ИСТОЧНИКИ ТЯЖЕЛЫХ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ

Альфа-распад

Тяжелые ядра энергетически нестабильны перед спонтанным испусканием альфа частицы (или ядра ⁴Не). Вероятность распада регулируется механизмом проникновения через потенциальный барьер, этот механизм описан в большинстве текстов по ядерной физике. Период полураспада наиболее используемых источников варьируется от нескольких дней до многих тысяч лет. Процесс распада можно схематически написать так

где X и Y – начальное и конечное ядро. Характерная схема альфа распада изображена на Рис.1.3. вместе с ожидаемым энергетическим спектром альфа частиц, испущенных при распаде.

Возникающие моноэнергетические альфа частицы относят к одной или нескольким энергетическим группам. Для каждого прямого перехода между первоначальным и конечным ядром (т.е. между основными состоянием и основным состоянием), фиксированная разница энергий (или Q) характеризует распад. Эта энергия поделена между альфа частицей и ядром отдачи единственным образом, так что каждая альфа частица возникает с одной и той же энергией равной Q(А-4)/А. Существует много примеров на практике, для которых существует только такой переход и в которых альфа частицы испускаются с единственной энергией. Другие примеры, такие как показаны на рис. 1.3., могут включать более одной энергии перехода, так что альфа частицы возникают группами с различными относительными интенсивностями.

В табл. 1.3. перечислены некоторые свойства наиболее распространенных радиоизотопных источников альфа частиц. Не случайно то, что энергии большинства альфа частиц заключены между 4 и 6 МэВ. Существует очень сильная корреляция между энергией альфа частицы и периодом полураспада исходного изотопа, альфа частицам с высочайшими энергиями соответствует наикратчайший период полураспада исходного изотопа. Если энергия частицы выше 6.5 МэВ, то период полураспада, как ожидается, будет примерно несколько дней, и поэтому полезность такого источника ограничена. С другой стороны, если энергия падает ниже 4 МэВ, то вероятность преодолеть потенциальный барьер будет очень малой, а период полураспада изотопа очень большим. Если период полураспада чрезвычайно высокий, то достигаемая удельная активность реального образца какого-то вещества становится очень малой, такой источник не интересен, т.к. его интенсивность очень низка.

Рис. 1.3. Группы альфа частиц, образованных при распаде ²³⁸Pu. Спектр амплитуд импульса демонстрирует три группы, как было измерено кремниевым детектором с поверхностным барьером. Каждый пик определяется благодаря его энергии, исчисляемой в МэВ, и распространённости в процентах (в круглых скобках). Вставленное изображение демонстрирует схему распада с энергетическими уровнями дочернего ядра, обозначенными в МэВ.

Возможно наиболее распространенный калибровочный источник для альфа - частиц это ²⁴¹Am, пример его применения для калибровки кремниевых твердотельных детекторов показан на рис. 11.15.

Альфа частицы быстро теряют энергию в веществе, поэтому чтобы источники альфа частиц были приблизительно моноэнергетическими, они должны изготавливаться в очень тонких слоях. Что касается содержания в себе радиоактивных материалов, то типичные источники покрываются металлической фольгой или другим материалом, который остается тонким, чтобы зафиксировать исходную энергию и моноэнергетическую природу излучения альфа частиц.

Спонтанное деление

Процесс деления – единственный спонтанный источник быстрых тяжелых заряженных частиц с массой большей массы альфа частицы. Поэтому осколки деления широко используются для калибровки и тестирования детекторов общего применения, используемых при измерениях тяжелых ионов.

Все тяжелые частицы, в принципе, нестабильны перед спонтанным делением на два более легких осколка. Хотя за исключением, однако, чрезвычайно тяжелых ядер, для которых процесс запрещен из-за высокого потенциального барьера, который должен быть преодолен при искажении формы ядра, почти сферической изначально. Поэтому спонтанное деление не является значимым процессом, кроме тех случаев, когда они протекают для некоторых трансурановых изотопов с очень большим массовым числом. Наиболее широко используемый изотоп это ²⁵²Cf, который подвергается спонтанному делению, с периодом полураспада (если произошел единственный процесс распада) 85 лет. Тем не менее, большинство трансурановых элементов испытывают альфа распад, а для ²⁵²Cf вероятность излучения альфа частиц значительно выше, чем вероятность спонтанного деления. Поэтому, фактический период полураспада для этого изотопа 2.65 лет, образец ²⁵²Cf массой 1 мкг испустит 1.92 *10⁷ альфа частиц и подвергнется 6.14*10¹⁵ спонтанным делениям в секунду.

Рис. 1.4 а Распределение масс осколков спонтанного деления ²⁵²Cf.. Также показано соответствующее распределение при делении ²³⁵U, деление спровоцировано тепловыми нейтронами.

Результат каждого деления - два осколка деления, которые благодаря сохранению момента количества движения, разлетаются в противоположные стороны. Т.к нормальная форма источника спонтанного деления это тонкий осадок на плоской основе, то только один осколок от каждого деления может покинуть поверхность, тогда как остальные поглотятся основой. Как будет описано далее в этой главе, каждое спонтанное деление ²⁵²Cf также освобождает некоторое количество быстрых нейтронов.

Рис. 1.4б Распределение кинетической энергии осколков спонтанного деления ²⁵²Cf. Левый пик соответствует тяжелым осколкам, правый – легким.

Осколки деления, это среднетяжелые положительные ионы с распределением масс, которое изображено на рис. 1.4 а. Деление преимущественно ассиметрично, поэтому осколки сгруппированы в «легкую группу» и «тяжелую группу», со средними массовыми числами 108 и 143. На начальной стадии осколки возникают в виде положительных ионов, общий заряд которых примерно равен атомному номеру осколка. Осколки замедляются благодаря взаимодействию с веществом, через которое они проходят, добавочные электроны захватываются ионами, что понижает их эффективный заряд. Энергия перераспределяется между осколками, средняя энергия осколка примерно 185 МэВ. Распределение этой энергии также ассиметрично, легкие осколки получают большую долю. Диаграмма распределения их первоначальных энергий изображена на рис. 1.4б. Из-за того, что они быстро теряют энергию в твердых веществах, учитывается самопоглощение и потеря энергии осколков (исключая источники, изготовленные в очень тонких слоях). Ухудшение энергетического спектра осколка деления, наблюдаемого для более тонких слоев (в случае индуцированного нейтронами деления ²³⁵U) изображено на рис. 14.7.