G-излучение. Эффект Мессбауэра




В результате a- или b-распада дочернее ядро оказывается в возбужденном состоянии и спустя некоторое время (~10–13...10–14 с) отдает избыток своей энергии в виде g-кванта.

При радиоактивных распадах различных ядер длины волн g-излучения расположены в интервале 10–2...2×10–4 нм, т.е. это излучение является настолько коротковолновым, что его волновые свойства практически не проявляются. Здесь на первый план выступают его корпускулярные свойства, поэтому g-излучение рассматривается как поток частиц — g-квантов.

Исследования показали, что спектр g-излучения, т.е. распределение g‑квантов по энергиям, является линейчатым. Тем самым подтверждается, что ядро имеет дискретный набор энергетических уровней. В таком случае для g-излучения, как и для атомных спектров, расположенных в оптическом диапазоне, должно наблюдаться явление резонансного поглощения g‑квантов. Это означает, что энергии g-кванта, испущенного каким-либо ядром, должно быть достаточно для перевода другого точно такого же ядра в возбужденное состояние. Однако резонансного поглощения g-квантов долгое время не удавалось наблюдать.

Рассмотрим подробнее процессы излучения и поглощения g-квантов, основываясь на законах сохранения энергии и импульса.

При излучении g-кванта следует учесть, что энергия возбуждения ядра Wn–Wm расходуется не только на излучение фотона с энергией hnизл, но и частично уходит на сообщение ядру энергии отдачи:

, (36.18)

Аналогично, при поглощении энергия фотона hnпогл расходуется не только на перевод ядра с уровня энергии Wm на уровень Wn, но и на сообщение энергии отдачи:

, (36.19)

Из соотношений (36.18) и (36.19) следует

, (36.20)

т.е. nизл¹nпогл. Другими словами, резонансного поглощения нет, поскольку линии излучения и поглощения g-спектра сдвинуты друг относительно друга на величину 2Wотд/h (рис. 36.5).

Рис. 36.5

В 1958 г. Р. Мессбауэр установил, что резонансное поглощение g-квантов можно наблюдать, если g-радиоактивные ядра внедрены в решетку кристалла, находящегося при низкой температуре (эффект Мессбауэра). В этом случае ядро «закреплено» в кристалле, поэтому можно считать, что энергию отдачи воспринимает не само ядро, а весь кристалл в целом. Поскольку масса кристалла значительно больше массы ядра, то энергией отдачи можно пренебречь. В самом деле, из закона сохранения импульса следует, что импульс g-кванта равен импульсу ядра, поэтому энергия отдачи ядра

.

Если g-радиоактивное ядро находится в кристалле, то вместо массы ядра следует взять массу кристалла Mкр, поэтому

 

.

Поскольку Mкр>>Mяд, то , т.е. энергией отдачи кристалла можно пренебречь. В связи с этим

nпогл=nизл,   (36.21)

т.е. наблюдается резонансное поглощение g-квантов.

Линии излучения и поглощения и мессбауэровских g-спектров наблюдается в виде очень острых пиков, что позволяет измерять энергии (частоты) с относительной погрешностью 10–15...10–17. Тем самым эффект Мессбауэра может служить тончайшим «инструментом» для различного рода измерений во многих областях науки и техники.

Ядерные реакции

Ядерными реакциями называются превращения атомных ядер, вызываемые их взаимодействием с элементарными частицами или друг с другом.

Наиболее распространенными являются бинарные реакции

a+A ® B+b,   (36.22)

где a и b — бомбардирующая и испускаемая в ядерной реакции частицы (в качестве таких частиц могут фигурировать нейтрон , протон , дейтрон , a-частица и др.); A и B — исходное и конечное ядра.

В любой ядерной реакции выполняются законы сохранения электрических зарядов, массовых чисел, энергии, импульса и момента импульса.

Энергетический баланс реакции (36.22) вычисляется по разности масс частиц, вступивших в реакцию и получившихся в результате нее:

DW=931,5(Ma+MA–MB–Mb).   (36.23)

При протекании ядерной реакции энергия либо выделяется (DW>0 — экзотермическая реакция), либо поглощается (DW<0 — эндотермическая реакция).

Минимальная кинетическая энергия сталкивающихся частиц, начиная с которой реакция становится энергетически возможной, называется порогом реакции. При бомбардировке неподвижной мишени (ядра A) потоком частиц a реакция (36.22) может протекать лишь в том случае, если кинетической энергии частиц a достаточно для преодоления потенциального барьера кулоновского отталкивания Wкул, перевода ядра в возбужденное состояние DW и сообщения ему кинетической энергии отдачи Wотд. Таким образом,

W=Wкул+DW+Wотд.   (36.24)

Обычно ядерные реакции протекают в два этапа. Первый этап заключается в захвате ядром частицы a и образовании промежуточного ядра, называемого составным или компаунд-ядром (Н. Бор, 1936 г.). Энергия влетевшей частицы за очень короткое время перераспределяется между всеми нуклонами и «температура» ядра повышается до 109 К. На втором этапе компаунд-ядро распадается с образованием частицы b. Символически такое двухстадийное протекание реакции записывается в виде

a+A®P®B+b.

Время жизни компаунд-ядра ~10–14 с, что значительно больше характерного ядерного времени, т.е. времени пролета частицы с энергией 1 МэВ расстояния, равного диаметру ядра. Это время по порядку величины равно tя=10–22 с. Таким образом, за время жизни компаунд-ядра привнесенная извне частицей a энергия успевает перераспределиться между нуклонами: за счет столкновений между ними. Составное ядро живет настолько долго, что полностью «забывает», как оно образовалось. В связи с этим характер распада компаунд-ядра не зависит от способа его образования и, следовательно, одно и то же составное ядро может распадаться различными путями.

Первая ядерная реакция была осуществлена Э. Резерфордом в 1919 г. В этой реакции для бомбардировки ядер азота использовались a-частицы, полученные при естественном радиоактивном распаде ядер:

.

В 1932 г. Д. Чедвиг открыл нейтрон, который образуется в следующей ядерной реакции:

.

Поскольку нейтроны электрически нейтральны, то им не нужно преодолевать кулоновский барьер отталкивания и, следовательно, пороговая энергия реакций с участием нейтронов понижается. Поэтому ядерные реакции, происходящие при бомбардировке ядер нейтронами, являются весьма эффективными.

Вероятность захвата нейтрона ядром возрастает по мере уменьшения скорости нейтронов. Это объясняется тем, что чем меньше скорость нейтрона, тем больше время, которое он проводит в сфере действия ядерных сил, протекая вблизи ядра. Зависимость вероятности захвата от скорости нейтронов описывается плавно изменяющейся функцией, однако, в тех случаях, когда энергия нейтрона равна энергии возбуждения ядра, вероятность его захвата резко возрастает (явление резонансного поглощения нейтронов).

Резонансное поглощение нейтронов наиболее распространенным изотопом урана приводит к цепочке радиоактивных превращений, в результате которых образуются трансурановые элементы и :

,

.

Спонтанное деление ядер

Как было показано в § 36.2, по мере возрастания массового числа удельная энергия связи, начиная с A=60, уменьшается и ядра становятся менее устойчивыми. В связи с этим энергетически выгодной становится реакция деления ядра на два примерно одинаковых ядра-осколка, имеющих большее значение энергии связи по сравнению с исходным ядром.

Спонтанное (самопроизвольное) деление ядер U238 впервые обнаружили Г.Н. Флеров и К.А. Петржак в 1940 г.

Наиболее наглядно процесс деления атомных ядер можно описать на основе капельной модели ядра. Наименьшую потенциальную энергию имеет сферическое ядро-капля. При деформации ядра его потенциальная энергия вначале возрастает на величину работы, которая затрачивается против сил ядерного притяжения между нуклонами. При достижении некоторой критической деформации ядро разделяется на два осколка, между которыми возникают кулоновские силы отталкивания, убывающие по мере удаления их друг от друга (рис. 36.6, а). В процессе деформации форма ядра изменяется от сферической и эллипсоидальной и далее к гантелевидной (рис. 36.6, б).

Рис. 36.6

Таким образом, для осуществления реакции деления необходима некоторая минимальная энергия, которая называется энергией активации: Wa=Wmax–Wmin (рис. 36.6). Значение Wa убывает по мере увеличения порядкового номера элемента, так как с ростом зарядового числа Z возрастает кулоновская энергия отталкивания между протонами и ядра становятся менее устойчивыми. Расчеты, проведенные в рамках капельной модели ядра, показывают, что при значениях параметра Z2/A<49 энергия активации становится равной нулю и ядра оказываются абсолютно неустойчивыми. Однако при Z2/A<49 W0¹0, т.е. требуется затрата энергии активации для того, чтобы была достигнута критическая деформация ядра-капли, приводящая к делению. При этом, чем меньше параметр Z2/A, тем более устойчиво ядро, так как с уменьшением этого параметра возрастает энергия активации. Например, для изотопов U235 и U238 выполняется неравенство Wa(U235)<Wa(U238), т.е. ядро U235 менее устойчиво по сравнению с U238. Измерения показывают, что период полураспада U235 для процесса деления составляет 1012...1013 лет, а для U238 — 1017 лет. Для сравнения заметим, что для естественной a-радиоактивности U238 период полураспада составляет 109 лет, т.е. процесс спонтанного деления ядра U238 является менее вероятным по сравнению с его a-распадом.





©2015-2018 poisk-ru.ru
Все права принадлежать их авторам. Данный сайт не претендует на авторства, а предоставляет бесплатное использование.
Нарушение авторских прав и Нарушение персональных данных

Обратная связь

ТОП 5 активных страниц!