Радиационная безопасность.


Вопрос 1. Радиоактивный распад. α-, β-, γ- излучения. Законы смещения.

Под радиоактивностью понимают способность некоторых неустойчивых атомных ядер самопроизвольно превращаться в другие атомные ядра с испусканием радиоактивного излучения.

Естественной радиоактивностьюназывается радиоактивность, наблюдающаяся у существующих в природе неустойчивых изотопов.

Искусственной радиоактивностью называется радиоактивность изотопов, полученных в результате ядерных реакций, осуществляемых на ускорителях и ядерных реакторах. Принципиальной разницы между природной и искусственной радиоактивностью не существует, ибо свойства изотопа не зависят от способа его образования, и радиоактивный изотоп, полученный искусственным путём, ничем не отличается от такого же природного изотопа.

Радиоактивные превращения протекают с изменением строения, состава и энергетического состояния ядер атомов и сопровождаются испусканием или захватом заряженных или нейтральных частиц и выделением коротковолнового излучения электромагнитной природы (кванты гамма-излучения). Эти испускаемые частицы и кванты носят общее название радиоактивныхили ионизирующих излучений, а элементы, ядра которых могут по тем или иным естественным или искусственным причинам самопроизвольно распадаться, называются радиоактивными или же радионуклидами. Причинами радиоактивного распада являются нарушения равновесия между ядерными короткодействующими силами притяжения и электромагнитными дальнодействующими силами отталкивания положительно заряженных протонов.

Ионизирующее излучение – поток заряженных или нейтральных частиц и квантов электромагнитного излучения, прохождение которых через вещество приводит к ионизации и возбуждению атомов или молекул среды. По своей природе оно делится на фотонное (тормозное, рентгеновское, гамма-излучение) и корпускулярное (альфа-излучение, электронное, протонное, нейтронное, мезонное).

Из примерно 2500 нуклидов, известных в настоящее время, стабильны только 271. Остальные (90%!) нестабильны, т.е. радиоактивны; путем одного или нескольких последовательных распадов, сопровождающихся испусканием частиц или γ-квантов, они превращаются в стабильные нуклиды.

Изучение состава радиоактивного излучения позволило выделить из него три различных компонента: α-излучение, представляющее собой поток положительно заряженных частиц − ядер гелия ( ), β-излучение – поток электронов или позитронов, γ-излучение –поток коротковолнового электромагнитного излучения.

На рис. 23.1 показан классический опыт, позволивший обнаружить сложный состав радиоактивного излучения.

Радиоактивный препарат помещался на дно узкого канала в свинцовом контейнере. Против канала помещалась фотопластинка. На выходившее из канала излучение действовало сильное магнитное поле, вектор напряженности которого был перпендикулярен направлению распространения излучения. Вся установка размещалась в вакууме. По направлению отклонения частиц в магнитном поле определяли знак заряженных частиц.

Рис. 23.1 Гамма-лучи в магнитном поле не отклоняются.

 

Отклонение α-частиц на этом рисунке сильно преувеличено, так как масса α-частицы намного больше массы электрона, т.е. .

Обычно все типы радиоактивности сопровождаются испусканием гамма лучей – жесткого, коротковолнового электромагнитного излучения. Гамма-лучи являются основной формой уменьшения энергии возбужденных продуктов радиоактивных превращений. Ядро, испытывающее радиоактивный распад, называется материнским; возникающее дочернее ядро, как правило, оказывается возбужденным, и его переход в основное состояние сопровождается испусканием γ-кванта.

Законы сохранения. При радиоактивном распаде сохраняются следующие параметры:

1. Заряд. Электрический заряд не может создаваться или исчезать. Общий заряд до и после реакции должен сохраняться, хотя может поразному распределяться среди различных ядер и частиц.

2. Массовое число или число нуклонов после реакции должно быть равно числу нуклонов до реакции.

3. Общая энергия. Кулоновская энергия и энергия эквивалентных масс должна сохраняться во всех реакциях и распадах.

4. Импульс и момент импульса. Сохранение импульса ответственно за распределение кулоновской энергии среди ядер, частиц и/или электромагнитного излучения. Момент импульса относится к спину частиц.

Спонтанный распад любого объекта физики микромира (ядра или частицы) возможен в том случае, если масса продуктов распада меньше массы первичной частицы. Разность масс первичной частицы и продуктов распада распределяется среди продуктов распада в виде их кинетических энергий.

Открытие радиоактивности оказало огромное влияние на развитие науки и техники. За работы, связанные с исследованием и применением радиоактивности, было присуждено более 10 Нобелевских премий по физике и химии.

α-распадом называют испускание атомным ядром α-частицы. В случае α- распада должно выполняться условие:

 

, (23.1)

 

где - масса материнского ядра с массовым числом А и порядковым номером Z, - масса дочернего ядра и - масса α-частицы. Каждую из этих масс, в свою очередь, можно представить в виде суммы массового числа и дефекта массы:

 

,

, .

 

Подставив эти выражения для масс в неравенство (23.1), получим следующее условие для α−распада:

 

, (23.2)

 

т.е. разница в дефектах масс материнского и дочернего ядер должна быть больше дефекта массы α-частицы . Таким образом, при α-распаде массовые числа материнского и дочернего ядер должны отличаться друг от друга на четыре. Если же разность массовых чисел равна четырем, то при дефекты масс естественных изотопов всегда убывают с увеличением А. Таким образом, при неравенство (8.2) не выполняется, так как дефект массы более тяжелого ядра, которое должно бы быть материнским, меньше дефекта массы более легкого ядра. Поэтому при α-распад ядер не происходит. Это же относится и к большинству искусственных изотопов. Исключением являются несколько легких искусственных изотопов, для которых скачки в энергии связи, а, следовательно, и в дефектах масс по сравнению с соседними изотопами особенно велики (например, изотоп бериллия, распадающийся на две α-частицы).

Энергия α-частиц, возникающих при распаде ядер, заключена в сравнительно узких пределахот 2до 11 Мэв.При этом имеется тенденция к уменьшению периода полураспада с увеличением энергии α-частиц. Осо­бенно эта тенденция проявляется при последовательных радио­активных превращениях в пределах одного и того же радио­активного семейства (закон Гейгера—Нэттола). Например, энергия α-частиц при распаде урана (Т=7,1.108 лет)составляет 4,58 Мэв,при распаде протактиния (Т=3,4.104 лет)– 5,04 Мэв и при распаде полония (Т=1,83.10-3 с)– 7,36 Мэв.

Пример. Рассчитаем кинетические энергии α- частицы и ядра отдачи (радона) в распаде радия. Ядерная реакция имеет вид:

 

.

Разность масс радия и продуктов его распада ΔM=M(226,88) - M(222,86) - M(4,2) = Δ(226,88) + 226 - Δ(222,86) – 222 - Δ(4,2) – 4 =Δ(226,88) - Δ(222,86) - Δ(4,2) = (23.662 - 16.367 - 2.424) МэВ = 4.87 МэВ.

Кинетические энергии:

 

.

Вообще говоря, ядра одного и того же изотопа могут испускать α−частицы с несколькими строго определенными значениями энергии (в предыдущем примере указана наи­большая энергия). Иначе говоря,

α-частицы обладают дис­кретным энергетическим спектром. Объясняется это следую­щим образом. Получающееся при распаде дочернее ядро согласно законам квантовой механики может находиться в нескольких, различных состояниях, в каждом из которых оно обладает определенной энергией. Состояние с наименьшей возможной энергией является устойчивым и называется основ­ным. Остальные состояния называются возбужденными. В них ядро может находиться весьма малое время (10-8 - 10-12 с), а затемпереходит в состояние с меньшей энергией, но не обязательно сразу в основное, с испусканием γ- кванта.

Таким образом, если при α-распаде дочернее ядро полу­чается сразу в основном состоянии, то α-частица при этом испускается с наибольшей возможной энергией. Если же до­чернее ядро получается в одном из возбужденных состояний, то энергия α-частицы оказывается меньше, но дочернее ядро испускает затем γ-кванты. Сумма энергий γ-квантов, испу­щенных в этом случае, и энергия α-частицы должна быть, ко­нечно, равна наибольшей энергии, которую может иметь α-частица, испускаемая данным материнским ядром. Соответственно, α-радиоактивный источник излучает несколько групп α-частиц, различающихся значениями энергии. В каждой группе α-частицы имеют определенную энергию. Отсюда следует, что атомные ядра обладают дискретными энергетическими уровнями.

В процессе α-распада различают две стадии: образование α-частицы из нуклонов ядра и испускание α-частицы ядром.

По современным пред­ставлениям α-частиц в ядре по­стоянно не существует. Они обра­зуются при встрече движущихся внутри ядра двух протонов и двух нейтронов. Обособлению двух протонов и двух нейтронов в α-частицу способствует насыщение ядерных сил. Образование α-частиц происходит со значительной вероятностью, поэтому время жизни радиоактивных ядер определяется в основном второй, гораздо более медленной, стадией α-распада. Теперь образовавшаяся α-частица, когда она находится внутри ядра, подвержена меньшему действию ядерных сил притяжения и большому действию сил электрического отталкивания. Если же α-частица оказывается вне ядра за границей действия ядерных сил, то на нее действуют лишь силы электрического отталкивания. Эти силы и сообщают α-частицам ту энергию, которая наблюдается у них при α-распаде.

Так как α-частицы не существуют в распадающемся ядре все время, а с некоторой конечной вероятностью возникают на его поверхности перед вылетом, то α-распад ядра происходит в результате туннельного эффекта. Считается, что внутри ядра спонтанно образующаяся α-частица находится в потенциальной яме, которая отделена потенциальным барьером конечной ширины и высоты. Этот барьер обусловлен совместным действием на α-частицу ядерных сил притяжения нуклонами и кулоновских сил отталкивания ядерными протонами. Высота барьера в несколько раз больше энергии α-частицы, которая может выйти из ядра только путем просачивания сквозь барьер. В случае барьера прямоугольной формы коэффициент прозрачности, как отмечалось ранее, вычисляется по формуле:

, (23.3)

 

где l – ширина барьера; U(r) – потенциальная энергия α-частицы, находящейся на расстоянии r от центра ядра; Е – ее полная энергия.

При радиус действия ядерных сил, близкий к радиусу ядра) ход потенциальной энергии приближенно можно представить в виде потенциальной ямы с вертикальными стенками (рис. 20.3). При , когда на α-частицу действуют только силы элект­рического отталкивания, ход потенциальной энергии определяется форму­лой для энергии взаимодействия двух точечных электрических зарядов:

 

. (23.4)

 

Здесь Z - порядковый номер материнского ядра, a (Z - 2)е – заряд до­чернего ядра, электрическое поле которого отталкивает α-частицу, обла­дающую зарядом 2е.

Таким образом, потенциальная энергия α-частицы имеет вид барьера, расположенного вокруг ядра, наибольшая высота которого для изотопа урана составляет около 28 МэВ, если радиус области, внутри которой на α-частицу действуют ядерные силы, вычислять по формуле:

 

м.

В случае потенциального барьера произвольной формы коэффициент прозрачности определяется выражением:

 

, (23.5)

 

где х1 – точка входа α-частицы в потенциальный барьер, х2 – точка выхода частицы из барьера, D0 − постоянный множитель, зависящий от формы барьера.

Коэффициент прозрачности отличен от нуля и может достигать заметной величины, если малы разность и ширина барьера.

Утяжелых ядер, испытывающих α-распад, как радиусы ядер, так и порядковые номера отличаются друг от друга относительно мало. Форма потенциального барьера оказы­вается практически одинаковой для всех ядер, испытывающих α-распад. В то же время высота и ширина той части барьера, под которой проходит α-частица, заметно уменьшаются с возрастанием энергии α-частицы (см. рис 20.4). Вследствие этого коэффициент D прохождения через потенци­альный барьер очень сильно возрастает. Поэтому при большой энергии α-частицы вероятность того, что она покинет ядро, оказывается большой, и, следовательно, период полураспада – малым.

На рис. 23.2 схематически показана высота и ширина потенциального барьера U(r), определяемая формулой (23.5). При энергиях α-частиц, испускаемых ядрами , составляющих 4,2 МэВ, период полураспада составляет лет, а для радионуклида полония при энергиях α−частиц 8,8 МэВ период полураспада составляет с.

 

 


Рис. 23.2

 

Типичным примером α-радиоактивного распада ядер является реакция

, . (23.6)

Бета-распад (β-излучение). Понятие β-распад объединяет три вида самопроизвольных внутриядерных превращений: электронный -распад, позитронный - распад и электронный захват (Е - захват).

Бета-радиоактивных изотопов значительно больше, чем альфа- активных. Они имеются во всей области изменения массовых чисел ядер от легких ядер до самых тяжелых. Всего известно более 1200 β-активных изотопов. Из них только 20 являются естественными, а все остальные получены искусственным путем.

Бета-распад атомных ядер обусловлен слабым взаимодействиемэлементарных частиц и так же, как и -распад, подчиняется определенным закономерностям. При распаде один из нейтронов ядра превращается в протон, испуская при этом электрон и электронное антинейтрино. Этот процесс происходит по схеме:

 

. (23.7)

 

При -распаде происходит превращение в нейтрон одного из протонов ядра с испусканием при этом позитрона и электронного нейтрино:

. (23.8)

 

Свободный, не входящий в состав ядра нейтрон, распа­дается самопроизвольно согласно реакции (22.7).Это возможно потому, что масса нейтрона больше суммы масс покоя протона и электрона, а масса покоя нейтрино равна нулю. Распад же свободного протона запрещен законом сохранения энергии, так как сумма масс покоя получающихся частиц – нейтрона и позитрона – больше массы протона. Распад (22.8) протона, таким образом, возможен только в ядре, если масса дочернего ядра меньше массы материнского ядра на величину, превышающую массу покоя позитрона. Аналогичное условие должно выполняться и в случае распада нейтрона, входящего в состав ядра.

Кроме процесса, происходящего согласно реакции (23.8), превращение протона в нейтрон может происходить также путем захвата протоном электрона с одновременным испуска­нием при этом электронного нейтрино

. (23.9)

 

Так же, как и процесс (23.8), процесс (23.9) не происходит со свободным протоном. Однако если протон находится внутри ядра, то он может захватить один из орбитальных электронов своего атома при условии, что сумма масс материнского ядра и электрона больше массы дочернего ядра. Сама возмож­ность встречи протонов, находящихся внутри ядра, с орбитальными электронами атома обусловлена тем, что, согласно квантовой механике, движение электронов в атоме происходит не по строго определенным орбитам, как это принимается в теории Бора, а имеется некоторая вероятность встретить электрон в любой области пространства внутри атома, в част­ности, и в области, занятой ядром.

Превращение ядра, вызванное захватом орбитального электрона, называют Е-захватом. Чаще всего происходит за­хват электрона, принадлежащего ближайшей к ядру К-оболочке (К-захват). Захват электрона, входящего в состав сле­дующей L-оболочки (L-захват), происходит примерно в 100 раз реже.

В большинстве случаев Е-захват конкурирует с - распадом, который для легких ядер обычно является преобладающим. У тяжелых изотопов, вследствие большого заряда ядра, электроны внутренних оболочек атома находятся сравнительно близко к ядру, поэтому для них Е-захват является преобладающим.

Обнаруживается Е-захват по отдаче, которую получают ядра, захватывая электрон и испуская нейтрино, а также по рентгеновским лучам, которые испускает атом при переходе электронов с верхних оболочек на освободившееся вследствие Е-захвата место во внутренней оболочке.

В отличие от -распада энергетические спектры электронов и позитронов при распаде не являются дискретными. Это значит, что ядра одного и того же изотопа испускают электроны или позитроны не с одним или не­сколькими строго определенными значениями энергии, а со всевозможными значениями энергии от нуля до некоторого максимального значения .

Кинетическую энергию отдачи дочернего ядра из-за ее малости не учитывают. Поэтому можно считать, что энергия распада распределяется только между членами лептонной пары – электроном и антинейтрино при - распаде или позитроном и нейтрино при - распаде. Соотношение между кинетическими энергиями членов лептонной пары может быть любым. Этим и объясняется непрерывность энергетического спектра электронов позитронов при -распаде, хотя энергетические уровни самих ядер дискретны.

В частности, если электрон получает максимальную энергию, то энергия нейтрино оказывается равной нулю, если же электрон вовсе не получает кинетической энергии, то всю энергию, кроме энергии, соответствующей массе покоя электрона, получает нейтрино. В среднем лишь примерно 1/3 часть всей энергии β-распада приходится на электроны, остальную часть уносят нейтрино.

Периоды полураспада различных источников β-радиоактивного излучения изменяются в широком интервале времени от 10-2 с до 1018 лет.

Гамма-излучение. Гамма-излучение является коротковолновым электромагнитным излучением, обладающим чрезвычайно малой длиной волны и, вследствие этого, ярко выраженными корпускулярными свойствами, т.е. представляет собой поток квантов, обладающих энергией , импульсом и спином J.

Гамма - излучение сопровождает α- и β-распады ядер, возникает при аннигиляции частиц и античастиц, при торможении быстрых заряженных частиц в среде, при распадах мезонов, присутствует в космическом излучении, в ядерных реакциях и др. Экспериментально установлено, что образовавшееся в результате α- или β-распада возбужденное ядро может пройти ряд промежуточных, менее возбужденных состояний. Поэтому

γ-излучение одного и того же радиоактивного изотопа может содержать несколько видов γ-квантов, отличающихся друг от друга значениями энергии. Время жизни возбужденных состояний ядер обычно резко возрастает с уменьшением их энергии и с увеличением разности спинов ядра в исходном и конечном состояниях.

При радиационном переходе атомного ядра из возбужденного состояния с энергией Ei в основное или менее возбужденное состояние с энергией Ek (Ei > Ek)) происходит испускание γ-кванта, знергия которого определяется выражением:

. (23.10)

 

В связи с дискретностью энергетических уровней ядра γ-излучение имеет линейчатый спектр энергии и частот. В действительности энергетический спектр ядра делится на дискретную и непрерывную области. В области дискретного спектра расстояния между энергетическими уровнями ядра существенно больше энергетической ширины Г уровня, определяемой временем жизни ядра в этом состоянии:

. (23.11)

 

Время определяет скорость распада возбужденного ядра:

 

, (23.12)

 

где число ядер в начальный момент времени ( ); число нераспавшихся ядер в момент времени t.

Эта область γ-переходов простирается от основного уровня до энергии возбуждения, при которой становится энергетически возможным испускание ядром нуклонов или α-частицы, либо другой ядерный процесс распада, например, деление ядер. Выше этого порога начинается область непрерывного энергетического спектра ядерных состояний. Величина порога для различных ядер химических элементов различна, но она меньше 20 МэВ.

При радиоактивном распаде ядер обычно наблюдаются кванты с энергией ε от 10 кэВ до 5 МэВ, что в раз больше энергии фотонов, испускаемых возбужденными атомами. Гамма-кванты больших энергий возникают при распадах элементарных частиц. Например, при распаде покоящегося нейтрального π-мезона возникает γ-излучение с энергией порядка 70 МэВ.

Наряду с радиационным переходом ядра, при котором излучается гамма-квант, существует конкурирующий с ним безизлучательный процесс, называемый внутренней конверсией. В этом процессе энергия, освобождающаяся при ядерном переходе, передается без посредства гамма−кванта одному из электронов внутренних оболочек атома и вызывает ионизацию атома в связи с вылетом электрона за его пределы.

Внутренняя конверсия гамма-лучей по своей природе не является β-распадом. При β-распаде ядро испускает электрон (или позитрон), которого раньше в ядре не было и который возник в результате превращения одного из нейтронов в протон (или одного из протонов в нейтрон). При внутренней конверсии из атома выбрасывается один из электронов атомной оболочки.

В экспериментальных исследованиях широко используется явление резонансного испускания и поглощения γ-квантов атомными ядрами, называемое эффектом Мёссбауэра(ядерный γ-резонанс) и которое наблюдается в кристаллических твердых телах. В кристалле энергия отдачи ядер при поглощении γ-кванта преобразуется в энергию колебаний кристаллической решетки. При этом импульс отдачи передается не отдельному ядру, а всему кристаллу. Исключительно малая ширина резонансных линий (10-10 эВ) позволяет использовать эффект Мёссбауэра, для измерения небольших изменений энергии γ-квантов, вызванных теми или иными воздействиями на излучающее или поглощающее ядро. Измерения, в которых применяется эффект Мёссбауэра, отличаются высокой избирательностью, т.к. в каждом эксперименте резонансное поглощение наблюдается только для ядер одного сорта. Эффект Мёссбауэра наблюдается для ядер не всех химических элементов, а только примерно для 73 изотопов 41-го элемента; самым легким из них является калий , самым тяжелым – америций .

С помощью мёссбауэрской спектроскопии исследуют электронные состояния примесных атомов в металлах и полупроводниках, изучают особенности колебаний примесных атомов в кристаллах при изменении температуры. Чувствительность этих методов настолько велика, что позволяет проследить изменения, например, в электронной структуре гемоглобина (в биологии), провести экспресс-анализ руд (в геологии). Линии спектров одних и тех же ядер заметно различаются при переходе от одного химического соединения к другому, при изменении структуры кристаллической решетки и т.д.

Правила смещения. Испуская α-частицу, ядро теряет два протона и два нейтрона. Поэтому у получившегося дочернего ядра по сравнению с исходным материнским ядром массовое число меньше на четыре, а порядковый номер – на два.

Таким образом, при α-распаде получается элемент, который в таблице Менделеева занимает место на две клетки левее по сравнению с исходным:

. (23.13)

 

При β-распаде один из нейтронов ядра превращается в протон с испусканием электрона и антинейтрино ( -распад). В результате β-распада число нуклонов в ядре остается неизменным. Поэтому массовое число не меняется, иначе говоря, происходит превращение одного изобара в другой. Однако заряд дочернего ядра и его порядковый номер изменяются. При -распаде, когда нейтрон превращается в протон, порядковый номер увеличивается на единицу, т.е. в этом случае возникает элемент, смещенный в таблице Менделеева по сравнению с исходным на одну клетку вправо:

. (23.14)

При распаде, когда протон превращается в нейтрон, порядковый номер уменьшается на единицу, и вновь получившийся элемент оказывается смещенным в таблице Менделеева на одну клетку влево:

. (23.15)

 

В выражениях (8.13) − (8.15) X – символ материнского ядра, Y – символ дочернего ядра; и − символические обозначения соответственно электрона, для которого A = 0 и Z = –1, и позитрона, для которого A = 0 и Z = +1.

Естественно-радиоактивные ядра образуют три радиоактивных семейства, называемых семейством урана ( ), семейством тория

( ) и семейством актиния ( ). Свои названия они получили по долгоживущим изотопам с наибольшими периодами полураспада.

 

 

Рис. 23.3

Все семейства после цепочки α- и β-распадов заканчиваются на устойчивых ядрах изотопов свинца – , и . Семейство нептуния, начинающееся от трансуранового элемента нептуния , получено искусственным путем и заканчивается на изотопе висмута . На рис.23.3 представлена цепочка последовательных распадов , где Z − зарядовые числа, N − числа нейтронов.

Искусственных радиоактивных препаратов, претерпевающих цепочку радиоактивных превращений, гораздо больше.

 


Дата добавления: 2017-10-04; просмотров: 1077;

Поиск по сайту:

Воспользовавшись поиском можно найти нужную информацию на сайте.

Поделитесь с друзьями:

Считаете данную информацию полезной, тогда расскажите друзьям в соц. сетях.
Poznayka.org - Познайка.Орг - 2016-2024 год. Материал предоставляется для ознакомительных и учебных целей.
Генерация страницы за: 0.034 сек.