронные пары были дей ствительно обнаружены в помещенной в магнитное поле камере Вильсона, в кото рой электрон и позитрон, имеющие про тивоположные по знаку заряды, отклоня лись в противоположные стороны.
Для выполнения соотношения (263.2) помимо выполнения законов сохранения энергии и импульса необходимо, чтобы фотон обладал целым спином, равным О или 1, поскольку спины электрона и по зитрона равны 1/2. Ряд экспериментов и те оретических выкладок привели к выводу, что спин фотона действительно равен 1 (в единицах h).
При столкновении позитрона с элек троном происходит их аннигиляция:
0-1e+0+1e2; (263.3)
в ее процессе электронно-позитронная па ра превращается в два -кванта, причем энергия пары переходит в энергию фото нов. Появление в этом процессе двух -квантов следует из закона сохранения импульса и энергии. Реакция (263.3) под тверждена прямыми экспериментами под руководством советского ученого Л. А. Арцимовича (1909—1973). Процессы (263.2) и (263.3) — процессы возникновения и превращения электронно-позитронных пар — являются примером взаимосвязи различных форм материи: в этих процес сах материя в форме вещества превраща ется в материю в форме электромагнитно го поля и наоборот.
Для многих ядер превращение протона в нейтрон, помимо описанного процесса (263.1), происходит посредством элек тронного захвата, или e-захвата, при кото ром ядро спонтанно захватывает электрон с одной из внутренних оболочек атома (К, L и т.д.), испуская нейтрино:
11p+0-1e10n+00ve.
Необходимость появления нейтрино выте кает из закона сохранения спина. Схема
e-захвата:
AZX+0-1eAZ-1Y+00ve.
т. е. один из протонов ядра превращается в нейтрон, заряд ядра убывает на единицу и оно смещается влево так же, как и при позитронном распаде.
Электронный захват обнаруживается по сопровождающему его характеристиче скому рентгеновскому излучению, возни кающему при заполнении образовавшихся вакансий в электронной оболочке атома (именно так e-захват и был открыт в 1937 г.). При e-захвате, кроме нейтрино, никакие другие частицы не вылетают, т. е. вся энергия распада уносится нейтри но. В этом e-захват (часто его называют третьим видом -распада) существенно отличается от ±-распадов, при которых вылетают две частицы, между которыми и распределяется энергия распада. При мером электронного захвата может слу жить превращение радиоактивного ядра бериллия 74Ве в стабильное ядро 73Li:
74Be+0-1e+00ve.
§ 264. Открытие нейтрона. Ядерные реакции под действием нейтронов
Нейтроны, являясь электрически ней тральными частицами, не испытывают кулоновского отталкивания и поэтому легко проникают в ядра и вызывают разнооб разные ядерные превращения. Ядерные реакции под действием нейтронов не толь ко сыграли огромную роль в развитии ядерной физики, но и привели к появлению ядерных реакторов (см. §267).
Краткая история открытия нейтрона такова. Немецкие физики В. Боте (1891 — 1957) и Г. Беккер в 1930г., облучая ряд элементов, в частности ядра бериллия, -частицами, обнаружили возникновение излучения очень большой проникающей способности. Так как сильно проникающи ми могут быть только нейтральные части цы, то было высказано предположение, что обнаруженное излучение — жесткие -лучи с энергией примерно 7 МэВ (энергия рассчитана по поглощению). Дальнейшие
428
эксперименты (Ирен и Фредерик Жолио-Кюри, 1931 г.) показали, что обнаружен ное излучение, взаимодействуя с водородосодержащими соединениями, например парафином, выбивает протоны с пробега ми примерно 26 см. Из расчетов следова ло, что для получения протонов с такими пробегами предполагаемые -кванты до лжны были обладать фантастической по тем временам энергией 50 МэВ вместо расчетных 7 МэВ!
Пытаясь найти объяснение описанным экспериментам, английский физик Д. Чэдвик (1891 — 1974) предположил (1932), а впоследствии доказал, что новое про никающее излучение представляет собой не -кванты, а поток тяжелых нейтраль ных частиц, названных им нейтронами. Таким образом, нейтроны были обнаруже ны в следующей ядерной реакции:
94Ве+42Не126С+10n.
Эта реакция не является единственной, ведущей к выбрасыванию из ядер нейтро нов (например, нейтроны возникают в ре акциях 73li (, n) 105B и 115B (, n) 147N).
Характер ядерных реакций под дей ствием нейтронов зависит от их скорос ти (энергии). В зависимости от энергии нейтроны условно делят на две группы: медленные и быстрые. Область энергий мед ленных нейтронов включает в себя область ультрахолодных (с энергией до 10-7эВ), очень холодных (10 -7—10-4 эВ), холод ных (10-4 — 10-3эВ), тепловых (10-3 — 0,5 эВ) и резонансных (0,5—104эВ) нейтронов. Ко второй группе можно отнести быстрые (104—108эВ), высокоэнергетичные (108—1010 эВ) и релятивистские 1010 эВ) нейтроны.
Замедлить нейтроны можно пропуская их через какое-либо вещество, содержа щее водород (например, парафин, вода). Проходя через такие вещества, быстрые нейтроны испытывают рассеяние на ядрах и замедляются до тех пор, пока их энер гия не станет равной, например, энергии теплового движения атомов вещества-за медлителя, т. е. равной приблизительно kT.
Медленные нейтроны эффективны для возбуждения ядерных реакций, так как
они относительно долго находятся вблизи атомного ядра. Благодаря этому вероят ность захвата нейтрона ядром становится довольно большой. Однако энергия мед ленных нейтронов мала, потому они не могут вызывать, например, неупругое рас сеяние. Для медленных нейтронов харак терны упругое рассеяние на ядрах (реак ция типа (n, n)) и радиационный захват (реакция типа (n, )). Реакция (n, ) приводит к образованию нового изотопа исходного вещества:
AZX+10nA+1ZY+, например
11348Cd+10n11448Cd+.
Часто в результате (n, ) -реакции об разуются искусственные радиоактивные изотопы, дающие, как правило, --распад. Например, в результате реакции
3115P+10n3215P+
образуется радиоактивный изотоп 3215P, пре терпевающий --распад с образованием стабильного изотопа серы:
3215P3216S +0-1e.
Под действием медленных нейтронов на некоторых легких ядрах наблюдаются также реакции захвата нейтронов с ис пусканием заряженных частиц — прото нов и -частиц (под действием тепловых нейтронов):
32Не+10n31Н + 11р, 105В+10n73Li+42Не
(используется для обнаружения нейтро нов) или
63Li +10n31H+42He
(используется для получения трития, в частности в термоядерных взрывах; см. §268).
Реакции типа (n, p) и (n, ), т. е. реак ции с образованием заряженных частиц, происходят в основном под действием быстрых нейтронов, так как в случае мед ленных нейтронов энергии атомного ядра недостаточно для преодоления потенци ального барьера, препятствующего вылету
429
протонов и -частиц. Эти реакции, как и реакции радиационного захвата, часто ведут к образованию --активных ядер.
Для быстрых нейтронов наблюдается неупругое их рассеяние, совершающееся по схеме
AZX+10nAZX’+10n',
где вылетающий из ядра нейтрон обозна чен как 10n', поскольку это не тот нейтрон, который проник в ядро; 10n' имеет энергию, меньшую энергии 10n, а остающееся после вылета нейтрона ядро находится в воз бужденном состоянии (отмечено звездоч кой), поэтому его переход в нормальное состояние сопровождается испусканием -кванта.
Когда энергия нейтронов достигает значений 10.МэВ, становятся возможными реакции типа (n, 2n). Например, в резуль тате реакции
23892U+10n 23792U+210n
образуется --активный изотоп 23792U, претерпевающий распад по схеме
23792U23793Np+0-1e.
§ 265. Реакция деления ядра
К началу 40-х годов работами многих уче ных— Э.Ферми (Италия), О. Гана (1879—1968), Ф. Штрассмана (1902— 1980) (ФРГ). О. Фриша (1904—1979) (Великобритания), Л. Мейтнер (1878— 1968) (Австрия), Г. Н. Флерова (р. 1913), К. Н. Петржака (СССР) — было доказа но, что при облучении урана нейтронами образуются элементы из середины перио дической системы — лантан и барий. Этот результат положил начало ядерным ре акциям совершенно нового типа — реак циям деления ядра, заключающимся в том, что тяжелое ядро под действием нейтронов, а как впоследствии оказалось, и других частиц делится на несколько более легких ядер (осколков), чаще всего на два ядра, близких по массе.
Замечательной особенностью деления ядер является то, что оно сопровождается испусканием двух-трех вторичных нейтронов, называемых нейтронами деления. Так как для средних ядер число нейтронов примерно равно числу протонов (N/Z1) 1), а для тяжелых ядер число нейтронов значительно превышает число протонов (NIZ1,6), то образовавшиеся осколки деления перегружены нейтронами, в ре зультате чего они и выделяют нейтроны деления. Однако испускание нейтронов де ления не устраняет полностью перегрузку ядер-осколков нейтронами. Это приводит к тому, что осколки оказываются радио активными. Они могут претерпеть ряд --превращений, сопровождаемых ис пусканием -квантов. Так как --распад сопровождается превращением нейтрона в протон (см. (258.1)), то после цепочки --превращений соотношение между ней тронами и протонами в осколке достигнет величины, соответствующей стабильному изотопу. Например, при делении ядра урана 23592U
23592U+10n13954Xe+9538Sr+210n (265.1)
осколок деления 13954Xe в результате трех актов --распада превращается в ста бильный изотоп лантана 13957La:
13954Xe -13955Cs- 13956Ba-13957La.
Осколки деления могут быть разно образными, поэтому реакция (265.1) не единственная, приводящая к делению 23592U. Возможна, например, реакция
23592U+10n13956Ba+9436Kr+310n. Большинство нейтронов при делении испускается практически мгновенно (t10-14с), а часть (около 0,7%) ис пускается осколками деления спустя не которое время после деления (0,05 сt60 с). Первые из них называются мгновенными, вторые — запаздывающи ми. В среднем на каждый акт деления приходится 2,5 испущенных нейтронов. Они имеют сравнительно широкий энерге тический спектр в пределах от 0 до 7 МэВ, причем на один нейтрон в среднем при ходится энергия около 2МэВ.
Расчеты показывают, что деление ядер должно сопровождаться также выделени-
430
ем большого количества энергии. В самом деле, удельная энергия связи для ядер средней массы составляет примерно 8,7 МэВ, в то время как для тяжелых ядер она равна 7,6 МэВ (см. §252). Следова тельно, при делении тяжелого ядра на два осколка должна освобождаться энергия, равная примерно 1,1 МэВ на один нук лон.
Эксперименты подтверждают, что при каждом акте деления действительно вы деляется огромная энергия, которая рас пределяется между осколками (основная доля), нейтронами деления, а также меж ду продуктами последующего распада осколков деления.
В основу теории деления атомных ядер (Н. Бор, Я. И. Френкель) положена ка пельная модель ядра (см. §254). Ядро рассматривается как капля электрически заряженной несжимаемой жидкости (с плотностью, равной ядерной, и подчиняю щейся законам квантовой механики), частицы которой при попадании нейтрона в ядро приходят в колебательное движе ние, в результате чего ядро разрывается на две части, разлетающиеся с огромной энергией.
Вероятность деления ядер определяет ся энергией нейтронов. Например, если высокоэнергетичные нейтроны (см. §264) вызывают деление практически всех ядер, то нейтроны с энергией в несколько мега-электрон-вольт — только тяжелых ядер (A>210). Нейтроны, обладающие энер гией активации (минимальной энергией, необходимой для осуществления реакции деления ядра) порядка 1 МэВ, вызывают деление ядер урана 23892U, тория 23290Th, про тактиния 23191Pa и плутония 23994Pu. Тепло выми нейтронами делятся ядра 23592U, 23994Pu и 23392U, 23090Th (два последних изотопа в природе не встречаются, они получаются искусственным путем). Например, изотоп 23392U получается в результате радиацион ного захвата (реакции (n, ), см. §264) нейтронов ядром 23290Th:
§266. Цепная реакция деления
Испускаемые при делении ядер вторичные нейтроны могут вызвать новые акты деле ния, что делает возможным осуществление цепной реакции деления — ядерной реак ции, в которой частицы, вызывающие ре акцию, образуются как продукты этой ре акции. Цепная реакция деления характе ризуется коэффициентом размножения k нейтронов, который равен отношению числа нейтронов в данном поколении к их числу в предыдущем поколении. Необхо димым условием для развития цепной ре акции деления является требование k1.
Оказывается, что не все образующие ся вторичные нейтроны вызывают после дующее деление ядер, что приводит к уменьшению коэффициента размноже ния. Во-первых, из-за конечных размеров активной зоны (пространство, где проис ходит цепная реакция) и большой про никающей способности нейтронов часть из них покинет активную зону раньше, чем будет захвачена каким-либо ядром. Во-вторых, часть нейтронов захватывается ядрами неделящихся примесей, всегда присутствующих в активной зоне. Кроме того, наряду с делением могут иметь место конкурирующие процессы радиационного захвата и неупругого рассеяния.
Коэффициент размножения зависит от природы делящегося вещества, а для дан ного изотопа — от его количества, а также размеров и формы активной зоны. Мини мальные размеры активной зоны, при ко торых возможно осуществление цепной реакции, называются критическими разме рами. Минимальная масса делящегося ве щества, находящегося в системе критиче ских размеров, необходимая для осуще ствления цепной реакции, называется критической массой.
Скорость развития цепных реакций различна. Пусть Т — среднее время жизни одного поколения, а N — число нейтронов в данном поколении. В следующем поколе нии их число равно kN, т. е. прирост числа нейтронов за одно поколение dN= kN-N=N(k-1). Прирост же числа нейтро нов за единицу времени, т. е. скорость
431
нарастания цепной реакции,
dN/dt=N(k-1)/T (266.1)
Интегрируя (266.1), получим
N=N0e(k-1)t/T,
где No — число нейтронов в начальный момент времени, а N —их число в момент времени t. N определяется знаком (k-1). При k>1 идет развивающаяся реакция, число делений непрерывно растет и реак ция может стать взрывной. При k=1 идет самоподдерживающаяся реакция, при ко торой число нейтронов с течением времени не изменяется. При k<1 идет затухаю щая реакция.
Цепные реакции делятся на управляе мые и неуправляемые. Взрыв атомной бомбы, например, является неуправляемой реакцией. Чтобы атомная бомба при хра нении не взорвалась, в ней 23592U (или 23994Pu) делится на две удаленные друг от друга части с массами ниже критических. Затем с помощью обычного взрыва эти массы сближаются, общая масса деляще гося вещества становится больше крити ческой и возникает взрывная цепная ре акция, сопровождающаяся мгновенным выделением огромного количества энергии и большими разрушениями. Взрывная ре акция начинается за счет имеющихся ней тронов спонтанного деления или нейтро нов космического излучения. Управляемые цепные реакции осуществляются в ядер ных реакторах (см. §267).
В природе имеется три изотопа, кото рые могут служить ядерным топливом (23592U: в естественном уране его содержится примерно 0,7 %) или сырьем для его полу чения (23290Th и 23892U: в естественном уране его содержится примерно 99,3%). 23290Th служит исходным продуктом для получения искусственного ядерного топлива 23392U (см. реакцию (265.2)), a 23892U, поглощая нейтроны, посредством двух последова тельных --распадов — для превращения в ядро 23994Pu:
Реакции (266.2) и (265.2), таким образом, открывают реальную возможность воспро изводства ядерного горючего в процессе цепной реакции деления.
§267. Понятие о ядерной энергетике
Большое значение в ядерной энергетике приобретает не только осуществление цеп ной реакции деления, но и управление ею. Устройства, в которых осуществляется и поддерживается управляемая цепная реакция деления, называются ядерными реакторами. Пуск первого реактора в мире осуществлен в Чикагском университете (1942) под руководством Э.Ферми, в СССР (и в Европе) — в Москве (1946) под руководством И. В. Курчатова.
Для пояснения работы реактора рассмотрим принцип действия реак тора на тепловых нейтронах (рис.345). В активной зоне реактора расположены тепловыделяющие элементы 1 и замедли тель 2, в котором нейтроны замедляются до тепловых скоростей. Тепловыделяющие элементы (твэлы) представляют собой блоки из делящегося материала, заклю ченные в герметическую оболочку, слабо поглощающую нейтроны. За счет энергии, выделяющейся при делении ядер, твэлы разогреваются, а поэтому для охлаждения они помещаются в поток теплоносителя (3—канал для протока теплоносителя). Активная зона окружается отражателем 4, уменьшающим утечку нейтронов.
Управление цепной реакцией осуще ствляется специальными управляющими стержнями 5 из материалов, сильно по-
432
глощающих нейтроны (например, В, Cd). Параметры реактора рассчитываются так, что при полностью вставленных стержнях реакция заведомо не идет, при постепен ном вынимании стержней коэффициент размножения нейтронов растет и при не котором их положении доходит до едини цы. В этот момент реактор начинает рабо тать. По мере его работы количество де лящегося материала в активной зоне уменьшается и происходит ее загрязнение осколками деления, среди которых могут быть сильные поглотители нейтронов. Что бы реакция не прекратилась, из активной зоны с помощью автоматического устрой ства постепенно извлекаются управляю щие (а часто специальные компенсирую щие) стержни. Подобное управление реакцией возможно благодаря существо ванию запаздывающих нейтронов (см. §265), испускаемых делящимися яд рами с запаздыванием до 1 мин. Когда ядерное топливо выгорает, реакция пре кращается. До нового запуска реактора выгоревшее ядерное топливо извлекают и загружают новое. В реакторе имеются также аварийные стержни, введение кото рых при внезапном увеличении интенсивности реакции немедленно ее об рывает.
Ядерный реактор является мощным источником проникающей радиации (ней троны, -злучение), примерно в 1011 раз превышающей санитарные нормы. Поэто му любой реактор имеет биологическую защиту — систему экранов из защитных материалов (например, бетон, свинец, во да), располагающуюся за его отражате лем, и пульт дистанционного управления
Ядерные реакторы различаются:
1) по характеру основных материалов, находящихся в активной зоне (ядерное топливо, замедлитель, теплоноситель); в качестве делящихся и сырьевых веществ
используются 23592U, 23994Pu, 23392U, 23892U, 23290Th, в качестве замедлителей — вода (обычная и тяжелая), графит, бериллий, органиче ские жидкости и т. д., в качестве теплоно сителей — воздух, вода, водяной пар. Не, СО2 и т. д.;
2) по характеру размещения ядерного
топлива и замедлителя в активной зоне: гомогенные (оба вещества равномерно смешаны друг с другом) и гетерогенные (оба вещества располагаются порознь в виде блоков);
3) по энергии нейтронов (реакторы на тепловых и быстрых нейтронах; в послед них используются нейтроны деления и замедлитель вообще отсутствует);
4) по типу режима (непрерывные и им пульсные);
5) по назначению (энергетические, ис следовательские, реакторы по производст ву новых делящихся материалов, радио активных изотопов и т.д.).
В соответствии с рассмотренными при знаками и образовались такие названия, как уран-графитовые, водо-водяные, графито-газовые и т. д.
Среди ядерных реакторов особое место занимают энергетические реакторы-раз множители. В них наряду с выработкой электроэнергии идет процесс воспроизвод ства ядерного горючего за счет реакции (265.2) или (266.2). Это означает, что в реакторе на естественном или слабообогащенном уране используется не только изотоп 23592U, но и изотоп 23892U. В настоящее время основой ядерной энергетики с вос производством горючего являются реакто ры на быстрых нейтронах.
Впервые ядерная энергия для мирных целей использована в СССР. В Обнинске под руководством И. В, Курчатова вве дена в эксплуатацию (1954) первая атом ная электростанция мощностью 5 МВт. Принцип работы атомной электростан ции на водо-водяном реакторе приведен на рис. 346. Урановые блоки 1 погружены в воду 2, которая служит одновременно и замедлителем, и теплоносителем. Горя-
433
чая вода (она находится под давлением и нагревается до 300 °С) из верхней .части активной зоны реактора поступает через трубопровод 3 в парогенератор 4,.где она испаряется и охлаждается, и возвращает ся через трубопровод 5 а реактор. На сыщенный пар 6 через трубопровод 7 по ступает в паровую турбину 8, возвращаясь после отработки через трубопровод 9 в па рогенератор. Турбина вращает электриче ский генератор 10, ток от которого по ступает в электрическую сеть.
Создание ядерных реакторов привело к промышленному применению ядерной энергии. Энергетические запасы ядерного горючего в ру дах примерно на два порядка превышают за пасы химических видов топлива. Поэтому, если, как предполагается, основная доля электро энергии будет вырабатываться на АЭС, то это, с одной стороны, снизит стоимость электроэнер гии, которая сейчас сравнима с вырабатывае мой на тепловых электростанциях, а с другой — решит энергетическую проблему на несколько столетий и позволит использовать сжигаемые сейчас нефть и газ в качестве ценного сырья для химической промышленности.
В СССР помимо создания мощных АЭС (например, Нововороиежской общей мощностью примерно 1500 МВт, первой очереди Ленинград ской им. В. И. Ленина с двумя реакторами по 1000 МВт) большое внимание уделяется созда нию небольших АЭС (750—1500 кВт), удобных для эксплуатации в специфических условиях, а также решению задач малой ядерной энерге тики. Так, построены первые в мире передвиж ные АЭС, создан первый в мире реактор («Ро машка»), в котором с помощью полупроводни ков происходит непосредственное преобразова ние тепловой энергии в электрическую (в актив ной зоне содержится 49 кг 23592U, тепловая мощность реактора 40 кВт, электрическая — 0.8 кВт), и т.д.
Огромные возможности для развития атом ной энергетики открываются с созданием ре акторов-размножителей на быстрых нейтронах (бридеров), в которых выработка энергии со провождается производством вторичного горю чего — плутония, что позволит кардинально ре шить проблему обеспечения ядерным горючим. Как показывают оценки, 1 т гранита содержит примерно 3 г 23892U и 12 г 23290Th (именно они используются в качестве сырья в реакторах-размножителях), т.е. при потреблении энергии 5•108МВт (на два порядка выше, чем сейчас) запасов урана и тория в граните хватит на 109
лет при перспективной стоимости 1 кВт•ч энер гии 0,2 коп.
Техника реакторов на быстрых нейтронах находится в стадии поисков наилучших инже нерных решений. Первая опытно-промышленная станция такого типа мощностью 350 МВт постро ена в г. Шевченко на берегу Каспийского моря. Она используется для производства электроэнер гии и опреснения морской воды, обеспечивая водой город и прилегающий район нефтедобычи с населением порядка 150000 человек. Шевчен ковская АЭС положила начало новой «атомной отрасли» — опреснению соленых вод, которая в связи с дефицитом пресноводных ресурсов во многих районах может иметь большое значение.
§ 268. Реакция синтеза атомных ядер. Проблема управляемых термоядерных реакций
Колоссальным источником энергии может служить реакция синтеза атомных ядер — образование из легких ядер более тяже лых. Удельная энергия связи ядер (см. рис. 342) резко увеличивается при переходе от ядер тяжелого водорода (дей терия 21Н и трития 31Н) к литию 63Li и осо бенно к гелию 42He, т. е. реакции синтеза легких ядер в более тяжелые должны со провождаться выделением большого коли чества энергии, что действительно под тверждается расчетами. В качестве при меров рассмотрим реакции синтеза:
21Н+21Н31H+11p (Q=4,0 МэВ), 21Н +21Н32He+10n (Q=3,3 МэВ),
21Н+31H42He+10n (Q=17,6 МэВ),
(268.1)
63Li+21H42He+42He (Q=22,4 МэВ),
где Q — энерговыделение.
Реакции синтеза атомных ядер обла дают той особенностью, что в них энергия, выделяемая на один нуклон, значительно больше, чем в реакциях деления тяжелых ядер. В самом деле, если при делении ядра 23892U выделяется энергия примерно 200 МэВ, что составляет на один нуклон примерно 0,84 МэВ, то в реакции (268.1)
434
3,5 МэВ.
Оценим на примере реакции синтеза ядер дейтерия 21H температуру ее протека ния. Для соединения ядер дейтерия их надо сблизить до расстояния 2•10-15 м, равного радиусу действия ядерных сил, преодолевая при этом потенциальную энергию отталкивания е2/(40r)0,7 МэВ. Так как на долю каждого сталкивающегося ядра приходится поло вина указанной энергии, то средней энер гии теплового движения, равной 0,35 МэВ, соответствует температура, приблизительно равная 2,6•109 К. Следо вательно, реакция синтеза ядер дейтерия может происходить лишь при температуре, на два порядка превышающей температу ру центральных областей Солнца (при мерно 1,3•107 К).
Однако оказывается, что для протека ния реакции синтеза атомных ядер до статочно температуры порядка 10' К. Это связано с двумя факторами: 1) при темпе ратурах, характерных для реакций синте за атомных ядер, любое вещество нахо дится в состоянии плазмы, распределение частиц которой подчиняется закону Мак свелла; поэтому всегда имеется некоторое число ядер, энергия которых значительно превышает среднее значение: 2) синтез ядер может происходить вследствие тун нельного эффекта (см. §221).
Реакции синтеза легких атомных ядер в более тяжелые, происходящие при сверхвысоких температурах (примерно 107 К и выше), называются термоядерны ми реакциями.
Термоядерные реакции являются, по-видимому, одним из источников энергии Солнца и звезд. В принципе высказаны два предположения о возможных спосо бах протекания термоядерных реакций на Солнце:
1) протонно-протонный, или водород ный, цикл, характерный для температур (примерно 107 К):
2) углеродно-азотный, или углерод ный, цикл, характерный для более высоких температур (примерно 2•107 К):
В результате этого цикла четыре протона превращаются в ядро гелия и выделяется энергия, равная 26,7 МэВ. Ядра же угле рода, число которых остается неизменным, участвуют в реакции в роли катализатора.
Термоядерные реакции дают наиболь ший выход энергии на единицу массы «го рючего», чем любые другие превращения, в том числе и деление тяжелых ядер. На пример, количество дейтерия в стакане простой воды энергетически эквивалентно примерно 60 л бензина. Поэтому заманчи ва перспектива осуществления термоядер ных реакций искусственным путем.
Впервые искусственная термоядерная реакция осуществлена в СССР (1953), а затем (через полгода) в США в виде взрыва водородной (термоядерной) бом бы, являющегося неуправляемой реак цией. Взрывчатым веществом, в котором происходила реакция (268.1), является смесь дейтерия и трития, а запалом — «обычная» атомная бомба, при взрыве ко торой возникает необходимая для протекания термоядерной реакции темпе ратура.
Особый интерес представляет осуще ствление управляемой термоядерной ре акции, для обеспечения которой необходи мо создание и поддерживание в ограни ченном объеме температуры порядка 108 К. Так как при данной температу ре термоядерное рабочее вещество пред ставляет собой полностью ионизованную плазму (см. § 108), возникает проблема ее эффективной термоизоляции от стенок ра бочего объема. На данном этапе развития
435
считается, что основной путь в этом на правлении — это удержание плазмы в ог раниченном объеме сильными магнитными полями специальной формы.
Начало широкого международного сотруд ничества в области физики высокотемператур ной плазмы и управляемого термоядерного син теза положено в знаменитом докладе И. В. Курчатова в Харуэле в 1956 г.
Хотя проблема управляемого термоядерно го синтеза не решена до сих пор, но за послед нее десятилетие в этом направлении достигнут значительный прогресс. Под руководством Л. А. Арцимовича коллектив ученых Института атомной энергии (ИАЭ) им. И. В. Курчатова осуществил широкий круг исследований, ре зультатом которых явился пуск летом 1975 г. в ИЭА крупнейшей в мире термоядерной установки «Токамак-10» (Т-10).
В Т-10, как и во всех установках этого типа, плазма создается в тороидальной камере, на ходящейся в магнитном поле, а само плазмен ное образование — плазменный шнур — также имеет форму тора. В Т-10 плазма с температу рой примерно (7—8)•106 К и плотностью при мерно 1014 частиц/см3 создается в объеме, при близительно равном 5 м3, на время около физик.
1 с. Однако следует отметить, что до осуще ствления критерия Лоусона — условия, необ ходимого для начала самоподдерживающейся термоядерной реакции,— еще остается значи тельный «путь»: примерно 20 раз по n (про изведение плотности частиц на время удержа ния плазмы) и примерно 10 раз по температуре. Результаты, полученные на Т-10, вместе с ре зультатами, ожидаемыми на создаваемых уста новках (например, Т-20), по мере решения раз ного рода инженерно-технологических проблем служат базой для создания термоядерного ре актора «Токамака».
Управляемый термоядерный синтез откры вает человечеству доступ к неисчерпаемой «кла довой» ядерной энергии, заключенной в легких элементах. Наиболее заманчивой в этом смысле является возможность извлечения энергии из дейтерия, содержащегося в обычной воде. В са мом деле, количество дейтерия в океанской воде составляет примерно 4•1013 т, чему соответству ет энергетический запас 1017 МВт•год. Другими словами, эти ресурсы неограниченны. Остается только надеяться, что решение этих проблем — дело недалекого будущего.
Контрольные вопросы
• Какие частицы образуют ядро атома цинка? Сколько их?
• Атомное ядро «составили» из N свободных нуклонов (масса каждого нуклона равна m). Чему
равны масса и удельная энергия связи этого ядра?
• Чем отличаются изобары и изотопы?
• Почему прочность ядер уменьшается при переходе к тяжелым элементам?
• Как объясняется сверхтонкая структура спектральных линий?
• Как и во сколько раз изменится число ядер радиоактивного вещества за время, равное трем периодам полураспада?
• Как (по какому закону) изменяется со временем активность нуклида?
• Как изменится положение химического элемента в таблице Менделеева после двух -распадов ядер его атомов? после последовательных одного -распада и двух --распадов?
• Как объясняется -распад на основе представлений квантовой теории?
• Как объясняется непрерывность энергетического спектра -частиц?
• Изменится ли химическая природа элемента при испускании его ядром -кванта?
• Какие явления сопровождают прохождение -излучения через вещество и в чем их суть?
• В чем суть эффекта Мёссбауэра? Каковы его возможные применения?
• Запишите схему e-захвата. Что сопровождает e-захват? В чем его отличие от ±-распадов?
• Чем объяснить выброс нейтрино (антинейтрино) при ±-распадах?
• По каким признакам можно классифицировать ядерные реакции?
• Под действием каких частиц (-частиц, нейтронов) ядерные реакции более эффективны? Почему?
• Что представляет собой реакция деления ядер? Приведите примеры.
• Охарактеризуйте нейтроны деления. Какие они бывают?
• В результате какой реакции происходит превращение ядер 23892U в ядра 23994Pu? Каковы ее пер спективы?
436
• Что можно сказать о характере цепной реакции деления, если: 1) k>1; 2) k=1; 3} k<1?.
• По каким признакам можно классифицировать ядерные реакторы?
• Почему деление тяжелых ядер и синтез атомных ядер сопровождаются выделением большого количества энергии? Когда на один нуклон выделяется большая энергия? Почему?
Задачи
32.1. Определить удельную энергию связи для ядра 126C, если масса его нейтрального атома равна 19,9272•!0-27 кг. [7,7 МэВ/нуклон]
32.2. Определить, какая часть (в процентах) начального количества ядер радиоактивного изотопа останется нераспавшейся по истечении времени t, равного трем средним временам жизни т радиоактивного ядра. [5%]
32.3. Период полураспада радиоактивного изотопа составляет 24 ч. Определить время, за которое распадется 1/4 начального количества ядер. [!0,5 ч]
32.4. Определить, поглощается или выделяется энергия при ядерной реакции 21H+32He 11Н+42Не. Определить эту энергию. [18,4 МэВ]
32.5. В процессе осуществления реакции 0-1e+0+1e энергия фотона была равна 2,02 МэВ. Определить полную кинетическую энергию позитрона и электрона в момент их возникнове ния. [1 МэВ]
32.6. В ядерном реакторе на тепловых нейтронах среднее время жизни одного поколения нейтро нов составляет T=90 мс. Принимая коэффициент размножения нейтронов k=1,003, опреде лить период реактора, т. е. время, в течение которого поток тепловых нейтронов увеличится в e раз. [=T/(k-1)=30 с]
*Дж. Лоусон (р. 1923) — английский физик.
* Ч. Вильсон (1869—1959) — английский физик.
* Э.Мюллер (1911 —1977) — немецкий физик.
* У. Крукс (1832—1919) — английский фи зик и химик.
* С. Грей (1666—1736) — английский физик.
* Р. Мёссбауэр (р. 1929) — немецкий фи зик.
* Д. Нэттол (1890—1958) — английский физик; X. Гейгер (1882—1945) — немецкий физик.