Физика ядра и частиц Взаимодействие частиц с веществом
Электромагнитное взаимодействие Кварки Атомное ядро Магнитный дипольный момент ядра Законы радиоактивного распада ядер. Альфа-распад. Бета-распад Естественная радиоактивность

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

Экзотические виды радиоактивного распада

1. Распад протонов из основного состояния ядра

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

2. Испускание протонов из изомерного состояния

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

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

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

3. Испускание запаздывающих протонов

Рис.9.7
Рис. 2. Испускание запаздывающих протонов

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

Таблица 1. Излучатели запаздывающих протонов

Изотоп

T1/2, с

Qb - Ep, Мэв

Рр, %*

Реакция

9C

0.126

16.68

100

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

13O

0.09

15.81

12

14N(p,2n)

21Mg0.121

10.66

20

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

33Ar

0.174

9.32

63

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

109Te

4.4

7.14

3

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

111Te

19.3

5.1

0.12

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

114Cs

0.7

8.8

7·10-2

La(p,3pxn)

115Cs

1.4

5.41

7·10-4

La(p,3pxn)

116Cs

3.9

6.45

6.6·10-3

92Mo(32S,3p5n)

118Cs

16

4.7

4.4·10-4

La(p,3pxn)

120Cs

58

2.73

7·10-8

La(p,3pxn)

181Hg

3.6

6.15

1.8·10-2

Pb(p,3pxn)

183Hg

8.8

5.00

3.1·10-4

Pb(p,3pxn)

* Рр - вероятность распада по протонному каналу

4. Испускание двух запаздывающих протонов

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

24Mg(3He,p4n)22Al

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

 i09_08.gif (1129 bytes)

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

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

 

 

 

 

 

 

 

5. Испускание запаздывающих альфа -частиц

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

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

 

6. Испускание запаздывающие нейтроны

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

Таблица 2. Излучатели запаздывающих нейтронов

Изотоп

Т1/2, с

Qb-En, Мэв

Pn, %

Реакция

11Li

0.009

22.5

82± 7

p(600 Мэв)+U---->фрагментация

13B

0.0174

8.5

0.26± 0.04

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

17N

4.16

4.5

95± 1

d+(16O+37Cl)

27Na

0.295

1.6

0.08± 0.03

p(Гэв)+U---->фрагментация

28Na

0.036

3.0

0.58± 0.12

p(Гэв)+U---->фрагментация

29Na

0.048

4.8

21± 4

p(Гэв)+U---->фрагментация

30Na

0.055

7.2

26± 4

p(Гэв)+U---->фрагментация

31Na

0.018

11.3

30± 8

p(Гэв)+U---->фрагментация

32Na

0.014

12.2

20± 8

p(Гэв)+U---->фрагментация

141Cs

24.9

0.32

0.05

n(тепл.)+ 235U---->деление

142Cs

1.7

1.04

0.28

n(тепл.)+ 235U---->деление

143Cs

1.68

1.64

1.13

n(тепл.)+ 235U---->деление

<

sup>144Cs

1.06

1.89

1.1

n(тепл.)+ 235U---->деление

145Cs

0.59

2.24

12.1

n(тепл.)+ 235U---->деление

146Cs

0.35

2.09

14.2

n(тепл.)+ 235U---->деление

147Cs

0.214

2.96

25.4

n(тепл.)+ 235U---->деление

7. Испускание двух и трех запаздывающих нейтронов

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

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

 

 

 

 

 

 

 

8. Запаздывающее деление. Деление ядра из изомерного состояния

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

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

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

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

9. Кластерная радиоактивность

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

Таблица 3. Экспериментальные результаты по кластерному распаду

Исходное ядро

Испускаемый кластер

Энергия распада, Q, МэВ

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

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

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

10. Бета распад на связанные состояния атома

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

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

.

(12.1)

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

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

Античастицы
Связь характеристик частиц и античастиц
Момент количества движения
Пространственная инверсия. Р-четность.
Распады частиц
Взаимные превращения частиц
Кварки, лептоны, калибровочные бозоны
Механизм взаимодействия частиц
Электромагнитное взаимодействие
Лептоны
Электрон
Электронное антинейтрино обнаружено
Тождественны ли нейтрино и антинейтрино?
Мюон. Мюонное нейтрино
Тау-лептон. Тау-нейтрино
Лептонные числа
Кванты слабого взаимодействия (W, Z-бозоны)
Кварки - частицы, из которых состоят адроны
Основные положения модели кварков
Кварковая структура адронов. Барионы. Мезоны
Барионное число B
Изоспин частиц. Изоспиновые мультиплеты
Пи-мезоны
Резонансы. Возбужденные состояния нуклонов
Странные частицы, s-кварк
K-мезоны
Распад лямбда-гиперона
Каскадные гипероны
Омега-минус-гиперон
Очарованные частицы, с-кварк
Нейтрино рождают очарованные частицы
Красивые частицы, b-кварк
Адронные струи
Топ-кварк

В твердых кристаллических телах носителями электрического заряда являются электроны и дырки. В изоляторах свободные электроны и дырки практически отсутствуют, и электрический ток в них невозможен вследствие того, что в зоне проводимости нет свободных электронов, а в валентной зоне нет свободных дырок, которые могли бы двигаться (т.е. изменять свою энергию) во внешнем электрическом поле. Однако такие свободные электроны и дырки появляются в результате прохождения через кристалл заряженной частицы. Процесс генерации заряженной частицей (квази)свободных электронов и дырок (т.е. свободных только внутри кристалла) во многом аналогичен процессу генерации свободных электронов и ионов в газах и жидкостях и описывается теми же формулами

Основные вопросы по курсу Физика ядра и частиц