Радиоактивность и её закономерности

Курсовая работа

Выполнил студент гр. 110129 Малиновский А.А.

БГПА

Кафедра физики

РГР

Минск 2000

АЛЬФА-ЛУЧИ. а-лучи тАФ один из видов излучений радиоактивных атомных ядер; состоят из а-частиц.

Основным источником А.-л. являются естественные радиоактивные изотопы, многие из которых испускают при распаде а-частицы с энергией от 3,98 до 8,78 МэВ. Благодаря большой энергии, двукратной (по сравнению с другими видами ионизирующих излучений) скорости движения (от 1,4В·10⁹ до 2,0В·10⁹ см/с) а-частицы создают очень большое число ионов, густо расположенных по их пути (до 254 тыс. пар). При этом они быстро расходуют свою энергию, превращаясь в обычные атомы гелия. Пробеги а-частиц в воздухе при нормальных условиях тАФ от 2,5 до 8,17 см; в биологических средах тАФ сотые доли миллиметра.

Линейная плотность ионизации, создаваемой а-частицами, достигает нескольких тысяч пар ионов на 1 микрон пути в тканях.

Ионизация, производимая А.-л., обусловливает ряд особенностей в тех химических реакциях, которые протекают в веществе, в частности, в живой ткани (образование сильных окислителей, свободного водорода и кислорода и др.). Эти радиохимические реакции, протекающие в биологических тканях под воздействием А.-л., в свою очередь, вызывают особую, большую, чем у других видов ионизирующих излучений, биологическую эффективность А.-л. По сравнению с рентгеновским, β- и γ-излучением относительная биологическая эффективность а-излучения (ОБЭ) принимается равной 10, хотя в различных случаях она может изменяться в широких пределах. Как и другие виды ионизирующих излучений, А.-л. применяются для лечения больных с различными заболеваниями.

БЕТА-ЛУЧИ, бета-частицытАФпоток электронов или позитронов, испускаемых ядрами радиоактивных элементов при их β -распаде. Масса β -частиц в абсолютном выражении равна 9,106В·10^-28 г. Б.-ч. могут иметь отрицательный заряд электричества, если состоят из потока электронов, и положительный, если состоят из потока позитронов. Имея заряд, Б.-ч. под действием электрического и магнитного полей отклоняются от прямолинейного направления. Б.-ч. одного и того же радиоактивного элемента обладают различным запасом энергии. Это объясняется природой β-распада радиоактивных ядер, при котором образующаяся энергия распределяется между дочерним ядром, β-частицей и нейтрино в различных соотношениях (нейтрино тАФ нейтральная частица с массой, близкой к нулю, возникающая при β-распаде). Таким образом, энергетический спектр Б.-ч.тАФ сложный и непрерывный, т. е. от нуля до какого-то максимального значения. Максимальная энергия лежит в пределах от 0,018 до 13,5 МэВ. Б.-ч. распространяются в среде со скоростью порядка 1В·10¹⁰ тАФ 2,89В·10'В° см/с, что составляет 0,29тАФ0,99 скорости света.

Путь (пробег) Б.-ч. в средах различен и зависит от энергии частиц и плотности среды. Мягкие β-лучи (с энергией меньше 0,1 МэВ) проходят путь в воздухе 10 см, в биологических тканях 0,16 мм, а жесткие (с энергией больше 1 МэВ) тАФсоответственно 11 и 17,5 мм. Проникающая способность Б.-ч. примерно в 100 раз выше, чем а-частиц.

Большую часть своей энергии при взаимодействии Б.-ч. тратят на ионизацию и возбуждение атомов среды и частично на рассеяние.

Полная и удельная ионизация, создаваемая Б.-ч., значительно меньше, чем у а-частиц. При энергии Б.-ч., равной 0,045 МэВ, плотность ионизации в воздухе составляет 23 пары, а при энергии в 1 МэВ тАФ только 5 пар ионов на 1 мм пути. Такое взаимодействие характерно для мягкого (3-излучения. У Б.-ч. высоких энергий наряду с указанной формой потери энергии имеет место взаимодействие с полем ядра. Проходя вблизи ядра, такие Б.-ч. тормозятся, на что тратят часть своей энергии. Последняя излучается в виде квантов тормозного рентгеновского излучения, интенсивность которого возрастает с увеличением порядкового номера вещества-поглотителя. Поэтому для защиты от β-излучения используются материалы, состоящие из элементов с малым порядковым номером (стекло, алюминий, плексиглас, полимеры и др.). Патогенетическое действие Б.-ч. на организм животного зависит от длительности воздействия и дозы поглощенной энергии.

Радиоактивные изотопы, излучающие Б.-ч., широко применяются в опытах на животных (метод меченых атомов) при изучении различных сторон жизнедеятельности организма.

ГАММА-ЛУЧИ, γ-лучи тАФ коротковолновое электромагнитное излучение, испускаемое возбужденными атомными ядрами. Г.-л. наблюдаются при радиоактивном превращении атомных ядер и ядерных реакциях. На ранних этапах развития ядерной физики так было названо излучение, испускаемое радиоактивными веществами, которое в отличие от а- и β-лучей не отклонялось электрическим и магнитным полями и обладало значительно большей проникающей способностью (рис. 1). Позже было установлено, что в отличие от а- и β-рас-пада γ -переходы происходят между различными энергетическими состояниями одного и того же ядра без изменения его заряда, атомного номера 2 и массового числа А.

Термин Влγ-лучиВ» в некоторых случаях применяется также для обозначения электромагнитного излучения любой природы, если его энергия больше 100 кэВ. Так, коротковолновое излучение, возникающее при ускоренном движении быстрых заряженных частиц, иногда называют рентгеновскими лучами сплошного спектра, если энергия излучения меньше ~ 100 кэВ, и γ -лучами сплошного спектра, если его энергия боль-ше~ 100 кэВ

При радиоактивном распаде ядер обычно наблюдаются γ -кванты с энергиями от~10 кэВ до ~5 МэВ, а при ядерных реакциях встречаются Г.-л. и с большими энергиями тАФ до 20 МэВ. Энергия γ -кванта, испускаемого при переходе возбужденного ядра в более низкое энергетическое соотношение, равна разности энергии уровней i и f, между которыми происходит γ -переход:

е_ =е_i -E_f

Вследствие этого γ -излучение ядер имеет линейчатый спектр. В отличие от оптики, где под спектром понимается распределение энергии получения по длинам волн, γ -спектр представляется в виде распределения числа γ-квантов по энерги-,ям. γ -лучи поглощаются органами и тканями слабее, чем рентгеновские. Поэтому γ-лучевое воздействие относительно равномерное. Рентгеновские лучи, имеющие меньшую энергию, дают более неравномерное дозное распределение из-за поглощения их кожей и нижележащими тканями. Это следует иметь в виду при облучении экспериментальных животных и в клинической практике.

Космические лучи. До создания мощных ускорителей заряженных частиц космическое излучение было единственным источником частиц с энергией, достаточной для образования мезонов и гиперонов. Позитрон, мюоны, π-мезоны и многие странные частицы (см. Вз 79) были обнаружены в составе космических лучей.

Различают первичные и вторичные космические луч и. Первичные лучи представляют собой непрерывно падающий на Землю поток атомных ядер (в основном протонов) высокой энергии (в среднем ~ 10 ГэВ, энергия отдельных частиц достигает 10¹⁰ ГэВ). Частицы первичных космических лучей претерпевают неупругие столкновения с ядрами атомов в верхних слоях атмосферы, в результате чего возникает вторичное излучение. На высотах ниже 20 км космические лучи практически полностью носят вторичный характер. Во вторичном излучении встречаются вес известные в настоящее время элементарные частицы.

Интенсивность первичных космических лучей на границе атмосферы (т. е. на высоте ~ 50 км) составляет примерно 1 част/(см²-с). Поток заряженных частиц на уровне моря равен в среднем ~2В·10^-2 част/(см2-с). Существование магнитного поля Земли приводит к тому, что интенсивность космических лучей меняется с широтой. Это явление называется широтным эффектом.

С помощью приборов, установленных на искусственных спутниках Земли и космических ракетах, были открыты вблизи Земли радиационные пояса, которые представляют собой две окружающие Землю зоны с резко повышенной интенсивностью ионизирующего излучения. Их существование обусловлено захватом и удержанием заряженных космических частиц магнитным полем Земли. В плоскости экватора внутренний пояс радиации простирается от 600 до 6000 км, внешний пояс тАФот 20000 до 60000 км. На широтах 60тАФ70В° оба пояса приближаются к Земле на расстояние в несколько сот километров.

В составе вторичных космических лучей имеются две компоненты. Одна из них сильно поглощается свинцом и поэтому была названа мягкой; вторая же проникает через большие толщи свинца и получила название жесткой.

Мягкая компонента состоит из каскадов пли ливней электронно-позитронных пар. Возникший в результате распада πВ° -мезона (см. (69.4)) или резкого торможения быстрого электрона γ-фотон, пролетая вблизи атомного ядра, создает электронно-позитронную пару. Торможение этих частиц снова приводит к образованию γ-фотонов, и т. д. Процессы рождения нар и возникновения γ-квантов чередуются друг с другом до тех пор пока энергия γ-фотонов не станет недостаточной для образования пар. Поскольку энергия первоначального фотона бывает очень большой, успевает возникнуть много поколений вторичных частиц, прежде чем прекращается развитие ливня.

Жесткая, проникающая компонента космических лучей состоит в основном из мюонов. Ее образование происходит преимущественно в верхних и средних слоях атмосферы за счет распада заряженных π-мезонов.

С появлением ускорителей, позволяющих ускорять частицы до энергий в сотни ГэВ, космические лучи утратили свое исключительное значение при изучении элементарных частиц. Однако они по-прежнему остаются единственным источником частиц сверхвысоких энергий.

Вз 2. Методы регистрации радиоактивного излучения

ДОЗИМЕТРИЧЕСКАЯ АППАРАТУРА тАФ служит для из мерения уровней воздействия излучений. В соответствии с видами дозиметрического контроля Д. а. делится на шесть групп.

К первой группе относятся приборы, предназначенные для измерения мощности дозы у-лучей и потоков нейтронов. Для измерения мощности дозы y-лучей от 0,5 мкР/с и выше используются микроренгенметры тАФ переносные приборы с питанием от сети переменного тока (типа ВлКактусВ») и батарейным питанием; датчиками в них являются ионизационные камеры, стенки которых изготовлены из воздухоэквивалентных материалов (например из плексигласа).

Для измерения доз рентгеновского и у-излучений при рент-гено- и у-терапии применяются рентгенметры типа РМ-1 и КРМ-1. датчиками в которых являются малые ионизационные камеры различных объемов со стенками различной толщины. Отсчет дозы в рентгенах производится по выходному стрелочному прибору. В рентгенометрах имеется приспособление (реле дозы) для прекращения облучения по достижении заданной дозы. Такие приборы позволяют проводить измерения дозы в пределах 0,001тАФ50000 Р в диапазоне энергий от 6 кэВ до 1тАФ2 МэВ.

Для измерения малых мощностей доз γ-лучей от естественного фона и выше используются приборы с датчиками в виде газонаполненных или сцинтилляционных счетчиков. Эти приборы применяются также для целей геологоразведки. Приборы с газонаполненными и сцинтилляционными счетчиками обладают большим Влходом с жесткостьюВ» и являются индикаторными приборами, т. е. могут быть отградуированы в мкР/ч только для данного спектра γ-квантов. Прибором такого типа является прибор ВлВыстрелВ» с газонаполненным счетчиком и прибор ВлСвет-3В» со сцинтилляционным счетчиком.

Наиболее трудной задачей дозиметрии является измерение потоков и доз нейтронов, так как нейтроны разных энергий различным образом взаимодействуют с веществом. В настоящее время промышленность СНГ выпускает два типа приборов для регистрации тепловых и быстрых нейтронов в присутствии у-фона до 200 мкР/с: сетевой прибор ВлЭфир-1В» и переносной ВлЭфир-2В». Эти приборы позволяют определять потоки тепловых нейтронов в пределах 100тАФ5000 нейтронов на см²в 1 с и потоки быстрых нейтронов от 10 до 3500 нейтронов на см² в 1 с в диапазоне энергий от 0,5 до 14 МэВ.

Ко второй группе относятся приборы с датчиками измерения потоков а- и B-частиц с загрязненных поверхностей. Для измерения а-частиц применяются датчики со сцинтиллятором из ZnS-Ag либо воздушные (с воздушным наполнением) плоские многонитные пропорциональные счетчики. Для измерения B-частиц применяются датчики в виде нескольких B-счетчиков. Прибор типа ВлТисcВ» имеет три таких датчика и производит регистрацию а- и B-частиц, испущенных с определенной площади поверхности (в импульсах в минуту), как по механическому счетчику, так и по выходному стрелочному прибору. Приборы типа ВлТисcВ» снабжены сигнальным устройством с переменным порогом сигнализации. Существуют приборы, служащие для сигнализации о превышении допустимых уровней загрязненности тела и спецодежды Р- и у-активными веществами. Установка СУ-1 такого типа имеет 12 каналов и 12 датчиков в виде групп B-счетчиков в кожухе, защищающем от внешнего у-излучения.

К третьей группе относятся установки для измерения загрязненности воздуха активными газами и активными аэрозолями. Для измерения значительных концентраций а- и B-активных газов в воздухе применяются ионизационные камеры, соединенные с чувствительными электрометрами. Наиболее точные измерения концентраций B-активных газов в воздухе производятся с помощью B-счетчиков, помещенных в замкнутом объеме, наполненном загрязненным воздухом.

Для измерения концентрации в воздухе а- и р-активных аэрозолей последние улавливаются либо мембранными фильтрами при прокачивании через них воздуха (бумажные, картонные, асбестовые и т. д.), либо осаждаются на мишени-электроде методом электроосаждения. Этот метод используется в электрофильтрах.

К четвертой группе относятся радиометрические установки с датчиками в виде газонаполненных и сцинтилляционных счетчиков, служащие для измерения абсолютной активности проб воды и пищевых продуктов.

К пятой группе относятся комплекты аппаратуры для измерения индивидуальных доз у-лучей и нейтронов. Для измерения доз у-лучей применяются: 1) кассеты с фотопленкой и выравнивающими экранами для уменьшения Влхода с жесткостьюВ». Дозы у-лучей определяются по почернению пленки. Диапазон измерения доз при применении пленок различной чувствительности тАФ от 0,1 до 1000 Р и выше; 2) малые ионизационные камеры из воздухоэквивалентных материалов. Дозы y-лучей определяют по спаду потенциала центрального электрода камеры в диапазоне от 0,02 до 20 Р для энергий у-квантов от 0,1 до 2 МэВ; 3) карманные дозиметры на три диапазона доз: до 0,2 Р, 5 и 50 Р (КД тАФ 0,2, КД-5 и КД-50), позволяющие производить отсчет дозы в процессе работы. Дозиметры КД представляют собой ионизационные камеры, внутренний электрод которых соединен с подвижной нитью. Пропорциональное дозе отклонение нити измеряется с помощью окулярной и шкалы малогабаритного микроскопа.

К шестой группе относятся установки для измерения внешнего излучения от людей и измерения активности выдыхаемого воздуха. Существуют большие полые сцинтилляционные счетчики и счетные спектрометрические установки с большими кристаллами из Nal для регистрации внешних излучений от людей, предназначенные для изучения естественного у-излуче-ния людей и определения содержания в организме искусственно-радиоактивных у-излучателей и жестких B-излучателей (например, ⁹⁰Sr+⁹⁰V) по их тормозному излучению. Кроме того, существуют установки для определения содержания активных веществ в организме по активности выдыхаемого воздуха. Так, например, по содержанию радона в выдыхаемом воздухе определяют количество радия в организме.

Вз3. Закон радиоактивного распада. Период полураспада

Отдельные радиоактивные ядра претерпевают превращение независимо друг от друга. Поэтому ыожно считать, что количество ядер dN, распадающихся за малый промежуток времени dt, пропорционально как числу имеющихся ядер N, так и промежутку времени dt:

dN=-λNdt.

Здесь λ.тАФхарактерная для радиоактивного вещества константа, назывемая постоянной распада. Знак минус взят для того, чтобы dN можно было рассматривать как приращениечисла нераспавшнлся ядер N.

Интегрирование этого выражения приводит к соотношению

N=N₀e^-^λt

где NотАФколичество ядер в начальный момент, NтАФколичество нераспавшпхся атомов в момент времени t. Эта формула выражает закон радиоактивного превращения. Этот закон весьма прост: число нераспавшихся ядер убывает со временем по экспоненте.

Количество ядер, распавшихся за время t, определяется выражением

No-N=No(1-e^-λt).

Время, за которое распадается половина первоначального количества ядер, называется периодом полураспада Т. Это время определяется условием

Откуда

Период полураспада для известных в настоящее время радиоактивных ядер находится в пределах от 3*^10-7 с до 5*10¹⁵ лет.

Найдем среднее время жизни радиоактивного ядра. Количество ядер dN(t), испытывающих превращение за промежуток времени от t до t + dt, определяется модулем выражения: dN(t) = λN(t)dt. Время жизни каждого из этих ядер равно t. Следовательно, сумма времен жизни всех No имевшихся первоначально ядер получается путем интегрирования выражения tdN(t). Разделив эту сумму на число ядер No, получим среднее время жизни τ радиоактивного ядра:

Таким образом, среднее время жизни есть величина, обратная постоянной распада λ:

Сравнение с показывает, что период полураспада Т отличается от τ числовым множителем, равным In 2.

Вз 4. Виды радиоактивного распада ядер

АЛЬФА-РАСПАД тАФ испускание а-частиц атомными ядрами в процессе самопроизвольного радиоактивного распада. В результате А.-р. ВлматеринскоеВ» ядро с зарядом Z и массовым числом А превращается в новое ВлдочернееВ» ядро с зарядом Z-2 и массовым числом А-4.

Известно около 160 а-активных ядер. Подавляющая часть их распадается в конце периодической системы и обладает Z>82. Несколько а-активных ядер (например, ¹⁴⁶₆₂Sm) имеется в области редких земель. а-активные ядра в области Z<82 наблюдаются почти исключительно среди нейтронодефицитных ядер (ядер с непропорционально малым числом нейтронов), сильно неустойчивых по отношению к К-захвату и испусканию позитронов.

Времена жизни а-активных ядер колеблются в очень широких пределах: от 3В·10-⁷ с для ²¹²Ро до 5-10¹⁵ лет для ¹⁴²Се. Энергии А.-р. всех тяжелых ядер заключены в пределах 4тАФ 9 МэВ; энергии А.-р. ядер в области редких земель составляют 2тАФ4,5 МэВ.

В процессе А.-р. различают две стадии: образование а-частицы из нуклонов ядра и испускание а-частицы ядром. О первой стадии в настоящее время почти ничего не известно. Ясно, однако, что образование а-частиц происходит с заметной вероятностью и поэтому мало сказывается на времени жизни а-активных ядер, которые определяются второй, существенно более медленной стадией процесса.

БЕТА-РАСПАД тАФ радиоактивный распад атомного ядра, сопровождающийся вылетом из ядра электрона или позитрона. Этот процесс обусловлен самопроизвольным превращением одного из нуклонов ядра в нуклон другого рода: либо нейтрона (п) в протон (р), либо протона в нейтрон. В первом случае из ядра вылетает электрон (е^-) и происходит так называемый β^-распад. Вылетающие при Б.-р. электроны и позитроны носят общее название бета-частиц. Взаимные превращения нуклонов сопровождаются появлением еще одной частицы нейтрино (ν) в случае β⁺-распада или антинейтрино (Z) в случае β^-распада. При β^-распаде число протонов (Z) в ядре увеличивается на единицу, а число нейтронов уменьшается на единицу. Массовое число ядра А, равное общему числу нуклонов в ядре, не меняется, и ядро-продукт представляет собой изобар исходного ядра, стоящий от него по соседству справа в периодической системе элементов. Наоборот, при β⁺распаде число протонов уменьшается на единицу, а число нейтронов увеличивается на единицу и образуется изобар, стоящий по соседству слева от исходного ядра. Символически оба процесса Б.-р. записываются в следующем виде:

где X-символ ядра, состоящего из Z-протонов,AzтАФнейтронов.

Простейшим примером р~-распада является превращение свободного нейтрона в протон с испусканием электрона и антинейтрино (период полураспада нейтрона ≈13 мин):

Б.-р. наблюдается как у естественно-радиоактивных, так и у искусственно-радиоактивных изотопов. Для того, чтобы ядро было неустойчиво по отношению к одному из типов Р-превращения (т. е. могло испытать Б.-р.), сумма масс частиц в левой части уравнения реакции должна быть больше суммы масс продуктов превращения. Поэтому при Б.-р. происходит выделение энергии. Энергию Б.-р. Ер можно вычислить по этой разности масс, пользуясь соотношением Е==МС², где С тАФ скорость света в вакууме. В случае β^-распада

E_β-=(M_z-M_z₊₁)C²,

где М тАФ масса нейтральных атомов. В случае β⁺-распада нейтральный атом теряет один из электронов в своей оболочке, и энергия Б.-р. равна

E_β=(M_z-M_z-1-2m_e)C²,

где m_e тАФ масса электрона.

Энергия Б.-р. распределяется между тремя частицами: электроном (или позитроном), антинейтрино (или нейтрино) и ядром; каждая из легких частиц может уносить практически любую энергию от 0 до Е_β, т. е. их энергетические спектры являются сплошными. Лишь при К-захвате нейтрино уносит всегда одну и ту же энергию.

Итак, при β^-распаде масса исходного атома превышает массу конечного атома, а при β⁺распаде это превращение составляет не менее двух электронных масс.

Б.-р. имеет место у элементов всех частей периодической системы. Тенденция к β-превращению возникает вследствие наличия у ряда изотопов избытка нейтронов или протонов по сравнению.с тем количеством, которое отвечает максимальной устойчивости. Таким образом, тенденция к β⁺-распаду или К-захвату характерна для нейтронодефицитных, а тенденция к β^-распаду тАФ для нейтроноизбыточных изотопов.

ЭЛЕКТРОННЫЙ ЗАХВАТ тАФ вид радиоактивного превращения, при котором ядро атома захватывает электрон из своей электронной оболочки, в результате чего один из протонов ядра превращается в нейтрон с выделением нейтрона. Заряд ядра атома после Э. з. уменьшается на единицу, а массовое число не меняется. Э. з. обусловлен избытком протонов в соответствующем радионуклиде (см. Изотопы). При Э. з. наиболее вероятен захват электрона с ближайшего к ядру атома (см.) энергетического уровня (так называемый К-захват);

захват электрона со следующего (L) уровня примерно в 100 раз менее вероятен, чем К-захват. После поглощения электрона при Э. з. освободившееся место занимает электрон с более высокого энергетического уровня. При этом атом испускает характеристическое рентгеновское излучение (см.), по которому можно установить наличие Э. з. и определить количество радиоактивного вещества.

Вз 5. Задачи

задача 19.30

Какова была длина волны рентгеновского излучения, если при комптоновском рассеянии этого излучения графитом под углом 60⁰ длина волны рассеянного излучения оказалась равной 25,4 пм.

Дано:

λ=25,4 пм.

φ=60⁰

λ₀ - ?

решение:

лучи после рассеивания имеют большую длину волны чем до рассеивания.

Ответ: λ₀= 24,2 пм.

Задача 21.16

В результате распада 1 г. радия за год образовалось некоторая масса гелия, занимающего при нормальных условиях объём 0,043 см³. Найти из этих данных число Авагадро.

Дано:

m_Ra=10^-3 кг.

t=1 г.=32595960 с.

V=0,043∙10^-6 м³.

T_1/2=1590 л.= 5,014∙10¹⁰ с.

T=293 K.

p=10⁵ Па.