КАТЕГОРИИ: Архитектура-(3434)Астрономия-(809)Биология-(7483)Биотехнологии-(1457)Военное дело-(14632)Высокие технологии-(1363)География-(913)Геология-(1438)Государство-(451)Демография-(1065)Дом-(47672)Журналистика и СМИ-(912)Изобретательство-(14524)Иностранные языки-(4268)Информатика-(17799)Искусство-(1338)История-(13644)Компьютеры-(11121)Косметика-(55)Кулинария-(373)Культура-(8427)Лингвистика-(374)Литература-(1642)Маркетинг-(23702)Математика-(16968)Машиностроение-(1700)Медицина-(12668)Менеджмент-(24684)Механика-(15423)Науковедение-(506)Образование-(11852)Охрана труда-(3308)Педагогика-(5571)Полиграфия-(1312)Политика-(7869)Право-(5454)Приборостроение-(1369)Программирование-(2801)Производство-(97182)Промышленность-(8706)Психология-(18388)Религия-(3217)Связь-(10668)Сельское хозяйство-(299)Социология-(6455)Спорт-(42831)Строительство-(4793)Торговля-(5050)Транспорт-(2929)Туризм-(1568)Физика-(3942)Философия-(17015)Финансы-(26596)Химия-(22929)Экология-(12095)Экономика-(9961)Электроника-(8441)Электротехника-(4623)Энергетика-(12629)Юриспруденция-(1492)Ядерная техника-(1748) |
Гамма-випромінювання. Взаємодії g- променів з речовиною
Наступною особливістю a- розпаду є досить низька енергія a- частинок у момент вилітання із ядра, яка змінюється в межах 4–9 МеВ. Насправді a- частинки у момент вилітання із ядра повинні мати значно більшу енергію, рівну висоті потенціального бар’єра. В реакції потенціальна енергія відштовхування a- частинки на межі ядра торію складає біля 30 МеВ. Відповідно a- частинка після подолання такого бар’єра повинна прискоритися до 30 МеВ. Експериментально ж виявлені a- частинки з енергією 4.2 МеВ. Чому енергія a- частинок порівняно невисока, та як можна пояснити закон Гейгера-Неттола? Відповідь на ці запитання дає квантова механіка. Перед початком a- розпаду в багатьох ядрах уже існує по одній a-частинці. Енергія такої частинки . Якби не було потенціального бар’єра, a- частинка вилітала б із ядра з енергією (рис. 3.2.1).
На рис. 3.2.1 V0 – глибина потенціальної ями; - енергія a- частинок після вилітання із ядра. Таке враження, що, залишаючи ядра, a- частинки не помічають існування потенціального бар’єра. Згідно з законами квантової механіки a- частинки проявляють хвильові властивості. При попаданні на стінку потенціального бар’єра вони відбиваються від неї як хвилі. Але не всі a- частинки відбиваються від стінки. Частина із них проникає крізь стінку і залишає ядро з енергією Еa. Ефект проникнення a- частинок крізь потенціальний бар’єр при енергіях значно нижчих його висоти називається тунельним ефектом. Імовірність проникнення a- частинок крізь потенціальний бар’єр визначається його прозорістю Д. При цьому стала радіоактивного розпаду l, яка визначає імовірність розпаду за одиницю часу, дорівнює добутку “ прозорості “ бар’єра на число зіткнень n a- частинки з внутрішніми стінками бар’єра, тобто
l = Д n, (3.2.2.3)
, (3.2.2.4)
де ma - маса частинки, r – ширина потенціального бар’єра; n – число ударів a- частинки об стінку потенціального бар’єра; Д – прозорість бар’єра у цьому місці. Мала прозорість Д бар’єра для проникнення крізь нього a- частинки пояснює малу імовірність a- перетворення (мала стала розпаду l) і великий період піврозпаду. Це і є пояснення закону Гейгера – Неттола. При a- розпаді дочірнє ядро, як правило, перебуває у збудженому стані і енергетично є нестабільним. Перехід з такого збудженого стану в нормальний стан супроводжується випромінюванням g-квантів. Середній час збудженого стану не перевищує 10-13 с. Дискретний спектр a- випромінювання характеризує енергетичну структуру ядра атома. Пояснити дискретний спектр a- випромінювання можна, виходячи лише із оболонкової моделі будови атомного ядра.
б). Закономірності b- розпаду Бета-розпад ядер радіоактивних елементів почали вивчати незабаром після відкриття радіоактивності. Відомі три види b-розпаду. Серед них b--розпад, b+- розпад і К-захват. Експериментально було встановлено, що b- випромінювання складається з електронів або позитронів і що ці види випромінювання супроводжуються випусканням нейтрино або антинейтрино. Нейтрино – це елементарна частинка з нульовим електричним зарядом і масою спокою рівною нулю. Нейтрино має півцілий спін подібно до електрона. Аналогічні характеристики має антинейтрино. Правила зміщення для різних видів b- розпаду можна записати так: а). електронний b- розпад (3.2.2.5) б). позитронний b- розпад
(3.2.2.6)
в). К-захват, або захват ядром електрона з К-оболонки
(3.2.2.7)
де материнське ядро; дочірнє ядро; електрон; позитрон; антинейтрино; нейтрино. Для пояснення різних видів β-радіоактивності прийшлось подолати значні труднощі. Перш за все слід було обґрунтувати походження електронів в процесі b-розпаду. Протонно-нейтронна будова ядра усуває вилітання з ядра електронів оскільки їх там немає.
Сучасна теорія b- розпаду ґрунтується на теорії, розробленій Фермі в 1931 р. Фермі у цій теорії стверджує, що протон або нейтрон можуть взаємно перетворюватись в пару частинок позитрон-нейтрино або електрон-антинейтрино. Така пара частинок породжується в ядрі дякуючи слабким взаємодіям подібно тому, як випромінюється фотон за рахунок електромагнетних взаємодій. При цьому слід мати на увазі, що до процесу b-розпаду всередині ядра немає ні електрона ні нейтрино. Найпростішим прикладом b- розпаду є перетворення вільного нейтрона в протон з періодом піврозпаду 12 хв.:
(3.2.2.8)
де антинейтрино; електрон. Такі перетворення нейтронів в протони були виявлені ще у 1950 році при дослідженні потужних нейтронних пучків атомних реакторів. Процес перетворення нейтрона в протон в ядрах атомів супроводжується виконанням законів збереження електричних зарядів, імпульсу, масових чисел, лептонних зарядів та ін. Крім того, таке перетворення енергетично можливе, тому що маса нейтрона в спокої перевищує масу атома водню, тобто протона і електрона разом узятих. Різниця в масах нейтрона й протона з електроном дорівнює 0.782 МєВ. За рахунок цієї енергії може відбуватись самочинне перетворення нейтрона в протон. При позитронному розпаді, тобто процесі перетворення одного із протонів ядра в нейтрон, недостаток енергії для такого перетворення доповнюється ядром (3.2.2.9)
де нейтрино, відрізняється від антинейтрино лише знаком лептонного заряду (для нейтрино –1, а для антинейтрино +1). Випадків перетворення вільного протона в нейтрон з випромінюванням нейтрино й позитрона поки що не спостерігалось. Такі перетворення заборонені законом збереження маси (баріонного заряду). Третій вид b- радіоактивності – електронне захоплення було відкрите ще у 1937 році американськими фізиками. Цей вид радіоактивності полягає в тому, що ядром можуть бути захоплені електрони з електронної оболонки власного атома. При цьому це можуть бути K-, L-, M- електрони. Те, що такий процес можливий, пояснюється в квантовій механіці. З квантової точки зору електронних орбіт в атомах не існує через хвильові властивості електронів. Перебування електронів на оболонках має імовірнісний характер. Перебування електронів біля ядра і навіть у ядрі законами квантової механіки не забороняється. Тому в тих випадках, коли материнське ядро дещо перенасичене протонами, можливий електронний захват згідно з схемою:
(3.2.2.10)
Електронний захват завжди супроводжується рентгенівським випромінюванням. Енергетичний спектр b- випромінювання є завжди суцільним з різкою межею для деякої максимальної енергії Еmax (рис.3.2.2.). Гіпотеза про те, що b- частинки народжуються лише певних енергій, а потім частину її втрачають при вилітанні з ядер, не підтверджується експериментально. Все пояснюється дуже просто: це перш за все процес народження двох частинок – електрона й антинейтрино або позитрона й нейтрино. У випадку, коли електрон має енергію Еmax, антинейтрино має енергію рівну нулю. Між двома частинками в процесі радіоактивного розпаду енергія розподіляється довільно.
Якщо ядро збуджене і знаходиться в стані з більш високою енергією, то воно може самочинно перейти на більш низький енергетичний рівень, випустивши при цьому фотон. Відстані між енергетичними рівнями ядер складають величину порядку 1-2 МеВ. Тому енергії фотонів, які випускаються ядрами, в сотні і тисячі разів перевищують енергію фотонів атомних оболонок. Такі високо енергетичні фотони, які випускаються ядрами атомів, називаються гамма-фотонами або гамма-квантами. Установлено, що гамма-випромінювання ядер не є самостійним видом радіоактивності. Цей вид випромінювання завжди супроводжується a- і b- випромінюванням. Гамма-кванти є продуктом випромінювання не материнських а дочірніх ядер. За проміжок часу 10-13 – 10-14с дочірнє ядро переходить у нормальний або у менш збуджений стан, випромінюючи при цьому g- кванти строго відповідних енергій. Тому спектр g- випромінювання має дискретний характер. При g- випромінюванні масове число А і зарядове число Z не змінюються, тому таке випромінювання не описується жодним правилом зміщення. При радіоактивних розпадах різних ядер g- кванти можуть мати енергію від 10 кеВ до 5 МеВ.
Гамма-кванти мають нульову масу спокою, а тому не сповільнюються середовищем. При проходженні g- квантів через середовище вони можуть або поглинатись, або розсіюватись. Гамма-промені відносяться до сильно проникаючого випромі-нювання в речовині. Проходячи крізь речовину γ- кванти взаємодіють з атомами, електронами і ядрами, у результаті чого їх інтенсивність зменшується. Знайдемо закон ослаблення паралельного моноенергетичного пучка γ- квантів у плоскій мішені. Нехай на поверхню плоскої мішені перпендикулярно до неї падає потік γ- квантів І о (рис.2.3). Ослаблення пучка в речовині викликається поглинанням і розсіюванням γ- квантів. Рис.2.3 Розсіяний γ- квант втрачає частину своєї енергії при зіткненні з електронами і змінює напрямок свого поширення. На відстані х від зовнішньої поверхні потік γ- квантів ослабляється до величини І ( х). У тонкому шарі мішені товщиною dx з потоку виводиться dІ γ- квантів. Величина dІ пропорційна потоку І (х) на поверхні шару і товщині шару dx: . (3.2.3.1) Знак мінус у правій частині рівняння показує, що в шарі потік зменшується на dІ γ- квантів. Перепишемо це рівняння у вигляді: . (3.2.3.2) Коефіцієнт пропорційності μ називають повним лінійним коефіцієнтом ослаблення. Він має розмірність см-1 і чисельно дорівнює долі моноенергетичних γ- квантів, які вибувають з паралельного пучка на одиниці шляху випромінювання в речовині. Повний лінійний коефіцієнт ослаблення залежить від густини, порядкового номера речовини, а також від енергії γ- квантів: . (3.2.3.3) Помножимо ліву і праву частини рівняння (3.2.3.2) на dx, а потім проінтегруємо його в межах від 0 до х, одержимо: . (3.2.3.4) Після потенціювання одержимо закон Бугера ослаблення паралель-ного моно енергетичного пучка γ - квантів у речовині: . (3.2.3.5) При проходженні товщини речовини, рівної шару половинного ослаблення d1/2, потік γ- квантів зменшиться у два рази. Повний лінійний коефіцієнт ослаблення і шар половинного ослаблення пов'язані між собою рівнянням: . (3.2.3.6) Повний лінійний коефіцієнт ослаблення пропорційний густини речовини. Якщо розділити його на густину, то одержимо масовий коефіцієнт ослаблення: . (3.2.3.7) Величину μm вимірюють у квадратних сантиметрах на грам (см2 /г). Він чисельно дорівнює частині моноенергетичних γ- квантів, які вибувають з пучка при проходженні шару мішені товщиною 1г/см2. Коефіцієнт μm залежить від порядкового номера хімічного елемента речовини й енергії γ- квантів: . (3.2.3.8) Речовини з однаковими ефективними порядковими номерами мають рівні масові коефіцієнти ослаблення. Так, масові коефіцієнти ослаблення води, кисню, азоту, повітря, вуглецю і живої тканини мало відрізняються один від одного, тому що їх ефективні порядкові номери близькі за величиною. Після заміни закон ослаблення (3.2.3.5) перепишеться у вигляді: (3.2.3.9) де - маса в грамах шару речовини товщиною х і площею поперечного перерізу 1 см2. Зменшення гамма-квантів в пучку обумовлюється трьома основними, незалежними процесами: фотоефектом, комптон-ефектом і ефектом утворення електрон-позитронної пари. Кожний з цих ефектів характеризує взаємодію γ- квантів відповідно з атомами, електронами і ядрами. Унаслідок цього і повний лінійний коефіцієнт ослаблення дорівнює сумі трьох незалежних лінійних коефіцієнтів - фотоефекта μф, комптон-ефекту μк й ефекту утворення пара μп: . (3.2.3.10) Кожний із коефіцієнтів по-різному залежить від порядкового номера елемента в таблиці Менделєєва й енергії гамма-квантів. Фотоефект. Фотоефектом називається така взаємодія γ- кванта з атомом, при якому γ - квант поглинається повністю (зникає), а з атома виривається електрон. Одна частина енергії γ- кванта Ej витрачається на розрив зв'язку електрона з ядром εе-, інша частина перетворюється в кінетичну енергію електрона Eе-: . (3.2.3.11) Перша особливість фотоефекта полягає в тому, що він відбувається тільки тоді, коли енергія γ - кванта більша за енергію зв'язку електрона в оболонці атома. Фотоелектрон рухається майже перпендикулярно до напрямку поширення поглинутого γ- кванта (рис. 2.3). Рух фотоелектрона збігається з напрямком коливання електричної напруженості електромагнетного поля. Це показує, що фотоелектрон виривається з атома електричними силами. Друга особливість фотоефекту - збільшення фотоелектричного поглинання γ- квантів з ростом енергії зв'язку електронів в атомі. Фотоефект практично не спостерігається на слабко зв'язаних електронах атома. При енергії γ- кванта >>εe- їх можна вважати вільними. Такий електрон не може поглинати γ- квант. Це випливає із законів збереження енергії й імпульсу: . (3.2.3.12) Фотоефект в основному відбувається на К - і L - оболонках атомів. Згідно з другим рівнянням вільний електрон, поглинувши γ- квант, повинен був би рухатися зі швидкістю, у два рази більшою за швидкість світла, що заперечує теорія відносності. Лінійний коефіцієнт ослаблення фотоефекту μф різко зменшується із збільшенням енергії, і при енергіях понад 10 МеВ у свинці практично не виникають фотоелектрони. Комптон-ефект. На слабко зв'язаних атомних електронах відбувається розсіювання γ-квантів, яке називається комптон- ефектом. Взаємодія γ-кванта з електроном у комптон-ефекті це пружне зіткнення двох кульок з масами і mе (див. рис.3.2.3). У кожному пружному зіткненні γ - квант передає частину своєї енергії електрону і розсіюється. Оскільки розсіювання γ - квантів залежить від концентрації атомних електронів Ne~z, то і комптон - ефект визначається порядковим номером речовини z. Розсіювання γ – квантів відбувається головним чином на слабо зв’язаних електронах зовнішніх оболонок атомів. Рис. 3.2.3 Лінійний коефіцієнт ослаблення комптон - ефекту μк пропорційний відношенню z/Ej. Тому зі збільшенням енергії доля розсіяних γ - квантів зменшується. У свинці комптон - ефект починає переважати над фотоефектом в енергетичній області Ej > 0.5 МеВ (див. рис.2.4). Зменшення коефіцієнта μк із збільшенням енергії γ - квантів більш плавне, ніж коефіцієнта μф. Тому в області енергії Ej > 0.5 МеВ у свинці утвориться більше комптон - електронів, ніж фотоелектронів. Комптон - ефект стає незначним при енергіях понад 50 - 100 МеВ. Утворення електрон-позитронних пар. Гамма - квант у полі ядра може утворити пару частинок: електрон і позитрон (див. рис.3.2.4). Вся енергія γ - кванта перетворюється в енергію спокою електрона й позитрона 2mеc2 і в кінетичні енергії цих частинок Eе і Eе-. Умова утворення електрон-позитронної пари знаходиться із закону збереження енергії: hv =2mec2+Ee-+Ee+ . (3.2.3.13) Пари частинок виникають тільки в тому випадку, якщо енергія γ - кванта перевищує подвоєну масу спокою електрона, рівну 1.02 МеВ. Поза полем ядра або, скажимо електрисним полем зарядженої частинки, γ - кванту заборонено перетворюватися в пару частинок, тому що в цьому випадку порушується закон збереження імпульсу. Це випливає, наприклад, із граничної умови утворення пари. Гамма - квант з енергією 1.02 МеВ енергетично може породити електрон і позитрон. Однак їх імпульс буде дорівнювати нулю, тоді як імпульс γ - кванта дорівнює hv/c, тобто не може дорівнювати нулю. У полі ядра імпульс і енергія γ - кванта розподіляються між електроном, позитроном і ядром без порушень законів збереження енергії й імпульсу. Маса ядра незрівнянно більша маси електрона і позитрона, тому воно одержує дуже малу частку енергії. В цьому випадку вся енергія γ – кванта перетворюється в енергію електрона й позитрона. Лінійний коефіцієнт ослаблення, пов’язаний з утворенням електрон-позитронної пари μп пропорційний z2/lnEj. Цей ефект помітний у важких речовинах при великих енергіях. Коефіцієнт μп стає відмінним від нуля при граничній енергії Ej = 1.02 МеВ. Починаючи з енергії 10 МеВ основне поглинання γ - квантів відбувається в полі ядра. Повний лінійний коефіцієнт ослаблення μ як сума трьох коефіцієнтів із збільшенням енергії спочатку зменшується (див. рис.3.2.4) приймаючи мінімальне значення при енергії 3 МеВ, а потім збільшується. Такий хід кривої пояснюється тим, що при низьких енергіях залежність μ (Ej) обумовлюється фотоефектом і комптон- ефектом, а вже при енергіях більших за 3 МеВ, у коефіцієнт μ основний внесок дає ефект утворення електрон-позитронної пари. Свинець найбільш прозорий для γ - квантів з енергією близько 3 МеВ. Рис. 3.2.4 Взаємодія випромінювання з речовиною відбувається в одних ефектах поглинанням γ - квантів (фотоефект, утворення пар), в інших розсіюванням (комптон - ефект). Тому повний лінійний коефіцієнт часто поділяють на дві складові: , (3.2.3.14) де μа = μф +μп - лінійний коефіцієнт поглинання; μs = μк - лінійний коефіцієнт розсіювання.
Використовуючи лінійний коефіцієнт поглинання легко розрахувати енергію випромінювання Е, поглинену в одиниці об'єму речовини. Якщо потік моноенергетичних γ - квантів з енергією Ej дорівнює Ф, то: . (3.2.3.15) Процес перетворення g-кванта в електрон-позитронну пару записують так: (3.2.3.16)
де - електрон; - позитрон. Зворотний процес взаємодії позитрона й електрона називаються анігіляцією (3.2.3.17)
При проходженні g- променів у речовині наряду із фотоефектом, комптонівським розсіюванням і утворенням електрон-позитронних пар, спостерігаються також резонансні явища. Якщо ядро опромінювати g- квантами з енергією, яка дорівнює різниці одного із збуджених нуклонних рівнів і основного енергетичного стану ядра, то спостерігається резонансне поглинання g-випромінювання ядрами. Ядра здатні поглинати енергію g-квантів в тих випадках, коли вони можуть випромінювати такі ж g-кванти у випадку збудженого стану. Це явище вперше спостерігав у 1958 році Мессбауер, яке на його честь було названо ефектом Мессбауера. Явище Мессбауера має досить широке використання в медичній діагностиці.
Дата добавления: 2015-05-24; Просмотров: 761; Нарушение авторских прав?; Мы поможем в написании вашей работы! Нам важно ваше мнение! Был ли полезен опубликованный материал? Да | Нет |