WWW.NET.KNIGI-X.RU
БЕСПЛАТНАЯ  ИНТЕРНЕТ  БИБЛИОТЕКА - Интернет ресурсы
 

Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 9 |

«ТОМНАЯ ФИЗИКА ТОМ ВТОРОЙ ЭЛ ЕКТРОН Н АЯ О Б О Л О Ч К А АТОМА И АТОМ НОЕ ЯД РО ИЗДАНИЕ ВТО РО Е, П Е РЕРАБО ТА Н Н О Е Допущено Министерством высшего образования ...»

-- [ Страница 4 ] --

Нейтрон способен превращаться в протон с испусканием элек­ трона и нейтрино п —* Р + в" -f- v.

6. Мезоны. Мезонами, или мезотронами, называются частицы, несущие положительный или отрицательный заряд и обладающие.массой, промежуточной между массой протона и массой электрона, на что прямо указывает их название («мезос»—по-гречески озна­ чает «средний»). Существование мезонов было первоначально тео­ ретически предсказано Юкавой, а затем (в 1937 г.) они были открыты в космических лучах (см. гл. XXIII). До самого послед­ него времени (начало 1948 г.) кбсмические лучи являлись.единственным известным источником мезонов. Источник этот — крайне слабый: на 1 смг земной поверхности в среднем падает 1 мезон в минуту. Ввиду этого, а также по ряду других при­ чин, экспериментальное изучение мезонов очень затруднитель­ но. В начале 1948 г. появились сообщения о том, что при ядерЭ Л Е М Е Н Т А Р Н Ы Е СО С Т А В Н Ы Е Ч А С ТИ Я Д Р А § 242] них реакциях под действием частиц сверхвысоких энергий I (а-частицы с энергией в 400MeV) удалось получить мезоны в лабораторных условиях (см. § 324). Это открытие, а также выполненные за последние годы работы по исследованию состава космического излучения на больших высотах и по изучению мед­ ленных мезонов с помощью метода фотопластинок, чрезвычайно расширили наши знания об этих своеобразных частицах и обна­ ружили в высшей степени сложную картину их свойств.

В настоящее время установлены следующие свойства мезонов:



j 1) существуют мезоны с электрическими зарядами двух знаков— положительным и отрицательным, равными по абсолютной вели­ чине электронному заряду (т. е. 4,8*10“10CGSE); 2) чаще всего ! встречаются мезоны с массой, примерно в 200 раз превосхо дящей массу электрона, однако наряду с этим встречаются мезоны как с меньшей ( ~ 100 те), так и с большей и даже значи­ тельно большей (см. § 318) массой. Существование «тяжёлых мезонов» в космических лучах доказано с достоверностью рабо­ тами экспедиции на г. Алагез в Армении под руководством А. И. Алиханова и А. И. Алиханяна. С другой стороны, исследо­ вание с помощью метода фотопластинок медленных мезонов, тормозящихся в фотоэмульсиях, также обнаружило существование нескольких групп мезопов, обладающих различными массами (275, 260, 205, 200) и различными свойствами. Среди искусст­ венно получаемых мезонов существуют как тяжёлые (285 те), так и лёгкие мезоны (216 т 3) относительно спина мезона в на­ п^)\ стоящее время достоверных сведений не имеется; на основании теоретических соображений следует предполагать, что спин мезона—целый (0 или 1); 4) мезоны неустойчивы; они испыты­ вают спонтанный распад. В настоящее время доказано, что существует два типа распада мезонов: один из них состоит в превращении более тяжёлых мезонов в более лёгкие, другой— радиоактивный распад с превращением в электрон (или позитрон) и нейтрино. Свойства мезонов детально рассмотрены в §316—324.

Имеются экспериментальные данные, пока ещё недостаточно проверенные, указывающие на существование мезонов без элек­ трического заряда. Для отличия от нейтронов и нейтрино их называют нейтретто.

–  –  –

мание,что число единиц положительного заряда ядра всегда меньше числа единиц массы. Из этого следует, что в состав ядра входят два сорта элементарных частиц: положительно заряженные и ней­ тральные. Число первых определяет заряд ядра Z, а разность меж­ ду массовым числом атома А (т. е. округлённой до целого числа массой атома) и зарядом атома— (А — Z)—даёт число нейтральных частиц. Поскольку массы атомов приближённо выражаются цели»

ми числами, обе единицы—заряженная и нейтральная— должны иметь приблизительно одинаковые массы. Две тяжёлые частицы с приблизительно одинаковыми массами, из которых одна заря­ жена положительно, а другая нейтральна, нам известны; э т о протон и нейтрон. Отсюда естественно напрашивается вывод,, что именно нейтроны и протоны являются элементарными состав­ ными частями ядра.

Конечно, для окончательного решения вопроса о природе элементарных единиц ядра необходимо принять во внимание все свойства ядра, а не только его заряд и массу. Одним из важней­ ших фактов, установленных в самом начале развития учения о строении атома, является способность некоторых тяжёлых ядер (урап, торий, радий) испытывать спонтанный распад. В частно­ сти, сразу же было достоверно установлено, что при таком распаде из ядра в некоторых случаях освобождаются электроны в виде так называемых fJ-частиц. Поскольку казалось очевидным, что из ядра могут освобождаться только те элементарные частицы, которые в нём уже имеются в готовом виде, вначале было сделано допущение, чтр ядро состоит из протонов и электронов; число протонов в этом случае должно равняться полному числу еди­ ниц массы, т. е. массовому числу атома А, а число электронов, которые своим отрицательным зарядом компенсировали бы часть положительного заряда протонов, должно равняться А — Z. Та­ кая гипотеза в то время, при крайне скудных сведениях о ядре, казалась тем более необходимой, что электронам можно было при­ писать, кроме того, роль своего рода «цемента», связывающего' в ядре одинаково заряженные протоны.

Эта гипотеза, однако, на основании современных знаний о при­ роде атомного ядра и свойствах элементарных частиц не выдер­ живает никакой критики. В самом деле, мы уже знаем, что важней­ шим свойством частиц— элементарных и составных— помимо заряда и массы является их спин. Рассмотрим поэтому таблицу на стр. 327, рде приведены результаты точного экспериментального определения спина различных ядер. Следующим за водородом в порядке увеличения массы является тяжёлый изотоп водорода — дейтерий. Зар яд его ядра равен 1, массовое число—2. С точки зрения протонно-электронной гипотезы в состав такого ядра должно входить три частицы: два протона и один электрон, компенсирую­ щий один заряд протона. Но так как спин каждой из 3 элементар?

Э Л Е М Е Н Т А Р Н Ы Е СО С Т А В Н Ы Е Ч А С ТИ Я Д Р А

§ 242] яых частиц равен */2, то спин ядра дейтерия должен быть «полуцелым», т. е. равняться */2 или ‘/а- На самом деле спин ядра дейте­ рия целый— он равен 1. Возьмём другой пример—основной ста­ бильный изотоп азота N 14. Согласно протонно-электронной гипо­ тезе в состав ядра N1 должно входить 14 протонов и 7 электро­ нов, т. е. всего 21 частица. Спин ядра, состоящего из нечётного числа частиц со спином */?» должен быть полуцелым, между тем «пин ядра Nu равен 1. Просматривая таблицу XXXIX, мы видим, что чётность или нечётность спина (целочисленный спин мы будем называть чётным, дробный— нечётным) зависит исключительно от массового числа: при чётных массовых числах спин всегда чёт­ ный (целый), при нечётных массовых числах— спин нечётный (дробный). Кроме затруднений со спином, имеется ещё целый ряд противоречий, связанных с предположением о том, что электроны входят в состав ядра. Одно из них, связанное с энергией, которую должен был бы иметь электрон, находясь внутри ядра, будет разо­ брано позднее (см. стр. 344).

Эти противоречия легко устраняются, если допустить, что в ядре вообще нет электронов и что оно построено только из тяжё­ лых частиц— протонов и нейтронов* Такая гипотеза была впер­ вые формулирована советским физиком Д. Д. Иваненко и вскоре после этого подробно развита Гейзенбергом. В настоящее время она является общепризнанной.

Возникает естественный вопрос: каким же образом из ядра могут вылетать электроны, если их там нет? Для ответа на этот вопрос следует вспомнить, что оболочку атома мы считаем построен­ ной только из электронов, хотя при изменении состояния атома из его оболочки вылетают не только электроны (ионизация), но йиогда и другие частицы—фотоны. Несмотря на это, мы не счи­ таем, что атомная оболочка построена из частиц двух сортов — электронов и фотонов, но представляем себе, что фотоны возни­ кают при переходе атома из одного состояния в другое за счёт энергии электромагнитного поля возбуждённого атома. Харак­ терно, что, в то время как при бомбардировке атома электронами или фотонами электроны вылетают из атомной оболочки мгновенно, освобождение фотонов никогда не происходит в момент возбуждения, но, как мы знаем, возбужденные атомы могут сохра­ нять состояние возбуждения в течение промежутков времени, весьма длительных (т — 10~7 —10"8 сек.) по сравнению с частотами колебаний электронов ( ~ 10'16 сект1).

Подобно этому, при обстреле атомных ядер электроны всегда выбрасываются с большим запаздыванием, так что по отношению к р-ра^паду возбуждённые ядра характеризуются определён­ ными, бс :ее или менее длительными временами жиЗни. Также и фотоны в виде у-лучей освобождаются из ядер с определён­ ным запаздыванием, хотя среднее время жизни ядра для выбрагл. XVIII

334 ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА АТОМНОГО ЯДРА





сывания у'фотона значительно меньше среднего времени жизни для освобождения фотонов из электронной оболочки атома. С дру­ гой стороны, мы уже знаем, что электроны и позитроны могут рождаться за счёт v-фотонов достаточной энергии.

Поэтому у нас есть все основания считать протоны и нейтроны элементарными частицами, способными к взаимным превращениям с освобождением позитронов или электронов по схеме р - п + е* + v, п — р + е~ + v (v — нейтрино). Можно также считать протон и нейтрон одной и той ж е элементарной частицей, способной находиться в двух состояниях—заряженном— в виде протона и нейтральном— в виде нейтрона. Эту ядерную элементарную частицу часто называют нуклеоном (от латинского слова «нуклеус»— ядро).

§ 243. Дефект массы и энергия связи Обратимся теперь к чрезвычайно важному вопросу об энергия связи ядра. Энергия связи отдельной элементарной частицы ядра равна той работе, которую нужно затратить, чтобы удалить эту частицу из ядра, не сообщив ей при этом никакой кинетической энергии, т. е. работе, которая как раз достаточна для освобожде­ ния частицы от её связей в ядре. Полная энергия связи ядра, оче­ видно, равна работе разделения ядра на образующие его элемен­ тарные частицы.

Для определения энергии связи нет необходимости в деталь­ ном знании свойств ядерных сил. Простую возможность для этого открывает применение закона сохранения энергии. В самом деле, если полная энергия связи равна Q, т. е. если нужно затратить Q единиц работы для того, чтобы разложить ядро на составляющие его протоны и нейтроны, то очевидно, что по закону сохранения энергии те же Q единиц должны освободиться при соединении этих протонов и нейтронов в ядро, каким бы путём это соединение мир происходило. Уже самое поверхностное изучение свойств атома убеждает нас в том, что энергия связи ядра очень велика. Доста­ точно вспомнить о необычайной устойчивости ядер, благодаря которой атомы сохраняют свою индивидуальность даже при тем­ пературах, господствующих в звёздных атмосферах, где спектро­ скоп обнаруживает те же химические элементы, что и на земле.

Итак, при образовании атомных ядер должны выделяться огром­ ные количества энергии. С другой стороны, теория относительно­ сти учит, что между энергией и массой имеется соотношения (см. т. I, стр. 206) Е — тс*, 335S

Д Е Ф Е К Т МАССЫ И ЭНЕРГИ Я СВЯЗИ

5 243]

–  –  –

Оговорка относительно физической шкалы масс существенна, а к как, например, атомная масса гелия в химической шкале —16) равна 4,00390, а в физической (О1 = 16) 4,00216. Изотопwe массы для большинства стабильных изотопов определены точностью до пятого или до шестого десятичного знака (см. приожение XI). Разность между массовым числом А, т. е. округнной до ближайшего целого числа изотопной массой,и Л/, взя ая со знаком минус, называется дефектом массы и обозначается е fк м А*.

-Д = А - М. } (243,4) ‘аким образом, дефект массы водорода равен + 0,008123, дефект весы нейтрона + 0,0 0 8 9 3, но дефект массы СР5 равен —0,02133.

ефект массы кислорода О1 по определению равен нулю.

На рис. 305 верхняя кривая (правая шкала ординат) и есть кри-^ ая дефектов масс в зависимости от массового числа. Пользоваться той кривой для каких-либо теоретических соображений, однако, удобно, так как ошибки, заключающиеся в дефектах масс различ­ ых ядер, колеблются в слишком широких пределах. Так, наприер ошибка в случае ртути в 200 раз превосходит ошибку для дорода. Вьяду этого обычно пользуются так называемым коффициентом упаковки Р, который определяется как дефект

- '» В. Ш д о л ь с к я й, т II 338 ОБЩ АЯ Х А РА К Т Е РИ С Т И К А АТОМНОГО Я Д РА [ и. XVI массы, рассчитанный на одну ядерную частицу

–  –  –

Существенное преимущество этой величины перед дефектом масса в том, что ошибка в Р для самых разнообразных масс приблизь тельно одинакова или, во всяком случае, одного порядка веди чины. Обычно коэффициент упаковки даётся в десятитысячны долях, так что, например, если указывается, что коэффипиен | упаковки равен + 5,4, то это означает, что Р = +5,4*10~4; для Н по таблице XLI коэффициент упаковки 81,23, что, означае / = 81,23.10-* и т. д.

Нижняя кривая рис. 305 представляет зависимость коэффи I циента упаковки от массового числа. Эта кривая характеризуете) следующими особенностями: Р имеет наибольшее значение дщ протона (+0,008123) и для нейтрона (+0,00893); при увеличении.

–  –  –

Р сначала быстро убывает, проходя через нуль у кислорода, далее — становится отрицательным и на большом'интервале значе­ н и й /)—почти постоянным: примерно от Si2 до Ва188 коэффициент упаковки мало отличается от -0,001. Согласно определению (243,5)

–  –  –

нательный факт: он показывает, что и энергия связи, нрнхо дящаяся на одну частицу в ядре, просто пропорциональна чиел) частиц.

Зная коэффициент упаковки, можно вычислить величину энер­ гии связи. Пусть мы имеем ядро с зарядом Z и массовым числом А.

Энергия связи его (в единицах массы), очевидно, равна

–  –  –

Эта формула позволяет по дефекту массы Р найти в единицах массы среднюю энергию, приходящуюся на одну ядерную частицу.

Для перехода к единицам энергии, а именно к MeV нужно резуль­ тат умножить на 931.

В таблице XLII приведён ряд примеров значений вели­ чин Е и.

Т а б л и ц а ХЬП

–  –  –

Е Как видно, энергия связи — у лёгких ядер испытывает перио­ дические колебания, достигая максимумов у 2Не4, 4Ве* *), 6С12,

М)м. Последнее обстоятельство указывает на образование в ядре | 'стойчивы х группировок из двух протонов и двух нейтронов, I гапоминающих устойчивые электронные оболочки благородных азов; поскольку протоны и нейтроны имеют спин, равный поло­ вине, образование таких оболочек связано с принципом Паули.

’Начиная с А40 и д; Sn12°, энергия связи оказывается постоянной и равной 8,6 MeV на один нуклеон. Наконец, у тяжёлых ядер Н постепенно падает.

Электрическое поле и радиус ядра Электрическое поле ядра может быть исследовано путём и зу ­ чения рассеяния д-частиц или быстрых протонов. В § 28, т. I мы ви­ дели, что теория рассеяния, основанная на предположении о кулоновском взаимодействии между ядром и а-частицей, хорошо оправ­ дывается в определённых случаях, а именно, для тяжёлых ядер н не слишком быстрых а-частиц. Вследствие большого заряда таких ядер а-частица не может подойти к ним достаточно близко.

Таким образом, мы можем пока сказать, что на больших расстоя­ ниях от ядра поле его— кулоновское, т.е. потенциал поля обратно пропорционален первой степени расстояния. Исследование рассея­ ния а-частиц больших энергий лёгкими ядрами (водород, гелий, алюминий) показало, однако, что на близких расстояниях от ядра закон Кулона резко нарушается. Из хода рассеяния можно заключить, что в непосредственной близости к ядру на кулоновскую отталкивательную силу накладывается сила притяжения, которую мы будем называть ядерной силой; эта сила изменяется обратно пропорционально не квадрату, но значительно более высокой степени расстояниия.

Особенно отчётливо проявляется действие ядерной силы при рассеянии протонов на протонах. Экспериментальные иссле­ дования, выполненные с большой тщательностью над протонами различных энергий— от 860 keV до 2392 keV — рассеиваемых в водороде, показали, что отступления от формулы Резерфорда, усовершенствованной учётом квантовых эффектов, возникающих при взаимодействии тождественных частиц, существенно зависят от угла рассеяния и от энергии рассеиваемых протонов. Роль тоге и другого фактора в рассеянии кулоновским центром сил очевидна: чем теснее сближаются частицы, тем больше угол рас­ *) Энергия связи ядра Be’ равна 7,02 MeV. Ядро это, однако, неустой­ чиво. Оно распадается с освобождением двух а-частин, т. е. делится пополам.

342 ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА АТОМНОГО ЯДРА Ггл. XVIII

–  –  –

гяются обратно пропорционально высокой степени расстояния скажем, седьмой или девятой), то область ядра ограничена очень резко.

Существует ряд методов определения радиуса ядра. Например, теория радиоактивного а-распада (§ 260) позволяет вычислить оадиус ядра по энергии а-частиц. Эти вычисления дают для всех радиоактивных веществ мало различающиеся значения R, лежа­ щие между 8,4 • 10"1* см я 9,8 • 10~13 см, в сред­ нем 9 • 10~1 см.

Если принять 222 за среднее массовое число тяжёлых встест ввнно- радиоа ктив пых ядер, то Я хорошо укладывается в следу­ ющую формулу:

Ц | Щ А.

|у Полагая г„ —1,5*10 1*см и А = 222, находим Д —9 • 10-1 см в хоро­ * Рис. 307. Потенциальная кривая ядра.

шем согласии с указан, вым результатом.

Другой метод оценки радиуса ядра состоит в следующем.

Если рассматривать ядро как потенциальный ящик, в кото­ ром заперты ядерные частицы, то размеры ядра должны быть такими, чтобы на протяжении ящика укладывалась по крайней мере одна стоячая волна де-Брогля. Длина волны де-Брогля, соответствующая ядерной частице (протону или нейтрону), есть X= V2ME ’ где М = 1,66 • 10'** г, а Е можно положить равной энергии связи одной частицы, т. е. 8,5 MeV. Более точное значение радиуса ядра получится, если рассматривать ядро, как сферический потенциальный ящик, т. е. считать, что внутри сферы радиуса г потенциальная энергия равна некоторой (отрицательной) постоян­ ной величине, а за пределами сферы возрастает до бесконечности.

Из соотношения де-Брогля [т. I, § 132, формула (132,7)]

–  –  –

Как мы только что видели, А того же порядка величины т/.

(но несколько меньше), что и радиус ядра. Для ядер средней массы можно положить радиус равным 5 • 10~1 см, так что

–  –  –

)та энергия значительно превосходит энергию электронов, выбра­ сываемых ядром (^-частицы), которая равна - нескольким мил­ лионам электрон-вольт. Если же допустить, что электроны в ядре обладают энергией в 3 —5 MeV, то для радиуса ядра получатся I слишком большие значения, резко расходящиеся со всеми осталь­ ными определениями. Наконец, кинетическая энергия, большая 40 MeV, значительно превосходит достаточно хорошо известную ’энергию связи на одну ядерную частицу, так что электрон нельзя было бы удержать в ядре.

§ 245. Энергии ядра Несмотря на многочисленные попытки построения количествен­ ной теории ядерных сил, законченной теории до сих пор но суще­ ствует. Поэтому качественные соображения о свойствах этих сил иы должны основывать исключительно на эмпирических данных.

Прежде всего ясно, что ядерные силы не могут быть силами обыч­ ных кулоновских притяжений, так как ядро состоит из заряж ен­ ных одноимённым электричеством протонов и незаряженных нейтронов. Из этого следует, что по крайней мере главные силы, действующие между элементарными частицами, имеют специфиче­ ский характер, и мы их будем пока просто называть «ядернымн силами». В существовании таких ядерных сил притяжения, чрез­ вычайно быстро убывающих с увеличением расстояния, мы убеж­ даемся прежде всего путём изучения рассеяния быстрых частиц (а-частиц, протонов) лёгкими ядрами, как это уже было указано в предыдущем параграфе.

Далее важными являются уже неоднократно отмечавшееся приблизительное равенство числа протонов и нейтронов в ядрах не слишком тяжёлых элементов и преобладание нейтронов в ядрах элементов второй половины периодической системы. Особая устойчивость ядер с одинаковым числом протонов и нейтронов ра­ нее истолковывалась как указание на то, что силы взаимодействия между протонами и нейтронами больше, нежели силы взаимо­ действия протон—протон и нейтрон — нейтрон. Однако прямые опыты с рассеянием быстрых протонов и нейтронов протонами показали, что ядерные силы между одноимёнными частицами имеют такую же величину, как силы между частицами разноимён­ ными. Повышенная устойчивость ядер с приблизительно одина­ ковым числом протонов и нейтронов имеет, следовательно, другую причиву.

Что касается преобладания числа нейтронов над протонами в тяжёлых ядрах, то причиной его, несомненно, является кулоновское электростатическое отталкивание одноимённо заряженных протонов. Эти кулоновские взаимодействия, вообще говоря, играют второстепенную роль по сравнению со специфическими ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА АТОМНОГО ЯДРА 1гл. XVlij ядерыыми силами. Однако, по мере возрастания массы ядра число протонов в нём увеличивается, и кулоновское отталкивание начи­ нает играть всё большую роль. Понятно поэтому, что в тяжёлых ядрах энергетически выгодным становится такое соотношение между различными составными единицами, при котором число незаряженных единиц—нейтронов — преобладает над числом протонов.

Наконец, необходимо учесть ещё одну важную особенности специфических ядерных сил. Если бы каждая ядерная частица взаимодействовала с каждой из остальных, то энергия взаимодей­ ствия была бы пропорциональна числу взаимодействующих пар.

Поэтому энергия ядра с массовым числом А должна быть пропорциональна числу сочетаний из А частиц по две, т. е. пропор­ циональна А (А —1), и, следовательно, была бы квадратичной функцией числа частиц. Отступления от этого правила при описан­ ном характере взаимодействия возможны только в сторону более быстрого, но не более медленного роста энергии с числом частиц.

Между тем мы знаем, что энергия, приходящаяся на одну частицу, в сложных ядрах при изменении массы в широких пределах доста­ точно постоянна (8,6 MeV, см. § 243). Это показывает, что энергия ядра возрастает приблизительно пропорционально первой степени числа частиц. Объяснение состоит в том, что каждая частица взаимодействует только со своими ближайшими соседями, что, впрочем, следует уже из чрезвычайно быстрого уменьшения ядер­ ных сил при увеличении расстояния. Такие же условия мы имеем в обыкновенной жидкости, где, как известно, силы, связывающие молекулы, действуют на очень коротких расстояниях.

Далее, опыт показывает,'что радиусы ядер различной массы довольно точно пропорциональны кубическому корню из массо­ вого числа А, т. е. числа частиц в ядре ( 245, 1) причём постоянная г0= 1,5 •10"1 см. Из этого следует, что масса в ядра А пропорциональна кубу радиуса, т. е. пропорциональна объёму ядра, что может быть только в том случае, если плотность «ядерной материи» во всех случаях одинакова.

Сопоставляя отмеченные выше два факта—постоянство энер­ гии, приходящейся на одну частицу, и постоянство плотности ядерного вещества, мы видим, что это вещество ведёт себя как осо­ бая высококонденсированная жидкость. Это влечёт за собой по­ явление ещё одного члена в выражении для энергии ядра. Дей­ ствительно, поскольку каждая элементарная частица взаимодей­ ствует только со своими ближайшими соседями, частица, распо­ ложенная на поверхности, находится в иных энергетических усло­ виях, нежели частица внутри объёма: на частицу внутри объёма 245) ЭН ЕРГИЯ ЯДРА действуют окружающие её частицы со всех сторон, тогда как час,ица, расположенная на поверхности, подвергается действию :оседних частиц только в пределах полусферы (совершенно так же, ;ак в обыкновенной жидкости). Вследствие этого увеличение юверхности требует затраты некоторой работы; другими словами,

•шеется поверхностная энергия или, что то же самое, поверхностюе натяя{ение *). Ядро можно рассматривать поэтому как каплю Iядерной жидкости», обладающей грандиозной плотностью. Эта поверхностная энергия и есть третья составная часть энергии ядра.

Всё сказанное должно быть учтено в формуле, выражающей энергию ядра. Положим, что мы имеем ядро с зарядом Z и массо­ вым числом А. Число его протонов равно Z, число нейтронов равно !—Z —N. С мма масс протонов и нейтронов, очевидно, равна (245,2) Zmp + Nmn.

Умножая эту массу на с2, мы получим энергию, соответствую­ щую совокупности Z протонов и N нейтронов. Однако сумма Zmp -\- Nmn ещё не будет равна энергии ядра, так как ядерные частицы взаимодействуют между собой и эти взаимодействия, как мы увидим дальше, частью уменьшают, а частью увеличи­ вают энергию ядра. Во-первых, между частицами ядра действуют ядерные силы, от которых главным образом зависит энергия связи ядра. В соответствии с приблизительным постоянством энергии связи на одну частицу в формуле для энергии ядра должен при­ сутствовать член, пропорциональный полному числу частиц, т. е. массовому числу А, и имеющий отрицательный знак (силы притяжения, очевидно, понижают эне^ию ядра) —аА.

Далее, однако, необходимо принять во внимание ряд существен­ ных поправок. Прежде всего энергия связи не точно пропорцио­ нальна А', в частности, статистика распространённости различных ядер показывает, что энергия связи несколько зависит от соотно­ шения числа протонов и нейтронов, а именно, наибольшей устой­ чивостью обладают те ядра, у которых число протонов равно числу нейтронов, т. е. N — Z. Поэтому в выражение энергии связи следует ввести поправочный член, зависящий от разности N —Z, но симметричный относительно N и Z, т. е. зависящий от (iV—7)*.

Этому требованию наилучшим образом удовлетворяет формула

–  –  –

где р — малое число. Это выражение имеет ткси м ум при N — Z, действительно, дифференцируя его по Z (при А = const.) и прирав­ нивая нулю первую производную, получаем

–  –  –

Энергия Е пов положительна. Оценка величины о, которую можно сделать на основании знания энергии отрыва частицы с поверх­ ности ядра (энергия «испарения»), даёт значение а = 10*° эрг/см1, тогда как для воды а = 102 эрг/см2.

Наконец, необходимо учесть кулоновское отталкивание про­ тонов. При малом числе протонов это отталкивание играет незна­ чительную роль по сравнению с ядерными силами. Действительно, полагая расстояние между двумя протонами равным 5 Л 0 1* см, находим для потенциальной энергии их отталкивания И (4,8 -Ю-10) 2. а ШШ л o i,, г 5Т10-ха д-Щ ~ = 4,6 -1 0 эрг = О.ЗМеУ, тогда как энергия связи на одну чз стицу в среднем равна 8,5 MeY.

Однако кулоновское отталкивание становится существенным у тяжёлых ядер. Причина этого состоит в следующем. Так как кулоновские силы обладают значительно большим радиусом действия, чем ядерные (кулоновские силы изменяются обратно пропорцио­ нально квадрату расстояния, тогда как ядерные силы убывают с расстоянием значительно быстрее), то каждый протон будет взаи­ модействовать со всеми остальными. Поэтому полная энергия, обусловленная кулоновским отталкиванием при Z протонах, будет пропорциональна Z (Z — 1) или при Z 1 пропорциональна Z!.

Простой электростатический подсчёт*) показывает, что энергия электростатического отталкивания каждой пары протонов равна — —, где Я —радиус ядра. Следовательно, в ядре, содержащем Z

–  –  –

Собирая вместе все слагаемые, от которых зависит энергия ядра [формулы (245,2), (245,4), (245,5), (245,8)], получим следующую формулу:

Е = (Zml,+ N m n)ci - a.A + р + 4*«•* А* +

–  –  –

Наконец., как сказано, а г = 0,58 MeV. С этими значениями постоянны;, формула (245,9) может быть применена для вычис­ ления энергии любых ядер. Эта энергия, будучи выражена в единицах массы, даёт истинную массу ядра. Если поэтому 350 ОБЩ АЯ Х А РА К Т Е РИ С Т И К А АТОМНОГО ЯДРА (мг. XVIII отбросить в формуле (245,9) первые два члена, то остающиеся члены дадут энергию связи ядра (с обратным знаком). Сравне­ ние вычисленных таким путём энергий связи с известными и.

опыта обнаруживает удовлетворительное согласие.

§ 246. Дейтсрон п и-частица В физике ядра-—теоретической и экспериментальной—боль­ шую роль играет простейшая из составных частиц —дейтерон, или дейтон. Эта частица состоит всего из двух элементарных частиц— одного протона и одного нейтрона. Она имеет поэтому массовое число А = 2, заряд Z = 1 и представляет собой ядро тяжёлого изо­ топа водорода —дейтерия (,D*). Энергию связи дейтерона можно определить различными способами, например, путём вычитания из суммы масс атома водорода II1 и нейтрона массы атома дейте­ рия D* (масса электрона, входящего и в Н1 и D2, при вычитании выпадает). Имеем mH + = 1,008123 +1,00893= 2,01705, mv = 2,01471, так что 0,00234 Дт = тн + т п — тТ = ) или в единицах энергии (см. § 243) с*Ат = 2,34 • 10-^ *931 MeV = 2,2 MeV.

Мы видим, что энергия связи дейтерона значительно меньше сред­ ней энергии, приходящейся на одну частицу в ядрах, построен­ ных из многих нуклеонов, т. е. 8,6 MeV; дейтерон представляет собой, таким образом, чрезвычайно «рыхлую» частицу, находя­ щуюся на грани устойчивости.

На примере дейтерона можно с особенной отчётливостью вы­ яснить некоторые особенности ядерных сил. В самом деле, сравним энергию связи дейтерона с энергиями связи ядер, отличающихся ofr него только одним и двумя нуклеонами, а именно, ядра трития (Х и а-частицы.

Н3) Пользуясь данными таблицы XLII на стр. 340, мы видим, что энергия связи на одну частицу К\А у дейтерона равна 1,09, у трития 2,78 л у гелия 7,03 MeV. Прежде всего здесь нет и следа того Постоянства энергии связи на одну частицу, которое характеризует более сложные ядра. Дело в Том, что при малом числе частиц необ­ ходимо ещё учитывать попарные взаимодействия всех частиц, причем на основании экспериментальных данных силы между различными частицами следует считать равными силам между одинаковыми частицами. Поэтому энергия связи будет зависеть как от силы взаимодействия между.каждой парой частиц, так и от

Д Е Й Т Е Р О Н И а-Ч А С Т И Ц А

исла связей между частицами. Например, в ядре дейтерона двеастицы и, следовательно, одна связь; у третия — три частицы 3*2 число связей -г—= 3; наконец, у гелия — 4 частицы и число свяей — = 6. Поэтому можно ожидать, что энергии связи одной астицы в этих ядрах будут относиться, как 1 : 3 : 6. Это ;риблизительно соответствует приведённым цифрам.

Вопрос этот следует, однако, разобрать подробнее. Мы уже идели, что характерной особенностью ядерных сил является чень быстрое убывание с расстоянием, в результате чего сила гроявляется только на очень малом расстоянии. Представим себе* то протон закреплён в начале координат и к нему приближается гейтрон, так что при достаточно малом расстоянии между нимвг юзникает устойчивое ядро —дейтерон. Поскольку кулоновскоесталкивание в данном случае отсутствует., то на расстояниях, февышающих радиус действия ядерных сил, потенциальная энер­ гия равна нулю и резко падает вниз при сближении до расстояния, завного радиусу действия ядерной силы. В результате возникает ютенциальная яма. Установить точный ход потенциала в предеiax этой ямы мы не можем. Оказывается, однако, что он и не существен, так что можно вполне удовольствоваться простейшей лрямоугольной ямой. Глубина её равна потенциальной энергии системы протон — нейтрон при полном использовании ядерной зилы между ними. Однако кроме потенциальной энергии частицы обладают ещё и кинетической энергией; сумма потенциаль­ ной и кинетической энергий как раз равна энергии связи, и ясно, что для устойчивости ядра необходимо, чтобы потенциальная энер­ гия была больше кинетической. Теперь необходимо принять во внимание, что чем ближе расположены друг к другу частицы, тем больше должна быть их кинетическая энергия. Это вытекает как из соотношения неопределённости Д х-Д р~/г, так и из того факта, что длина волны де-Брогля должна быть порядка величины радиуса ядра (см. § 244). Следовательно, если бы протон и нейтрон в ядре дейтерона оставались на расстоянии радиуса действия ядерной силы, то кинетическая энергия могла бы возрасти на­ столько, что ядро потеряло бы свою устойчивость. Поэтому прихо­ дится допустить, что нуклеоны, образующие дейтерон, значите ль* ную часть времени проводят на расстоянии, превышающем средний радиус действия ядерной силы. Тем самым эффективный радиус дейтерона повышается, кинетическая энергия соответ­ ственно падает, но вместе с тем ядерная сила оказывается исполь­ зованное не полностью. В результате дейтерон оказывается устойчивым ядром, но с малой энергией связи.

В случае гелия потенциальная энергия увеличивается в 6 раз по сравнению с дейтероном, а кинетическая — только вдвое (так [гл. XVIH

О БЩ А Я Х А Р А К Т Е Р И С Т И К А А ТО М Н О ГО Я Д Р А

как ядро Но содержит вдвое больше частиц, нежели дейтерон) Вследствие этого потенциальная энергия притяжения оказывается достаточной для того, чтобы с избытком компенсировать кинети ческую энергию даже при сближении, достаточном для полного использования ядерных сил. Это и ведёт к резкому увеличению энергии связи гелия по сравнению с дейтероном.

В следующем параграфе мы приведём для нормального состоя­ ния дейтерона расчёт, который подтверждает высказанные здеп.

качественные соображения.

–  –  –

М алая величина энергии связи дейтерона указывает на то, что JSo *С Uо- Это позволяет отбросить 0 в знаменателе под корней, так что Итак, ctg ка равен малому (E 04Z.U0) отрицательному числу. Отрн- j цательный знак ctg ка указывает на то, что ка, (условие ка в данном случае непригодно, так как мы рассматриваем нормаль i

ТЕО РИ Я ДЕПТЕРОН А

247] ое, т. е. низшее, состояние дейтерона), и так как, кроме того, tg ка имеет малое абсолютное значение, то приближённо

–  –  –

«ткуда, пользуясь ещё раз тем, что U0 -0, получаем в грубом фиближении г. е. произведение глубины потенциальной ямы на квадрат её пирины есть величина постоянная.

Соотношение (247,13) ещё ничего не говорит о глубине потен­ циал ьной ямы: она может быть широкой и мелкой или, наоборот, 'лубокой и узкой, лишь бы произведение U0a2 оставалось постоян­ ным. Для определения U0 необходимо независимым путём оце­ нить величину а. Это можно.сделать, например, пользуясь эмпи­ рическим соотношением для радиуса ядра _i Д = г04 3.

При r0 = l,5-lC h1* см получаем

–  –  –

При Е 0, равной энергии связи 2,2 MeV, получаем 2it у 1,66•10- -4•2,2-1,6 •10-6 Эта величина значительно больше радиуса действия ядерных сил, откуда мы заключаем, что частицы этого «рыхлого* ядра — дейтерона — часть времени проводят вне потенциальной ямы в «запрещённой» области г - а.

Теперь мы можем проследить весь ход волновой функции г, дающей вероятность положения частиц дейтерона.

При r = 0 v — A sin кг = 0;

при г — а ка = —, sinAa = 1, так что с — А — В:

при г a v = B e ~ ar.

Поскольку поведение дейтерона в большей части пространства описывается убывающей экспоненциальной функцией е~аг, прибли­ жённо можно принять, что эта функция описывает состояние дей­ терона во всём пространстве. В таком случае Ф-функцию легко нормировать; обозначая нормирующий множитель через С, на­ ходим СО ОС

–  –  –

На рис. 309 наряду с потенциальной кривой представлен ход зормировйнной описанным способом функции о (пунктир) и точ­ кой функции, учитывающей ход функции v внутри ямы (сплошная кривая). ^ § 248. Ядерные силы как обменные силы Рассмотренная теория дейтерона является хорошим приме­ рам, выясняющим особенности ядерных сил. Возникает естествен­ ный вопрос: какова же природа этих сил? Выше мы видели, что эти силы не могут быть обычными кулоновскими электростатиче­ скими силрми, хотя бы уже потому, что ядерные силы действуют между заряженными одноимённым электричеством частицами (протон—протон), между незаряженными (нейтрон—нейтрон) и между заряженными и незаряженными (протон—нейтрон) части­ цами, причём величина ядерных сил во всех случаях одинакова.

Сопоставим коротко некоторые важнейшие другие особенности ядерных сил: 1) ядерные силы характеризуются своей огромной величиной (энергия связи нуклеонов измеряется миллионами элек­ трон-вольт); 2) ядерные силы являются короткодействующими си­ лами, «радиус» их действия—порядка 10-12—101* см\ 3) ядерные силы обладают свойством насыщения, которое проявляется в том, что энергия связи ядра пропорциональна числу образующих его нуклеонов.

Последнее свойство ядерных сил —способность к насыщению— сближает ядерные силы с силами химической гомеополярной валентности. В самом деле, мы знаем, что атом водорода может связать только ещё один атом водорода, но третий атом Н уже не может присоединиться к молекуле Н 2; атом углерода может свя­ зать только четыре атома водорода, но вуе больше. Поэтому в кон деисироваином состоянии, например в капле жидкого водорода, энергия просто пропорциональна числу имеющихся молекул, а значит, и числу атомов водорода. Подобно этому и в ядре, как мы уж видели, образующие его нуклеоны взаимодействуют только сс своими ближайшими соседями, вследствие чего энергии связи ядра пропорциональна числу частиц, а не квадрату числа частип.

Сходство между свойствами ядерпых сил и химической валент­ ной связью побуждает искать объяснения природы ядерных сил 358 О БЩ А Я Х А Р А К Т Е Р И С Т И К А АТОМ НОГО ЯДРА [гл. ХУЩ по аналогии с химическими силами. Конечно, здесь не может быть и речи о тождественности тех и других сил, так как ядерные силы на несколько порядков величины больше сил химической кова­ лентной связи; речь можетиттитолько об аналогии. До возникнь пения квантовой механики природа химических сил оставалась загадочной. Квантовая механика дала полное качественное, а в более простых случаях и количественное объяснение силам хими ческой связи. Согласно современным представлениям эти силы имеют обменный характер. Это означает следующее. При рассмо­ трении атома гелия (§ 214) мы видели, что энергия системы двух взаимодействующих электронов, находящихся в поле одного ядра, не равна сумме энергий двух однозарядных ионов гелия, но содер­ жит два добавочных члена, выражаемых интегралами, один из которых мы назвали кулоновским, а другой— обменным. Этот последний, как мы видели, может быть наглядно истолкован как возникающий вследствие обмена местами электронов. В системе двух протонов и двух электронов, т. е. в молекуле водорода, также можно себе представить аналогичный обмен местами электронов, который ведёт к появлению в выражении для энергии системы члена, соответствующего обмену. Если вычислить этот член для водо­ родной молекулы, то оказывается, что в случае антипараллельных спинов электронов он понижает энергию системы, т. е. создаёт её устойчивость и тем самым объясняет возникновение химической связи.

Для того чтобы применить эту идею обмена к объяснению ядер­ ных сил, следует сначала заметить, что обыкновенные электромаг­ нитные взаимодействия можно описывать при помощи частиц.

Взаимодействие между двумя заряженными частицами, напри­ мер между двумя электронами, обычно описывается при помощи поля. Мы говорим, что электрон создаёт вокруг себя электромаг­ нитное поле и это поле действует на другой электрон. Но наряду с этим процесс излучения атома мы описываем также и при помощи частиц—фотонов: согласно нашим представлениям в возбуждённом атоме не существует фотонов в готовом виде — они создаются в процессе излучения за счёт энергии электромагнитного поля атома. Руководствуясь этим, мы можем вообще любые взаимодействия электрических зарядов описывать с помощью частиц, которые мы сопоставляем электромагнитному полю, т. е. фотонов.

Мы можем себе представить, что электрон испускает фотон, который поглощается другим электроном; последний, в свою очередь, испускает фотон, поглощаемый первым электроном, и т. д.

Поскольку фотоны переносят энергию, этим «перебрасыванием»

фотонами осуществляется взаимодействие между электронами.

Более того, в специальных руководствах по квантовой меха­ нике доказывается, что не только электромагнитному, но и вообще

Я Д Е Р Н Ы Е СИЛЫ КАК О БМ ЕН Н Ы Е СИЛЫ

248] I юбому полю можно всегда сопоставить соответствующие ему часI иды. Поэтому всякие взаимодействия можно описывать также I с помощью частиц. Такое описание будет представлять корпусI улярный аспект взаимодействия, тогда как описание при I омощи поля соответствует волновому аспекту.

Советские физики И. Е. Тамм и Д. Д. Иваненко независимо I руг от друга указали на то, что эту корпускулярную картину I заимодействия можно с успехом применить для объяснения ядерI ых сил. В самом деле, мы знаем (см. § 241), что элементарные I оставные части ядра могут превращаться друг в друга: нейтрон I превращается в протон, испуская электрон и нейтрино; протон превращается в нейтрон, испуская позитрон и нейтрино. Возникювение электронов и позитронов за счёт взаимных превращений 1ейтронов и протонов мы и обнаруживаем как р-радиоактивюсть. Взаимодействие нуклеонов в ядре осуществляется при зомощи поля. Но это—не электромагнитное поле, так как электро­ магнитными взаимодействиями нельзя объяснить ядерные силы;

лоле, при посредстве которого осуществляются ядерные взаимоцействия, есть специфическое поле ядерных сил. Этому полю, как и всякому другому, в корпускулярной картине можно сопоста­ вить какие-то частицы и рассматривать ядерное взаимодействие как «перебрасывание» этими частицами. Можно, например, дать следующую картину: нейтрон превращается в протон, испуская электрон и нейтрино; электрон и нейтрино поглощаются протоном, который превращается в нейтрон. Тем самым и осуществляется обмен зарядами, или, что то же самое, обмен местами: на месте нейтрона появляется протон, а на месте протона —нейтрон. При обратном превращении на месте протона возникает нейтрон, а на месте нейтрона—протон.

Хотя эта картина качественно вполне может объяснить про­ исхождение ядерных сил, И. Е. Тамм показал, что силы, воз­ никающие за счёт обмена электронами и нейтрино, по крайней мере в Ю1 раз мепыпе наблюдаемых на опыте ядерных сил. Не­ смотря на это, идея обмена какими-либо частицами, не обяза­ тельно заряженными, но и нейтральными, а также весь описан­ ный физический способ рассмотрения и соответствующий ему ма­ тематический аппарат, оказались очень плодотворными.

Невозможность количественного объяснения ядерных сил обменом электронами, позитронами и нейтрино побудила Юкаву сначала гипотетически ввести представление о том, что обмен осуществляется частицами обоих знаков с массой, промежуточной между массой электрона и протона. Открытие мезонов ь космических лучах послужило экспериментальным подтверждением существования таких частиц, а их способность испытывать распад с освобождением электронов в случае отрица­ тельных мезонов и позитронов—в случае положительных пока­ 360 ОБЩАЯ Х АРАКТЕРИСТИКА АТОМНОГО Я Д Р А [гл. XVlfi зала, что (З-распад ядра может быть объяснён в рамках тех же представлений. Согласно современным представлениям именно мезоны, а не электроны и нейтрино являются частицами, сопоставляемыми полю ядерных сил и, следовательно, переносящими ядер ные взаимодействия. Что касается [3-распада, то он идёт согласно этим представляниям в два этапа: сначала нейтрон превращается в протон с испусканием отрицательного мезона, а затем последлил распадается на электрон и нейтрино. Аналогично этому 3+-распад объясняется последовательным превращением протона в нейтрон с испусканием положительного мезона и распадом его на позитрон и нейтрино.

Хотя связь ядерных взаимодействий с обменом мезонами в на­ стоящее время общепризнана, многочисленные попытки построить окончательную количественную теорию ядерных сил на основе описанной качественной картины до сих пор оставались безу­ спешными.

В последнее время были установлены некоторые эксперимен­ тальные факты, которые можно рассматривать как качественное доказательство обменной природы взаимодействий между нейтро­ ном и протоном, вне зависимости от того, каким путём этот об­ мен осуществляется. При изучении рассеяния нейтронов сверхвы­ соких энергий (90 MeV) протонами оказалось, что при этих усло­ виях нейтроны создают протоны, большинство которых движется в прямом направлении с энергией, равной энергии нейтрона. Это не могло быть результатом «лобового» столкновения между ней­ троном и протоном, так как вероятность такого столкновения настолько мала, что оно никак не может объяснить наличия боль­ шого числа протонов в рассеянном пучке. Если же эти протовы рассматривать как протоны отдачи, возникающие в результате взаимодействия через обычные си л ы,\о теория показывает, что их энергия должна быть порядка величины ядерной потенци­ альной энергии, т. е. ~ 1 0 MeV. С другой стороны, теоретически было уже давно предсказано, что при рассеянии сверхбыстрых частиц в случае обменных взаимодействий между этими частицами, при достаточном сближении возможен обмен зарядами, при кото­ ром нейтрон превратится в протон, и наоборот. Таким образом, быстрые протоны, наблюдавшиеся при описанном опыте, можно рассматривать как нейтроны, так сказать, «на ходу» превратив­ шиеся в протоны и продолжающие своё движение с прежней энергией.

В заключение заметим, что обмен заряженными мезонами объясняет взаимодействие между нейтроном и протоном, но не может объяснить взаимодействия между одинаковыми частицами, т. е. взаимодействие протон —протон или нейтрон —нейтрон.Между тем на основании экспериментальных данных ядерные силы между одинаковыми частицами равны силам, действующим между прог 2 iyj 361

ЗА В И С И М О С Т Ь Я Д Е Р Н Ы Х С И Л О Т С П И Н А

| чшом н нейтроном. Для объяснения сил между одинаковыми часудами допускается существование нейтральных мезонов, т. е.

Ьастиц с массой мезона, но не имеющих заряда («нейтретто»). Как I же было указано на стр. 331, безупречных экспериментальных 1 Доказательств существования таких частиц пока не имеетсяj § 249. Зависимость ядерных сил от спина До сих пор мы предполагали, что сила, действующая между 1 нитроном и протоном, зависит только от расстояния (см., наприj viep, § 247); оказывается, однако, что ядерная сила 'зависит и от j.пина ядра. Существование этой зависимости было установлено рутём изучения рассеяния нейтронов протонами. Вероятность того рассеяния можно рассчитать теоретически, задаваясь опре­ делённым видом потенциала взаимодействия нейтрон—протон.

Проще всего, конечно, предположить, как это, например, было сделано в теории дейтерона* (§ 247), что потенциальная кривая имеет в этом случае вид прямоугольной ямы. Поскольку в теории цейтерона выяснилось, что характер потенциальной кривой маловлияет на окончательный результат, допущение самой простой потенциальной кривой не должнобыло вести к значительной ошибке при вычислении вероятности рассеяния нейтронов протонами.

Между тем экспериментально было найдено, что вероятность рас­ сеяния очень медленных, так называемых тепловых нейтронов, т. е.

нейтронов, средняя энергия которых порядка к Т у на свободных протонах значительно превосходит вычисленную величину. Это расхождение теории и эксперимента устраняется, если допустить, что взаимодействие нейтрона и протона зависит также и от взаим­ ной ориентации их спинов, т. е. что взаимодействие нейтрона и протона при параллельных спинах (триплетное состояние) отли­ чается от их взаимодействия при антипяраллельных спинах (ешь j-улетное состояние).

Наиболее убедительное доказательство зависимости ядерных сил от спина дали опыты с рассеянием нейтронов не на свободных протонах, а на молекулах орто- ипараводорода. Идея этих опытов состоит в следующем. Как мы знаем, различие между орто- и параводородом состоит в том, что в первом случае спины протонов образующих молекулу, параллельны, а во втором — антипараллельны. Это ведёт к тому (см. § 239), что молекулы ортоводорода могут находиться только во вращательных состояниях с нечётным рота­ ционных; квантовым числом ( J = l, 3,... в единицах —\ а молекулы пара водорода — в состояниях с чётным квантовым числом

- 0, 2, 4,... ). Поэтому в низшем энергетическом состоянии, когда колебательная энергия молекулы равна нулю, энергетический у ровен ь ортомолекул (./ - 1) будет выше, чем у парамолекул ( / = 0)ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА АТОМНОГО ЯДРА (гл. ХУПТ Д ал ее, так к а к самопроизвольны е переходы между орто- и пара­ молекулами невозможны, то соотношение между числом тех в дру­ гих молекул, равное 3 : 1, сохраняется в водороде вплоть до самых низких температур; только в присутствии определённы х катали заторов можно осущ ествить превращ ение ортом олекул в пара­ молекулы и при достаточно низкой температуре добиться перехода всех м олекул на уровень / = 0, т.е. получить чистый параводород.

Е сли ядерные силы не зависят от взаимной ориентации спи­ нов, то ни какой разницы в рассеянии медленных нейтронов ортои парам олекулам и наблю даться не долж но. Н аоборот, если имеется зависимость ядерны х сил от спина, то долж на обнаружиться разница между рассеянием орто- и парам олекулам и. Эта разница зависит от того, что в молекуле ортоводорода спины обоих протонов параллельны, а в молекуле параводорода они антипараллельны.

Поэтому при рассеянии нейтрона молекулой ортоводорода может быть два случая: 1) спин нейтрона параллелен спинам обоих протонов; 2) спин нейтрона антипараллелен спинам обоих прото­ нов. Н аоборот, при рассеянии нейтрона на молекуле параво­ дорода спин нейтрона всегда будет параллелен спину одного про­ тона и антип араллелен спину другого протона. Рассматривая рассеяние к а к волновой процесс, следует ож и дать, что если ам плитуда рассеяния зависит от взаимной ориентации спинов, то интерференционный эффект нейтронных волн, рассеянных обо­ ими протонами, будет существенно различным в зависимости от того, происходит ли рассеяние на молекуле ортоводорода или на молекуле параводорода.

Теоретический расчёт рассеяния нейтронов на орто- и параво­ дороде был выполнен д ля сл у чая, когда энергия нейтронов на­ столько м ал а, что соответствующ ая им длина волны, делённая на 2тс, значительно больше расстояния между атомами водорода в м олекуле Н 2. Т акой случай осущ ествляется, когда энергия ней­ тронов соответствует температуре 20° К или ниже.

И сследование рассеяния нейтронов на газообразном пара- и ортоводороде при температуре 20 К показало, что рассеяние на м олекулах параводорода приблизительно в 30 раз сильнее, неж ели на м олекулах ортоводорода. Этот результат является пре­ красны м экспериментальным подтверждением зависимости ядер­ ных сил от спина.

§ 250. Экспериментальные методы исследования отдельных частиц П ри изучении процессов, происходящ их в атомных ядрах, в больш инстве случаев приходится иметь дело с частицами, обла­ дающими огромной энергией. Это позволяет пользоваться тон­ кими экспериментальными методами, которые дают возможнооть

250] М ЕТОДЫ И СС Л ЕД О В А Н И Я О Т Д Е Л Ь Н Ы Х ЧАСТИЦ

I зучать отдельные элементарные процессы, в то время как обычные Эксперимента л ьные методы дают статистический результат многих | нллиардов процессов.

1. Метод сцинтилляций. Это—наиболее старый и простой для 1существления метод, при помощи которого можно подсчитывать исло быстрых частиц. В простейшей форме он осуществляется Г хорошо известном спинтарископе Крукса. Экран из сернистого J ;инка, облучаемый быстрыми частицами от достаточно слабого сточника (в спинтарископе —а-частицами), рассматривается в (икроскоп и подсчитываются вспышки, вызываемые ударами тдельных частиц. Этот метод с очень большим успехом применялся ia раннем этапе развития ядерной физики; при его помощи были (первые открыты и изучены процессы искусственного преобраювания атомных ядер под действием х-частиц. В лабораторных /становках экран делается очень тонким и прозрачным и примеяются микроскопы с максимальной светосилой. Для получения достоверных результатов глаз наблюдателя должен быть предва­ рительно очень хорошо адаптирован к темноте.

Несмотря на кажущуюся простоту, этот метод на самом деле является очень трудным. Глаз человека обладает исключительно высокой чувствительностью (см. т. I, § 115). Однако такая высокая чувствительность достигается только при исключительно благо­ приятных условиях, и с утомлением наблюдателя чувствитель­ ность быстро падает. Вообще субъективные условия играют в этом методе значительную роль, а сильное утомление, вызываемое счётом слабых сцинтилляций, крайне ограничивает возможность длительных опытов. По всем этим причинам визуальный метод сцинтилляций в настоящее время совершенно вытеснен другими методами счёта частиц.

Совсем недавно (1948—1949 гг.) метод счёта сцинтилляций возродился в новой, объективной форме: с ц и н т и л л я ц и и, возбуж­ даемые на флуоресцирующем экране, регистрируются фотоумно­ жителем. Решающим для успеха этого метода оказалось примене­ ние экранов из органических фосфоров—нафталина, антрацена, фенантрена. Благоприятная особенность этих фосфоров состоит в том, что они совершенно прозрачны для своего излучения флуо­ ресценции. Вследствие этого весь свет флуоресценции, возбуждае­ мой частицей на своём пути внутри экрана, регистрируется фото­ умножителем.

2. Счётчик Гейгера. Очень широкое применение в ядерной физике ммеют счётчики Гейгера и Гейгера— Мюллера, основан­ ные на своего рода «внутреннем усилении» слабых первичных иони­ зационных процессов. Усиление основано на том, что поле у острия или вблизи тонкой проволоки крайне неравномерно. Вследствие большого градиента поля ионы, возникающие в небольшом числе, например, при попадании внутрь счётчика одной быстрой частицы, [гл. XVI

О БЩ А Я Х А Р А К Т Е Р И С Т И К А А ТОМ НОГО Я Д Р А

испытывают сильное ускорение вблизи острия или проволок и создают путём ударной ионизации лавину ионов, на котору;

уже может реагировать измерительный прибор. Счётчики с остриё (рис. 310, а) называются обычно счётчиками Гейгера; счётчик с тонкой нитыо (диаметр порядка 0,02 мм) — счётчиками Гейгера Мюллера (рис. 310, 6).

В зависимости от величины разности потенциалов между ниты и цилиндром прибор работает либо как ионизационная камера либо как так называемый «пропорциональный счётчик», либ как счётчик Гейгера. Представим себе, что под действием тог

–  –  –

Рис. 310. а) Счётчик Гейгера; Ь) счётчик Гейгера—Мюллера.

или иного ионизирующего агента (заряженные быстрые частидь или коротковолновое излучение) внутри счётчика возникло опре делённое число пар ионов. ЕсДи увеличивать постепенно напря жение, то ионизационный ток сначала будет линейно возрастать но при дальнейшем увеличении напряжения возрастание тока сначала замедляется, а затем ток становится независимым от напря жения (ток насыщения, рис. 311, область 0 —F p). Сила этого тока насыщения является мерой числа возникших пар ионов. Очевидно, что счётчик, работающий при напряжении, не превосходящем V представляет собой обычную ионизационную камеру.

При напряжении, большем V p, начинается ударная ионизация, в результате которой число ионов увеличивается. Если каждый электрон на пути к нити создаёт за счёт ионизации соударениями А новых электронов, то А называется коэффициентом газового усиления; он может достигать 107. В определённой области напря жений от V p до V'p коэффициент газового усиления А не завись от числа первично возникающих ионов. Поэтому, если первичньн ионизатор даёт п пар ионов, то в результате газового усилении ток будет пропорционален п и, следовательно, будет пропорцио­ нален числу первичных пар ионов. Счётчик, работающий в таком режиме, называется пропорциональным. Он позволяет, например, различать импульсы от а- и р-частиц.

При дальнейшем увеличении напряжения обнаруживается зависимость А от силы ионизатора: чем большее число пар ионов создаёт первичная частица, тем меньше А. Наконец, начиная с некоторого критического напряжения V д, импульсы от частиц 36;

SO] М Е Т О Д Ы И С С Л Е Д О В А Н И Я О Т Д Е Л Ь Н Ы Х ЧА СТИ Ц

–  –  –

напряжение на счётчике ВВольтах Рис. 311. Характеристики счётчика Гейгера — Мюллера при различных напряжениях, для больших п малых начальных ионизаций.

На рис. 311 приведены характеристики счётчика при различ­ ных напряжениях для двух типичных случаев: для частицы с малой ионизующей способностью (частица космических лучей) и для частицы с большой ионизующей способностью (а-частица).

Важной особенностью работы счётчика является возможность создания таких условий его работы, при которых разряд очень быстро гасится. Чем быстрее происходит это гашение, тем больше

-разрешающая способность» счётчика, т. е. его способность р а з­ дольно отмечать быстро следующие друг за другом частицы. Без особого труда может быть достигнута разрешающая способность порядка 10 4 сек.

Н а рис. 310 показана схема включения счётчика; R —высо­ кое сопротивление ( ~ 1 0 7 — 10е Q). Падение потенциала на этом сопротивлении, возникающее при прохождении быстрой частицы через счётчик, раньше измерялось при помощи струнных электроОБЩ АЯ Х А РА К Т Е РИ С Т И К А АТОМНОГО Я Д Р А [гл. XV метров, обладающих малой инерцией и высокой чувствитех ностыо.

В настоящее время, благодаря исключительному развит) техники усилительных ламп, электрометр почти совершенно вытс j нен усилительными схемами, при которых можно пользовать] грубым гальванометром или приспособлением для автоматич:

ского счёта (применяются, например, счётчики телефонных ра говоров).

В последнее время стали часто пользоваться так называемы* «схемами совпадений», содержащими два или большее число счё чиков.

Схема с двумя счётчиками рассчитана так, что измер:

тельный прибор регистрирует только те случаи, в которых части!

/ проходит через оба счётчика (практически одновременно). Прив 1 пип одной из возможных схем подобного рода дан на рис. 312 | На сетку выходной лампы Т от батареи Е г подаётся отрицатель | ный потенциал, запирающий анодный ток. Если через один из счёт | чиков, например I, проходит быстрая частица, то нить счётчик: 1 мгновенно приобретает некоторый отрицательный потенциал 1 который заряжает сетку лампы 1 и прекращает в ней ток. Это I однако, мало меняет режим работы выходной лампы, так каг I в цепь ламп 1 ж 2 включено большое сопротивление R. Поскольк} ток ещё идёт через лампу 2, почти всё падение потенциала бата реи Е х приходится на это сопротивление, и лампа Т остаётся запер той. Если же частица проходит через оба счётчика, то прекра- I щается ток в обеих лампах 1 ж2, цепь батареи оказывается I разомкнутой, и эта батарея заряжает положительно сетку выход­ ной лампы Т. В результате через лампу идёт ток, которые и приводит в действие регистрирующий механизм.

Описанные счётчики могут применяться как для счёта тяжё­ лых частиц (я-частицы, протоны), так и лёгких частиц (^-ча­ стицы). Ими можно пользоваться также для счёта у-фотовов.

В этом случае первичная ионизация получается за счёт электро­ на, вырываемого у-квантом из стенки счётчика.

В последнее время были достигнуты значительные успехи в применении так называемых кристаллических счётчиков. ПривМ Е Т О Д Ы И С С Л Е Д О В А Н И Я О Т Д Е Л Ь Н Ы Х Ч А С ТИ Ц tun их действия состоит в следующем. Уже давно было известно г многократно исследовалось явление фотопроводимости криталлов. Оно состоит в том, что некоторые кристаллы, будучи диэлектриками, при освещении приобретают проводимость вслед­ ствие внутреннего фотоэффекта. Оказывается, что эти кристаллы фиобретают проводимость также и при прохождении через них )ыстрых ионизирующих частиц (а- и ^-частиц), а также у-Ф°' ?онов. Хорошие результаты были получены с кристаллами хлоэистого серебра, хлористого таллия, алмазом и некоторыми дру­ гими. Основными преимуществами кристаллических счётчиков являются простота конструкции и быстрое нарастание импульса.

3. Малая ионизационная камера. Для счёта тяжёлых частип с большим успехом применяется малая ионизационная камера.

Устройство её показано на рис. 313. Исследуемые частицы про­ никают внутрь камеры через окошко W (слюдяной листочек,, покрытый путём распыления тончайшим слоем золота). Возни­ кающие внутри камеры отрицательные ионы под действием по­ тенциала V (порядка 240 V) собираются на коллекторе С. Рас­ стояние между коллектором и окошком 2—15 мм. Отрицательный потенциал коллектора сообщается сетке первой усилительной лампы Т, после чего возникающий импульс-ещё усиливается линейным усилителем специальной конструкции. В результате при прохождении через камеру одной частицы на выходе полу­ чается импульс потенциала до 100 V. Этот импульс может быть отмечен осциллографом с очень коротким собственным периодом колебания (5000 циклов), отклонения которого регистрируются фотографически на движущейся фотоплёнке. Вследствие особой конструкции усилителя длина получающихся чёрточек пропор­ циональна числу ионов, возникающих в камере, а это даёт воз­ можность по записи различать частицы. На рис. 314 приведены три примера записи; вертикальные линии представляют запись отклонения зеркальца осциллографа, горизонтальные линии отстоят друг от друга на расстоянии 1 мм и служат для облегче­ ния отсчёта длины вертикальных чёрточек; чёрные прямоуголь­ ники внизу—регистрация времени, производимая через каждую

368 ОБЩ А Я ХАРАК ТЕРИСТИК А АТОМ НОГО ЯД РА Х\

–  –  –

нуту. Каждая из вертикальных чёрточек рис. 314, а является I гистрацией прохождения через камеру частицы: в этом случае

1. камеру попадали а-частицы приблизительно одинаковой энери и параллельно направленные; мы видим, что все чёрточки I йствительно имеют приблизительно одинаковую длину. Запись, I юбражённая на рис. 314,6, соответствует протонам различных I [ергий; здесь и длина чёрточек неодинакова. Наконец, на рис.

I -4,с зарегистрированы частицы различной природы и различIX энергий, приходящие в движение под действием ударов нейI j юнов; в этом случае длины чёрточек самые разнообразные.

Большим преимуществом ионизационной камеры по сравнеII аю со счётчиком является то, что она не реагирует на у-лучи, I :ледствие чего счёт частиц свободен от «фона», создаваемого I j лучами*).

4. Камера Вильсона. Камера Вильсона является одним из Цамых важных орудий экспериментатора в области ядерной фиI ики. В основе её действия лежит явление, открытое Ч. Т. Р.

I I »ильсоном и состоящее в следующем. Уже давно было известно,

• то для образования тумана в пространстве, пересыщенном I ! арами, требуется наличие определённых условий. Так, [j апример, в восьмидесятых годах прошлого столетия ряI,ом исследователей было показано, что для образования I I умана при небольшом адиабатическом расширении влажного I !оздуха необходимо наличие пыли в воздухе: каждая пылинка в |лужит центром конденсации капельки, а необходимость таких II (зародышей* связана с термодинамическими условиями возникювения капли конечных размеров. Вильсон, однако, показал, !! 1то при определённых условиях в воздухе, очищенном от пыли, 1 такую же роль зародышей тумана могут играть газовые ионы.

! Если вызывать пересыщение внезапным адиабатическим расшиi I рением влажного воздуха, то до тех пор, пока отношение объё­ мов ^ после расширения и до расширения меньше 1,25, возниктумана в отсутствии пыли не наблюдается. При У ч новения 1,25 "i 1появляются отдельные капли, причём при 1,25 ^ 1, 3 1 у \центрами служат отрицательные ионы, а при “ 1,31 — полоу Ух жительные. Наконец, при =•* 1,38 снова возникает сплошной туман.

*) Подробности о работе счётчиков и ионизационных камер см. в книге:

В. В е к с л е р, JI. Г р о ш е в, Б. И с а е в, Ионизационные методы исследо­ вания излучений, Гостехиздат, 1949.

24 з. в. Щпояъекий, », II

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА АТОМНОГО ЯДРА

370 [гл. X Камера Вильсона основана как раз на этих свойствах конд сации паров. Первоначальная конструкция камеры поясняв' рис. 315. Камера имела вид цилиндра 16,5 см диаметром и 3,4 высотой при открывании крана С пространство 7 под поршв ;

В соединяется с откачанным резервуаром G, вследствие ч с происходит внезапное расширение пространства D, которое в.

чёт за собой понижение температуры, происходящее соглас термодинамической формуле Tvk~ = const.

l (jk= Щ р, при этом, в отсутствии.пы и ионов, конденсации ли происходит, и пространство D оказывается пересыщенным паро.

Для удаления ионов, уже существующих в камере, перед расш Д рением на камеру подаётся напряжение от батареи Е. Если непо средственно вслед за расширением через камеру пролетает "иони зирующая частица, то при соответствующем освещении путь ч а стицы становится заметным в виде узкой туманной полосы.

Эта первоначальная конструкция впоследствии подвергалас] многочисленным видоизменениям и улучшениям. Были разрабо таны камеры с непрерывным движением поршня, в последнее вре мя — камеры, автоматически управляемые счётчиками, т. е. рас ширяющиеся только тогда, когда через камеру пролетает ионизи рующая частица, которая сама при посредстве счётчиков и реле вызывает дей ствие камеры, а также другие видоизменения и усо­ вершенствования конструкции камеры *). В качестве «рабочего *) См. В. В е к с л е р, JI. Г р о ш е в, Н. Д о б р о т и н, Эксперимен­ тальные методы ядерной физики, АН СССР, 1940, а также Н. Дас Г у п т а, С. Г о ш, Камера Вильсона и её применения в физике, ИЛ, 1947

50J М ЕТ О Д Ы И С С Л Е Д О В А Н И Я О Т Д Е Л Ь Н Ы Х ЧАСТИЦ

щества» в камере применяются пары воды, этилового или метиi вого спирта или смеси паров того и другого.

Получаемые следы траекторий (трэки) обычно фотографиются. При этом для того, чтобы иметь возможность воспроизсти пространственное расположение трэков, фотографирование юизводится либо стереоскопической фотокамерой с двумя объекг вами, либо одним объективом одно­ именно в двух различных направлешх. Принцип часто применяемого с ой целью метода виден из рис.

316:

эи помощи зеркал Сх и С2, В г и В2, ^положенных перпендикулярно друг другу и под углом 45° к плоскости амеры А, фотографирование произвоится в двух направлениях, перпендиj улярных друг к другу. Получаемые ри этом парные снимки затем подвераются особой обработке, на способах Рис. 316. Стереоскопиче­ j оторой мы здесь останавливаться не ское фотографирование сле­ дов частиц одним объекти­ ожем *).

вом.

5. Метод толстослойных фотоплатинок. За последнее время всё боль­ ш применение начал получать другой метод регистрации ее :утей быстрых частиц, имеющий даже некоторые преиму­ щества перед камерой Вильсона. Было замечено, что когда }.-частица попадает в эмульсию фотопластинки под скользящим 'глом, она делает зёрна эмульсии, встречающиеся на' её пути, способными к проявлению. След а-частицы после проявления, 1 ри рассматривании в микроскоп с увеличением в несколько ;от раз, становится видимым. Так как при этом а-частица дви­ нется в сильно поглощающей среде, то длина её пути очень мала ; 20 — 50(a). Обычная толщина фотоэмульсии ~ 2 0 р.. Поэтому : целью расширить возможности метода JI. В. Мысовский пред­ ложил пользоваться особыми толстослойными фотопластинками [с толщиной слоя в 50 [. Мысовский и его сотрудники показали, л что таким путём можно регистрировать а-частицы, попадающие в эмульсию не только под скользящими углами.

В дальнейшем развитии метода фотопластинок большие заслуги принадлежат А. П. Жданову, который разработал методы |изготовления мелкозернистых эмульсий, пригодных для реги­ страции протонов. На таких пластинках А. П. Жданов получил превосходные фотографии многократных расщеплений ядер кос­ мическими -истицами. На рис. 317, а приведена одна из таких

–  –  –

фотографий, на которой запечатлено полное расщепление ядра серебра: можно различить следы 47 частиц, которые, очевидно, являются протонами, так как нейтроны этими пластинками не регистрируются. На рис. 317, 6 приведена фотография расщеп­ ления ядра азота на четыре а-частицы.

В настоящее время специальные фотопластинки для ядерных исследований изготовляются фабричным способом. Эти пластинка !

Рис. 317. Примеры фотографирования путейбыстрыхчастиц в толстослойной эмульсии: а) полное расщепление ядра серебра космической частицей ;

, Ъ расщепление ядра азота на четыре а-частицы.

) отличаются от обычных прежде всего своей высокой концентра­ цией зёрен галоидного серебра, которая в случае ядерных пла­ стинок примерно в 10 раз превосходит концентрацию в обычных пластинках. Кроме того, фотопластинки для ядерных исследо­ ваний имеют необычно большую толщину слоя эмульсии (дости­ гающую в некоторых случаях 100 р.). Изготовляется несколько типов пластинок с различной чувствительностью и с большей или меньшей величиной зерна. С помощью этих пластинок можно регистрировать а-частицы, протоны, дейтероны, мезоны, а также

60] МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ О Т Д ЕЛ ЬН Ы Х ЧАСТИЦ

I колки, получающиеся при делении тяжёлых ядер. Недавно I 1 изготовлены пластинки, позволяющие регистрировать следы яи I дельных электронов. Для регистрации нейтронов в эмульсию 1Сбавляются соли лития или бора: при реакциях между медленI лми нейтронами и ядрами Li или В освобождаются ядра гелия, I эторые и регистрируются фотопластинкой.

Так как пробеги частиц в плотных эмульсиях очень малы, К 5 пластинки после проявления изучаются под микроскопом;

Гайденные следы затем микрофотографируются. В некоторых I : пучаях для этой цели оказываются достаточными уже небольI гае увеличения. Чаще, однако, приходится применять микроI j конические объективы с масляной иммерсией для получения I ысокой разрешающей силы. Такие объективы обладают, однако, j чень малой глубиной резкости, ввиду чего сфокусировать сразу I ;есь след, пронизывающий эмульсию, можно только тогда, когда I! случай след расположен в плоскости, параллельной слою эмульно ;ии. Если же след расположен как-нибудь наклонно, то последо­ вательно делаются микрофотографии отдельных участков эмульзии, из которых затем изготовляется «мозаика», дающая картину :леда на всём его протяжении. Примеры таких мозаик можно видеть в главе X X III на рис. 457.

РАДИОАКТИВНОСТЬ

§ 251. Естественная радиоактивность

Открытие радиоактивности урана, сделанное в 1896 г. Бе:

керелем, является одним из важнейших событий в истории ат о.

ной физики. Последовавшее затем в 1898 г. открытие полония радия и изучение их радиоактивности Марией и Пьером Кюр послужило началом длинной цепи исследований самопроизвол.

ных (спонтанных) процессов ядерных преобразований. Хот открытие атомного ядра было сделано 15 лет спустя, полная незг висимость радиоактивных процессов от внешних физически I и химических условий указывала на то, что эти процессы разыгрь ваются в самых глубоких частях атома.

Радиоактивные вещества обнаруживают ряд своеобразны действий. Они вызывают ионизацию газов, почернение фотогра фической эмульсии, свечение некоторых флуоресцирующих ве ществ, наконец, они освобождают энергию, так что радиоактивны!

препарат всегда нагрет до температуры выше окружающей среды Носителями всех этих действий, как известно, являются лучи испускаемые радиоактивными веществами. Различают:

1. а-лучи, характеризуемые малой проникающей способ ностью и сильным ионизирующим (а также фотографическим) д ей ствием; по своей природе а-лучи представляют поток ядер гелия (см. т. I, § 26).

2. $-лучи, обладающие большей проникающей способностью * меньшим ионизирующим действием; они представляют собой по токи электронов.

3. \ -лучи, обладающие наивысшей проникающей способность* и наименьшим ионизирующим действием; они являются элек тромагнитным. излучением или потоком фотонов высоко!

энергии.

Объяснение своеобразных явлений, обнаруживаемых радио активными веществами, было дано в 1900 г.

Резерфордом и Содди создавшими теорию радиоактивного распада, согласно KOTopoi все эти явления объясняются тем, что атомы радиоактивны:

|,1] ЕСТЕСТВЕННАЯ РАДИОАКТИВНОСТЬ

j деств испытывают последовательные превращения, образуя 1диоактивные семейства, где каждый член возникает из предствующего и, в свою очередь, превращается в последующий, гш иллюстрации элементарного закона этих превращений удобе всего начать рассмотрение с радия. Если заключить в запаянI ^ю стеклянную трубочку 1,318 г хлористого радия (RaCl2 в кором содержится ровно 1 г элемента радия, то [но истечении ! ‘скольких дней микрохимический анализ воздуха, находящегося frpyбочке, показывает, / „ j о в нём появляются I га новых газа — гелий _.

радон. Последний об- ' аруживает сильные раиоактивныв действия, накопление его идёт пц о иному закону, нежеи накопление гелия: q \ то время как колиество гелия увеличи- А «ается продорцпональю времени и в течение

-ода в трубочке его на­ копляется 167 мм*, количество радона возрастает до некоторого определённого предела: через 4 дня в трубочке можно обнаружить Э,311 мм* радона, через 8 дней 0,463 мм3,через 30 дней— 0,607 мм*, — и это количество остаётся уже постоянным, так что через год в трубочке оказывается то же количество (0,607 мм3 радона. Если ) отделить радон от радия, то оказывается, что количество радона довольно быстро убывает со временем, а именно: через 4 дня оно убывает наполовину, через 8 дней— до одной четверти, и через 30 дней радон исчезает практически полностью. Возрастание коли­ чества радона в присутствии радия и убывание в изолированном состоянии изображаются кривыми рис. 318.

Исторически, вначале была открыта радиоактивность тяжё­ лых элементов, расположенных в конце менделеевской системы элементов (уран, торий, радий). Впоследствии, однако, у трёх лёгких элементов, были найдены, в качестве редкого исключения, радиоактивные изотопы, встречающиеся в природе, а именно—у калия (изотоп 1 К4 ), рубидия (изотоп *7 7 и са­ в0 Rb8 ) мария (изотоп e Sm1 a Из них первые два—калий и рубидий— 2 6 ).

испускают р-лучи, а самарий— а-лучи. Особенность этих лёгких радиоактивных изотопов состоит в том, что они не образуют цепей радиоактивного распада: весь процесс ограничивается одним звеном.

Кроме того, в настоящее время известно свыше 600 радиоак­ тивных изотопов, получаемых искусственным путём с помощью 376 РАДИОАКТИВНОСТЬ [гл. ХГ ядерных реакций, которые будут рассмотрены в следующих гла II вах (перечень этих изотопов см. в приложении X II).

В этой главе мы рассмотрим законы радиоактивных превра щений, пользуясь главным образом примером тяжёлых естеет векно-радиоактивных изотопов. Впрочем, в некоторых случаях там где это окажется целесообразным, мы будем приводит!

результаты, полученные и с лёгкими радиоактивными изотопами (см., например, §§ 262 и 263).

§ 252. Элементарный закон радиоактивных превращений Изучение кривой убывания количества радона со временем показывает, что это убывание следует экспоненциальному зако­ ну, т. е. если обозначить через N 0количество атомов радона в неко­ торый момент t = 0, через N — количество их в момент t и через X — константу, характеризующую скорость убывания, то закон убывания выразится простой формулой (252,1) В основе теории радиоактивного распада лежит допущевие, что любое радиоактивное вещество, будучи изолировано, распадается, следуя закону (252,1).

Опыты, выполненные как с радоном, так и с другими радио активными веществами, показали, что внешние условия не оказы­ вают никакого влияния на скорость радиоактивных превращений.

Радиоактивные вещества нагревались до высоких температур, под­ вергались большим давлениям, помещались в сильные магнитные поля (до 83 ООО эрстед), а также в центробежные поля с ускорением, превосходящим g в 20 ООО раз; при всех этих интенсивных воз­ действиях никакого изменения скорости радиоактивного распада обнаружено не было. Не влияет на скорость распада также и кон­ центрация радиоактивных атомов: при изменении концентрации в отношении 1 : 2000 характерная для скорости превращения радона константа X оставалась прежней. Нечего и говорить, что скорость радиоактивного распада не зависит от того, имеем ли мы дело с веществом в виде элемента или в виде химического соеди­ нения: распад радия в соединениях RaCl2 или RaBr2 зависит только от количества атомов Ra, входящего в соединения.

Все эти факты однозначно указывают на то, что радиоактив­ ный распад есть свойство самого ядра и зависит только от его внутреннего состояния.

Нетрудно убедиться в том, что уже одно это допущение ведёт к экспоненциальному закону распада. В самом деле, если распад происходит спонтанно, то простейшее предположение, которое

52] ЭЛЕМЕНТАРНЫЙ ЗАКОН РАДИОАКТИВНЫХ ПРЕВРАЩЕНИИ

|окно сделать относительно скорости этого процесса, состоит ! том, что число ядер, распадающихся в промежуток времени жду t и t-\ -dt, должно быть пропорционально промежутку емени dt и числу ядер N, ещё не распавшихся к моменту t.

–  –  –

е. экспоненциальный закон (252,1).

Постоянная X называется радиоактивной постоянной. Зная X, ожно вычислить среднюю продолжительность жизни радиоактивI ого атома, пользуясь уже знакомым нам способом рассуждения :м., например, т. I, § 93). Число атомов, распадающихся в промеутоквремени между t и t-\-dt,t. е. проживших t сек., по (252,2) авно kN dt. Сумма их продолжительностей жизни есть t\Ndt, сумма продолжительностей жизни всех N 0 атомов, имевшихся ОО

–  –  –

Радиоактивные постоянные и периоды полураспада различш естественно-радиоактивных веществ колеблются в весьма шир ких пределах, как видно из следующих примеров:

–  –  –

В предыдущем параграфе мы показали, что экспоненциальны | закон распада, экспериментально оправдывающийся для изогп| рованного радиоактивного вещества (например, радона), може | быть выведен из одного только допущения, что распад ядра прс | исходит спонтанно под влиянием внутренних возмущений. H hks I ких предположений о механизме распада мы не делали и он I в данном случае не обязательны. Единственный существенны факт, которым-мы руководствовались, состоял в том, что ков| станта X, характеризующая неустойчивость ядра, не зависит н I от каких внешних воздействий. Поэтому распад атома есть собы | тие чисто индивидуальное и от внешних воздействий не завися щее, так что вероятность данному атому дожить до «возраста!

зависит только от величины этого возраста.

Мы сейчас покажем, что эта чисто статистическая точка зрешн как раз и ведёт к экспоненциальному закону распада.

Итак, д »л данного атома вероятность р прожить время t согласно сказав J ному есть функция только t:

p = p [ t). (253,!!

Вероятность прожить время t + 1 есть поэтому функция f-f т, т. е Р(* + т)* G другой стороны, это «выживание» в течение времен!

t - т можно рассматривать как сложное событие, состоящее к jвыживания» в течение времени от 0 до t и от t до i-j-т (см. ана логичные рассуждения в т. I, § 24). Вероятность такого сложного события есть произведение вероятностей p (t)p (х). Итак,

–  –  –

затем от Д* до 2Дt и т. д. Искомая вероятность будет тогда произ­ ведением (1 — Ш )* = (1 — ХД/)*1, что можно представить в виде хдо' [(1 — аД] ' а‘ Устремляя At к нулю, в пределе получаем p = l i m [ ( l —Ш ) д-»о т. е. вновь экспоненциальный закон.

Из статистического характера закона радиоактивного распада следует, что этот закон N = N 0e - lt будет выполняться строго лишь в том случае, когда N очень велико. При не слишком больших N, как и во всех статистических явлениях, должны наблюдаться колебания (флуктуации).

Эти флуктуации в случае радиоактивных превращений наблю­ дать особенно удобно, так как каждое превращение сопровождает­ ся выделением столь большой энергии, что имеется возможность регистрировать акты превращения отдельных атомов. Такие на блюдения действительно производились многократно и состояли в подсчёте числа а-частиц в течение определённого интервала времени. Например, в опытах Резерфорда и Гейгера было под­ считано всего 10 ООО сцинтилляций а-частиц от слабого радиоак­ тивного препарата, причём подсчитывалось число сцинтилляций.

наблюдаемых в определённый интервал времени минуты^.

Получились, например, такие результаты:

Число о-чаотиц, наблю­ дённое в тече­ ние интервала

–  –  –

Значение цифр второй строки таково: 57 раз в течение интер­ вала Г у минуты^ не было зарегистрировано ни одной а-частицы, 233] СТАТИСТИЧЕСКИЙ х а р а к т е р РАДИОАКТИВНОГО РАСПАДА 03 раза —1 частица, 383 раза —2 частицы и т. д. Среднее число I астиц, приходящееся на интервал, равно 3,87. Цифры третьего яда вычислены при помощи статистической формулы Пуассона, готорая применительно к qqq I iaиному случаю гласит: при | чень большом числе наблю­ д ий вероятность того, что '| ен j течение одного интервала ^ юявится п а-частиц, равна где х — среднее число ча­ стиц, приходящееся на ин­ тервал, а п —любое целое по­ ложительное число. Сравне­ ние второго и третьего рядов таблицы показывает, что со­ гласие между теорией и экс­ периментальными данными удовлетворительное. Это со­ Рис. 319. Флуктуации радиоактивного гласие наглядно иллюстри­ распада.

руется рис. 319, где сплош­ ная кривая вычерчена по формуле Пуассона, а кружками нане­ сены значения числа интервалов, полученные из опыта. Имею­ щиеся небольшие расхождения, очевидно, связаны с тем, что чис­ ло испытаний было недостаточно велико для статистики.

Флуктуации радиоактивного распада дают интересную иллю­ страцию упомянутому в § 109 первого тома статистическому закону, согласно которому средняя квадратичная флуктуация ? = (Пк-П)* равна п.

Обработка данных, полученных в описанном опыте, дала следующие результаты:

–  –  –

Как видно, совпадение цифр последних двух столбцов — вполне удовлетворительное, особенно, если принять во внимание, что число частиц, подсчитанных в каждой серии, невелико.

382 РАДИОАКТИВНОСТЬ [гя. XIX § 254. Теория последовательных превращений До сих пор мы интересовались только элементарным законом радиоактивных превращений, которому подчиняется одно изоли­ рованное вещество. На самом деле обычно имеется целая цепь распада: некоторое исходное вещество А превращается в В, последнее превращается в С и т. д.:

A—B—C—D—...

(254,1) Хотя в каждом зве ie этой цепи, взятом изолированно, убывание вещества зависит от времени экспоненциально, изменение со временем количества промежуточных веществ, вообще говоря, следует довольно сложному закону.

Пусть числа атомов веществ ряда (254,1) в момент t будут Nx Nz, Na,...; число атомов исходного вещества А (родона­, чальник семей ства) в момент t —О пусть будет Nx(0). Для пре­ вращения А — В имеем уравнение *

–  –  –

Н ескол ько отличается от этого случай, когда период полу­ распада исходного вещества не только во много р аз превосходит периоды остальных звеньев цепи, но и абсолютно очень велик, а следовательно, радиоактивная постоянная очень мала:

Перепишем (254,8) в виде

–  –  –

Х2= 2,097 • 10"® сек.-1 (2" = 3,82 дня).

Ч ерез два месяца между радоном и радием устанавливается равновесие. Количество радия, которое испытает превращений в течение этого промежутка времени, составляет лишь 7 -10-5 его первоначального количества, ввиду чего радий в этом случае можно рассматривать как постоянный* практически не меняющие­ ся со временем источник радона. В этом случае равновесие назы­ вается вековым.

Обычно «родоначальник» радиоактивного семейства обладает очень большим периодом. Это является абсолютно необходимым условием для того, чтобы данный радиоактивный элемент с о х р а ­ нился в заметных количествах в течение геологических эпох.

Если бы даже период этого исходного вещества был равен мил­ лиону лет, то в течение геологической истории земли ( ~ 10® лет) 25 Э. В. Шпольский, т. I I 386 РАДИОАКТИВНОСТЬ [гл. XES 1 X 10 (уJ = 1(г8 0 раз. Только потому, что периоды урана и тория соответственно равны 4,5 • 10* и 1,65 • 101 лет, эти вещества «дожили» до наших дней в боль­ ших количествах. По той же причине радиоактивные изотопы калия, рубидия и самария ещё встречаются в природе; в самом деле их периоды таковы: 1 К4 — 1,4-10* лет, S Rb8 — 6,3• 101 лет и e Sm1 2 1,2-101 лет. Вещества с меньшими периодами сохраня­ 2 5— 2 ются от исчезновения только в тех случаях, если они непрерывно возникают вновь из предшествующих членов радиоактивного семейства. При этом в течение геологических периодов времени между всеми членами семейства устанавливается «вековое» равно­ весие, при котором количества радиоактивных веществ про­ порциональны их периодам. Так, например, в равновесии с 1 г урана находится 3,4 • 10 7 г Ra и 2,2 • 10- 2 г Rn в соответствии с отношением периодов (в секундах) 1,4 • 101714,99 - 1010: 3,305 • 10*.

§ 255. Единица радиоактивности Количество радиоактивных веществ можно, конечно, характе­ ризовать массой, выраженной в граммах или миллиграммах.

Однако принято выражать эту массу в особых единицах, характе­ ризующих активность данного элемента. Эта единица называется «кюри» в честь исследователей, открывших радий, и определяется следующим образом: «1 кюри радона равен количеству радона, находящемуся в равновесии с 1 г радия». Это количество радона при 0° С и 760 мм Hg имеет объём 0,66 мм3 и массу в граммах, равную 6,51 • 10_®г.

Точные измерения при помощи счётчиков показали, что 1 г радия в 1 сек. испускает 3,7 • 101 а-частиц. Это означает, что в 1 сек. распадается такое же количество, т. е. 3,7 -101 атомов радия.

Так как кюри — единица большая, то часто пользуются произ­ водными единицами: 1 милликюри (10~3 кюри) и 1 микрокюри (10“° кюри). Содержание радона в водах источников измеряется даже в миллимикрокюри (10~в кюри). Международный стандарт хранящийся в Международном бюро мер и весов в Севре, близ Парижа, состоит из радона в равновесии с 21,99 мг хлористого радия; вторичные эталоны имеются во всех странах.

Из приведённого определения видно, что кюри есть единица, предназначенная для оценки количества радона. Однако в 1930 г.

Международная комиссия радиевых стандартов рекомендовала её применение и к другим членам семейства радия, испускающим а-частицы. При этом под кюри разумеется такое количество радио­

ТЕПЛОВОЙ ЭФФЕКТ

s 256] активного вещества, которое испускает в 1 сек. столько же а-ча­ стиц, сколько 1 г Ra, т. е. 3,7 • Ю 1 а-частиц в секунду.

За отсутствием другой единицы, характеризующей радиоак­ тивность, единица «кюри» применялась также и к элементам других радиоактивных рядов. В настоящее время известно большое коли­ чество искусственно-радиоактивных изотопов, которые, как пра­ вило, являются р-излучателями. В литературе поэтому всё чаще применяется новая единица для количественной характеристики активности любого радиоактивного вещества.

Эта единица назы­ вается «резерфордч (rd) и определяется следующим образом:

lrd = 10е распадающихся атомов в секунду.

Очевидно, что связь между двумя единицами—кюри и резерфорд— такова: lmc = 37 rd.

§ 256. Тепловой эффект В 1903 г. Пьер Кюри и А. Лаборд впервые показали, что радиоактивное вещество само сохраняет более высокую темпе­ ратуру, нежели температура окружающего воздуха. Опыт был поставлен чрезвычайно просто. В небольшой дыоаровский сосуд

–  –  –

был помещён препарат (радия и термометр; в расположенном рядом точно таком же дьюаровском сосуде вместо радия нахо­ дился барий (рис. 321). Оказалось, что термометр в дьюаре с радием показывает более высокую температуру.

Для количественного определения теплоты, развиваемой р а­ диоактивными веществами, был разработан ряд специальных кало­ риметров. Типичное расположение опыта изображено па рис. 322.

В один из двух толстостенных медных блоков (левый на рис. 322) помещается радиоактивный препарат, в другой—нагреваемая током спираль. Оба блока помещены в теплонепроницаемую оболочку и с каждым из них связана термопара, причём обе термо­ пары соединены навстречу друг другу так, чтобы при одинаковой 25* 388 РАДИОАКТИВНОСТЬ [гл. XIX температуре* блоков ток в пепи гальванометра G отсутствовал.

Под влиянием тепла, развиваемого радиоактивным препаратом, ловая термопара нагревается, и в цепи гальванометра появляется ток. Если теперь пропустить ток от элемента В через спираль, помещённую в правом блоке, то вследствие нагревания правой термопары можно свести к нулю ток в цепи гальванометра. Зная силу тока в цепи A B W, сопротивление проволочной спирали и время, легко вычислить количество тепла, выделяемое радио­ активным препаратом.

Первые опыты дали для выделения тепла одним граммом чисто­ го радия 100 кал/час. Последующие, более точные опыты дали более высокие цифры: 1 г радия-элемента в равновесии со своими первыми продуктами распада (вплоть до радия С ' включительно) при полном поглощении а- и р-лучей и приблизительно 18% v-лучей развивает 132,3 кал/час — 0,1539 ватта. Было измерено также количество теплоты, выделяемое самим радием, освобо­ ждённым от радона и его продуктов распада. Оно оказалось равным 25,5 кал/час, тогда как теплота, развиваемая Rn -f RaA + RaB -f

--Ra(C 4* C') = 107,1 кал/час. При учёте полной энергии у-лучеи } приведённую выше цифру 132,3 кал/час следует увеличить до 137,9 кал/час.

Энергия, освобождаемая радиоактивным веществом, перено­ сится его лучами. Поучительно и нетрудно рассчитать энергию, приходящуюся на долю а-частиц. Если скорость а-частицы равна и и число испускаемых веществом в 1 сек. частиц есть N, то энер­ гия их равна N.

Сюда ещё нужно прибавить энергию отдачи:

при испускании а-частицы атом с массой М испытывает отдачу и вследствие этого приобретает скорость V. По закону сохранения тг Ш количества движения V = — v и кинетическая энергия отдачи

–  –  –

Естественно-радиоактивные вещества связаны в радиоактив­ ные семейства. До последнего времени было известно три таких семейства; недавно было установлено существование четвёртого семейства. Родоначальниками первых трёх радио­ активных семейств являются долгоживущие элементы: уран, торий и актиний. Последовательные члены семейств получаются из предшествующих либо путём a-превращения, либо — р-превращения. Так как а-частица есть ядро гелия с зарядом +2е и массовым числом 4, а р-частица — электрон, то в первом случае в результате превращения заряд ядра уменьшается на две единицы, а массо­ вое число — на четыре; во втором случае массовое число не изме­ няется, а заряд ядра увеличивается на одну единицу. Это простое правило называется законом смещения; оно позволяет распреде­ лить радиоактивные вещества в периодической системе, исходя из положения родопачальника семейства.

Родоначальником семейства урана, к которому принадлежит также и радий, является изотоп урана U2 8 Его период полурас­ 3.

пада равен 4,56 • 10® лет. Цепь продуктов распада, возникающих из U 2 8 изображена на рис. 323 для удобства в протонно-нейтрон­ 3, ной схеме: по осгьабсцисс отложены атомные номера Z, т. е. числа протонов в ядре, по оси ординат— А — Z, т. е. числа нейтронов.

После одного а- и двух ^-превращений из U2 8 возникает изотоп U2 4 или, по старым обозначениям, U II, с периодом 2,69 • 1® лет.

8, | Это вещество в результате двух a-превращений превращается в радий. Первые продукты распада следующего за радием веще­ ства— радона (RaA, RaB, RaC) характеризуются короткими перио­ дами, но далее следует группа медленно превращающихся веществ, среди которых следует отметить RaF или полоний, имеющий период 140 дней. Он был первым радиоактивным элементом, выделенным Марией Кюри из урановой руды. Конечным стабиль­ ным продуктом уранового ряда является RaG^—изотоп свинца с массовым числом 206.

Семейство тория (рис. 323) начинается торием (Z = 90, А =232) и после ряда превращений, аналогичных превращениям урано­ вого ряда, заканчивается также изотопом свинца, ThD, с массо­ вым числом 208.

Ряд актиния получил своё название от элемента актиния (Z = 89, А = 227). В настоящее время, однако, установлено, что родоначальником этого ряда является изотоп урана U2 5 называ­ 3, емый также актино-ураном (AcU). Его период распада равен 8,52 • 10е лет; содержание в природном уране—0,7%. Изотоп этот приобрёл в последние годы очень большое значение в связи с проблемой использования ядерной энергии (см. гл. X X II). Из AcU образуется уран Y, который, распадаясь с коротким периРАДИОАКТИВНЫЕ СЕМЕЙСТВА

–  –  –

одом 24,0 часа, превращается в протактиний. Протактиний — радио активный элемент с довольно длинным периодом 32 ООО лет — за­ нимает 91-е место в периодической системе и имеет массовое число 231; он встречается в природе в урановых минералах и по оценке должен составлять примерно 40% встречающегося в тех же минералах радия. Однако выделенное количество его измеряете»

миллиграммами. Непосредственный продукт а-распада протак­ тиния и есть актиний.

Актиний, испытывая ^превращение с периодом 13,5 года, превращается в радиоактиний (RdAc). В 1939 г. французской исследовательницей Маргаритой Перей было показано, что наряду с этим ^-превращением часть атомов актиния испытывает а-превращение, переходя в элемент, названный актинием К. Такий образом, превращение актиния образует «вилку», аналогичную ранее известным «вилкам» RaC, ThC и АсС (см. рис.

323):

*, „А сК ‘” Р А „227/ Д„Х*28 80Л О V /8 8 Л 1 Л • р ooRdAc2 д Актиний К представляет собой давно отыскивавшийся элемент с 87-м номером. Для него предложено особое название — франций (Fr). Конечный продукт актиниевого ряда есть стабильный акти­ ниевый свинец, AcD, с массовым числом 207.

Описанные три больших радиоактивных семейства характе­ ризуются тем, что массовые числа их членов отвечают формулам:

4п — для семейства тория [Th2 2 (232 = 4 • 58)]; 4n-j-2 — для урана [U2 8(238 = 4 «5 9 - 2)] и 4?г— 3 — для актиния [Ас2 1 (231 = 5 7 -4-f-3)] 8 f- {— 8 или [U2 5 (235 = 4-58 + 3)]. Так как изменение массовых чисел во всех этих рядах является результатом отщепления только а-частиц, то массовые числа всех членов ряда отвечают одной и той же формуле. Обращает на себя внимание отсутствие семейства с формулой для массовых чисел 4я + 1. Существование этого семейства было установлено в 1935 г. Ирен Кюри-Жолио, Гальбаном и Прейсверком, однако полные данные об изотопах, явля­ ющихся членами этого четвёртого радиоактивного семейства, были опубликованы только в 1947 г.

Исходным веществом в этом семействе является новый изотоп урана U 2 открытый и изученный в 1941— 1942 гг. Этот изотоп 88, имеет период 1,63 • 10s лет и, испытывая a-превращение, переходит в изотоп тория Th2 9. Дальнейший путь распада виден из рис. 324.

Ряд заканчивается стабильным изотопом висмута B i2 9. В числе промежуточных продуктов имеются изотопы вновь открытых эле­ ментов— франция (Fr2 1 и астатина (At2 7 2) 1 ).

Изотоп урана U 28, открывающий ряд, имеет предшественников.

Повидимому, можно считать установленным, что семейство 4л-(-1

РАДИОАКТИВНЫЕ СЕМЕЙСТВА

257] начинается «трансурановы м » элементом плутонием (см. §300), имен­ но его изотопом 94Р и 241. Дальнейший расп ад происходит по схеме.

–  –  –

§ 258. Пробег а-частиц Большинство естественных радиоактивных превращений, как I видно из схем предыдущего параграфа, сопровождается выбра- I

•сыванием а-частиц. Поэтому изучение а-частиц даёт важные | сведения о строении и свойствах атомных ядер, а-частицы, I как мы знаем, являются ядрами гелия; их заряд равен +2е, I а массовое число — 4. Скорости а-частиц порядка 10* см/сек, I а энергии — порядка 10~* эрг, или, что то же, 10* eV. Наиболее 1 характерное свойство а-частиц состоит в существовании опре-1 делённого пробега. Если исследовать параллельный пучок а-ча- 1 стиц, например, при помощи флуоресцирующего экрана и п од- § Рис. 325. Зависимость числа а-частиц от тол­ щины поглощающего слоя газа.

считывать число сцинтилляций, увеличивая постепенно рас- 1 стояние между источником и экраном, т. е. заставляя a-части- I цы проходить всё более толстый слой воздуха, то оказы- я вается, что число частиц в пучке остаётся приблизительно Я постоянным вплоть до определённого расстояния, а затем резко | падает до нуля (кривая а на рис. 325). Дифференцируя получае- I мую таким путём кривую зависимости числа а-частиц от длины 1 пути в воздухе, мы получаем кривую Ъ на рис. 325, представляю- ;

щую распределение а-частиц по пробегу (сравни с аналогичным приёмом, применявшимся при переходе от вольт-амперной харак- I теристики к кривой распределения электронов по энергиям, 1 в т. I, § 86). Эта кривая имеет резкий максимум для длины пути R, 1 показывающий, что подавляющее большинство а-частиц имеет 1 строго определённый пробег с небольшим разбросом в ту и другую I стороны.

Другой метод установления пробега а-частиц состоит в просле- I живании ионизации вдоль их пути. Удобнее всего это сделать | при помощи малой ионизационной камеры, глубина которой I выбирается настолько малой (1— 2 мм), чтобы на её протя- I § 258] П Р О Б Е Г а-ЧАСТИЦ 395 жение приходилась лишь незначительная часть всего пробега.

Найденное таким образом число пар ионов на различных расстояниях от источника рассчитанное на одну а-частицу и на единицу длины (1 см или 1 мм), даёт удельную ионизацию.

Кривая удельной ио­ низации имеет для всех а-частиц весьма х арак ­ терный вид, показан­ ны на рис. 326: на й протяжении большей части пробега кривая идёт почти параллельно оси абсцисс, медленно О I г 3 Ч 5 6 /р поднимаясь вверх, и расстояние в см в воздухе при 760мм H и 15' gС только у самого конца она резко поднимается, Рис. 326. Кривые удельной ионизации для Ро и RaC'.

а затем сразу круто падает.

Наиболее наглядной демонстрацией определённости пробега а-частиц являются вильсоновские фотографии расходящихся пото­ ков а-частиц. Пример такой фотографии дан на рис. 327.

Характер кривой а рис. 325 и

–  –  –

стицей на 1 мм пути в воздухе, равно 3000, ожидаемая флуктуация этого числа будет, таким образом, ]/ 3000 я» 55, и так как на обра­ зование каждой пары ионов в среднем требуется 35 e.V, то потеря энергии на средней длине пробега должна испытывать флуктуацию порядка величины 35 • 55 = 1925 eV, что и влечёт за собой разброс | ^8 0 Ы 20 §Ю Ч

–  –  –

в величине пробега. Это явление называется продольным рассея­ нием. Его статистический характер хорошо иллюстрируется кривой рис. 328. Здесь по оси абсцисс отложены пробеги а-частиц в сантиметрах, по оси ординат—числа частиц, имеющих данный пробег. Сплошная кривая проведена по известной гауссовой формуле случайных отклонений; кружками обозначены на­ блюдённые данные. Как видно, все кружки хорош о укладываются на сплошную кривую.

Для каждого а-излучателя обычно указывается длина пробега его а-частиц, под которой разумеют среднюю величину пробега, соответствующую максимуму кривой Ь на рис. 325. Наряду с а-частицами, имеющими нормальный пробег, некоторые веще­ ства с очень малым периодом полураспада (ThC', RaC') испускают очень небольшое число а-частиц со значительно большим пробегом.

Такая длиннопробежная частица видна, например, на вильсо­ новской фотографии, приведённой на рис. 329. О соотношении между числами а-частиц с нормальным пробегом и длиннопробежными можно судить, например, по цифрам, приведённым в табли­ це X L IV. Ниже мы увидим, что эти длиннопробежные а-частицы дают существенные указания относительно механизма а-распада.

Постоянство пробега а-частиц указывает на то, что они выбра­ сываются из ядра со строго определённой скоростью, а это, в свою очередь, указывает на существование дискретных уровней энергии ядра. Однако измерение пробегов а-частиц является слишком грубым методом для точного определении этих уровней и в особен­ ности их тонкой структуры. Наиболее точные данные могут быть § 258] П Р О Б Е Г а-ЧАСТИЦ

–  –  –

получены при помощи магнитного спектрографа, например спек­ трограф а с фокусировкой поперечным однородным магнитным полем на 180° (см. т. I, § 9). Однако постановка соответствующих опытов в высшей степени трудна, так к ак, во-первых, вследствие

–  –  –

-большой массы и энергии а-частиц требуются очень сильные магнитные поля, а, во-вторых, для получения достаточной р а з ­ решающей способности магнитного спектрографа, зависящей прежде всего от радиуса полукруговой траектории частиц, необ­ ходимо осуществлять сильные однородные поля на большом п ро­ тяжении. В первых успешных опытах изгибания траектории а-ча­ стиц в магнитном поле, выполненных П. Л. Капицей, было исполь­ зовано поле напряжённостью в 43 ООО эрстед (см. т. I, § 26) Для опытов с магнитной спектроскопией а-частиц был использован большой парижский электромагнит, который 398 РАДИОАКТИВНОСТЬ [гл. XIX

–  –  –

. 811 1 Так как а-частица растрачивает.................. 1 свою энергию главным образом на ио­ Рис. 330. Энергетический низацию встречных атомов, то её про­ спектр а-частиц ThC. бег непосредственно связан с началь­ ной энергией, с которой она вылетает из ядра. Цифровые данные, относящиеся к пробегу, скорости и энер­ гии а-частиц различных естественно-радиоактивных веществ, при­ ведены в таблице X L V. Здесь в первом и во втором столбцах ука­ заны названия веществ и их атомные номера; в третьем столбце помещены средние продолжительности жизни т = - ; в четвертом— у пробеги а-частиц при 0° С, причём указываются пробеги только основных групп а-частиц. В последнем столбце даётся число пар ионов в воздухе (к), образуемое а-частицей при полном использовании её энергии. Как видно из этой таблицы, это число колеблется в пределах 1 — 2 • 105.

Гейгер установил следующее эмпирическое соотношение между пробегом и начальной скоростью а-частиц:

–  –  –

где R 0— пробег в воздухе при 0° С и а — эмпирическая константа.

Н а рис. 331 связь между пробегом и энергией представлена в виде номограммы, при помощи которой по пробегу а-частицы можно найти её энергию и обратно: по энергии — пробег а-частицы.

§ 259] СВЯЗЬ МЕЖДУ ПРОБЕГОМ И ЭНЕРГИЕЙ а-ЧАСТИЦ

–  –  –

Просматривая таблицу X L V, легко убедиться также в том, то между средней продолжительностью жизни радиоэлемента и пробегом его а-частиц имеется определённое соотношение.

Именно, чем больше продолжительность жизни, тем меньше про­ бег. Обратное соотношение имеется между пробегом и вероят

–  –  –

Рп с. 332 иллюстрирует этот закон для трёх радиоактивных се­ мейств. Видно, что в координатах In X и In R все излучатели одного семейства точно укладываются на прямую. Замечательно, что все три прямые идут приблизительно параллельно друг другу, откуда следует, что постоянная В почти одинакова для всех трёх рядов.

Так как пробег связан со скоростью соотношением R §= a'i;s, то из (259,2) следует In 1 1 1|| В Ш = А'+ \ В ' j t ( j j 7шф ; (259,3) V) так что закон Гейгера — Нэттола даёт связь между вероятностью распада и энергией выбрасываемых а-частиц.

П ри установлении этого закона Гейгер обратил внимание на то, что, поскольку эмпирические данные не достаточно точны, на соотношение (259,3) следует смотреть как на первое приближе­ ние и что истинное соотношение должно включать также и другие константы атомного ядра. Теория а-распада (см. § 260) показы­ вает, что In | на самом деле зависит не только от энергии а-частиц, Т Е О Р И Я а-РАСПАДА § 260J

–  –  –

энергией приближаются к ядру на расстояние ^ 3 • 10 1 см. С дру­ гойстороны, сам уран испускает а-частицы со значительно меньшей Т Е О Р И Я о.-РЛСПЛД.\ энергией 6,43-10 ® эрг (4 MeV). Как видно из этой же кривой, такую энергию ас-частица приобретает, если её выход из ядра начинается на расстоянии 6 • 10~1 см. Принимая во внимание, что а-частицы с энергией в 14 • 10'* эрг ещё рассеиваются по закону Кулона, можно считать достоверным, что максимальная высота потенциаль­ ного барьера болыпе14 • 10 “орг. Таким образом, а-частица с энер­ гией в 6,6 • 10'“ эрг не может преодолеть потенциальный барьер, а между тем она должна попасть каким-то образом на расстояние 6 • 10' ** см, т. е. заве­ домо пройти через «за­ прещённую» область, где её полная энергия и меньше потенциальной.

Это обстоятел ьст во Г являлось источником затруднений только до тех пор, пока не выяс­ нилось, что микроско­ пические частицы могут проходить сквозь потен циальный барьер, со ­ 'в “ вершая туннельные пе­ реходы (см. т. I, § 144). Рис. 33 Упрощённая потенциальная модель ядра.

Правда, вероятность этих переходов для тя­ жёлых частиц, какими являются а-частицы, очень мала. Н о это соответствует как раз малой величине вероятности радиоактивного распада.

Рассмотрим грубо схематизированную потенциальную модель ядра (рис. 335): будем представлять себе ядро в виде прямо­ угольного потенциального ящика ширины 2г0, внутри которого заключена а-частица с энергией, меньшей высоты барьера U.

Для того чтобы выйти за пределы ящика, а-частица должна преодолеть барьер U — К ширины d. Согласно формуле (145,13) «прозрачность» такого барьера равна V~Zm\VU-E d (145,13) D

–  –  –

отразиться и определённую вероятность пройти через барьер и выйти н ару ж у ; последняя вероятность равна D. Вероятность в единицу времени «ускользнуть» из ядра, очевидно, пропорцио­ нальна D и числу ударов п о стенку в единицу времени. Эта вероятность и есть достоянная распада X. Мы имеем, таким образом, \~Dn, (260,1) В свою очередь п равно обратной величине времени г, необхо­

–  –  –

от одной стенки барьера до другой, т. е.

— 4= = /3 - (260' 2) И з (145,13), (260,1) и (260,2) получаем

-|§ Эта формула даёт качественное объяснение связи между констаи той распада и энергией а-частицы, требуемой законом Гейгера— Нэттола. Взяв натуральный логарифм от обеих частей (260,3), получаем

–  –  –

Действительно, уж е сам о вы ражение у т^тЛ в пРеДелах одного семейства меняется очень мало, а логарифм его — ещё менее.

Таким образом, формулу (260,4) м ож но переписать в виде In \ А + /(), = (260,5) соответствующем закону Гейгера— Нэттола. П равд а, f ( ) не есть линейная функция In Е } к ак в законе Гейгера— Нэттола, но, при­ нимая во внимание грубую схематизацию формы потенциаль­ ного барьера, нельзя было и ожидать, что в результате полу­ чится вы ражение, дающее количественное согласие с опытом, а кроме того, и самый закон Гейгера— Нэттола является прибли­ жённым.

: ^З н а ч и т е л ь н о лучший в количественном отношении резуль­ тат получается, если для потенциальной кривой яд ра выбрать кри вую рис. 334, соответствующую экспериментальным данным по крайней мере в своей внешней части. В этом случае для 7-ЛУЧИ, СОПРОВОЖДАЮЩИЕ а-РАСПАД 5 261J прозрачности D нужно воспользоваться выражением

–  –  –

меняется заметным образом, а так как этот интеграл стоит в показателе степени, то его изменение очень сильно сказы­ вается на величине D. Например, энергии а-частиц урана, радия А и радия С' равны 6,43 • 10-в, 9,41 • 10“* и 12 • 10“* эрг. Этим энергиям соответствуют значения показателя в D: 90; 55,7 и 34,4. Таким образом, хотя энергия а-частицы RaA всего лишь приблизительно на 50% больше энергии а-частицы урана, отно­ шение их вероятностей распада равно „ - 5 5,7 ft A ft. l f t - 2 5

–  –  –

Более точная теория а-распада, развитая на основе изложенных соображений, привела к довольно сложному соотношению, свя­ зывающему In X с энергией а-частицы и атомным номером ядра Z.

Это выражение является теоретическим уточнением эмпириче­ ского закона Гейгера — Нэттола.

§ 261. улучи, сопровождающие а-распад Энергетические спектры а-лучей в связи с теорией а-распада, изложенной в предыдущем параграфе, дают возможность делать заключения об уровнях энергии ядра. Здесь необходимо прежде всего обратить внимание на поразительную определённость этих уровней, которая следует из строгой однородности а-частиц.



Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 9 |
Похожие работы:

«2014 ВЕСТНИК ПОЛОЦКОГО ГОСУДАРСТВЕННОГО УНИВЕРСИТЕТА. Серия В ХИМИЧЕСКАЯ ТЕХНОЛОГИЯ УДК 678.02 СВОЙСТВА ДРЕВЕСНО-ПОЛИМЕРНЫХ КОМПОЗИТОВ, ПОЛУЧЕННЫХ ИЗ ПОРОШКООБРАЗНОГО СОПОЛИМЕРА И ДРЕВЕСНЫХ ОПИЛОК канд. хим. наук, доц. С.Ф. ЯКУБОВСКИЙ, канд. хим. наук, доц. С.И. ХОРОШКО (Полоцкий государственный университет) Исслед...»

«ПРОБЛЕМЫ ГЕОЛОГИИ И ОСВОЕНИЯ НЕДР Рис. 1. Среднее значение величины среднесуточного выпадения химических элементов на снеговой покров в зоне влияния ТЭЦ-3, жилой зоны и пос. Доскей (Победа) в 2014г. мг/(км2 ·сут.) В цел...»

«VIII Всероссийская конференция с международным участием "Горение твердого топлива" Институт теплофизики им. С.С. Кутателадзе СО РАН, 13–16 ноября 2012 г.   УДК 662.9 СЖИГАНИЕ КАМЕННОГО УГЛЯ В ВИДЕ ВОДОУГОЛЬНОГО ТОПЛИВА С ЦЕЛЬЮ ПО...»

«CHAMPION OEM SPECIFIC ATF LIFE PROTECT 6 Паспорт безопасности в соответствии с Регламентом (ЕС) № 1907/2006 (REACH) и внесенной в Регламент (EC) поправкой № 453/2010 Дата выпуска:17/02/2012 Дата пересмотра:1/04/...»

«Журавлев Сергей Александрович МОДЕЛИРОВАНИЕ ГИДРОГРАФА СТОКА РЕК С ОЗЕРНЫМ РЕГУЛИРОВАНИЕМ (на примере бассейна р. Невы) Специальность 25.00.27 "Гидрология суши, водные ресурсы, гидрохимия" Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата географических наук Санкт-Петербург – 2011 Работа выполнена в Федеральном государств...»

«ЛИСТ БЕЗОПАСНОСТИ МАТЕРИАЛА Fanfaro TRD E6 Blue 10W-40 По директивам (ЕК) No. 453/2010 1. НАИМЕНОВАНИЕ ХИМИЧЕСКИХ ВЕЩЕСТВ, ПРЕПАРАТОВ, ПОСТАВШИКА Наименование продукта : моторное масло Fanfaro TRD E6 Blue 10W-40 Fanfaro TRD E6 Blue 10W-40 моторное масло, разработано для высоконагруженных турбированных дизельных...»

«1 Цели освоения дисциплины "Физика с основами геофизики" Целями освоения дисциплины "Физика с основами геофизики" являются формирование основополагающих представлений о фундаментальном строении материи и физ...»

«УДК 52-32; 006.954 СРАВНИТЕЛЬНЫЙ АНАЛИЗ ЮЛИАНСКОГО И ГРИГОРИАНСКОГО КАЛЕНДАРЕЙ С.Г. Чезганова, кандидат физико-математических наук, доцент Зеленодольский институт машиностроения и информационных технологий (филиал) КН...»

«Владикавказский математический журнал 2013, Том 15, Выпуск 3, С. 3–6 УДК 517.547+517.982 ВЕСОВЫЕ ПРОСТРАНСТВА ФРЕШЕ ЦЕЛЫХ ФУНКЦИЙ ИЗ КЛАССА СТЕПЕННЫХ РЯДОВ КОНЕЧНОГО ТИПА 1 А. В. Абанин, П. С. Сергунин, Фам Чонг Тиен Изучаются весовые пространства Фреше целых функций,...»

«О непостижимой (не)эффективности философии Table talks в гостях у В. А. Успенского Владимир Андреевич Успенский обнаружил у себя моё электронное письмо, где (видимо, вернувшись домой после того, как был у него в гостях) я перечислял некоторые темы, которые мы обсуждали, и призывал В. А. записать подробнее свои расс...»

«ЛИСТ БЕЗОПАСНОСТИ Дата выпуска 12-янв-2012 Дата Ревизии 12-янв-2012 Номер редакции 1 готовой спецификации РАЗДЕЛ 1. ИДЕНТИФИКАЦИЯ ХИМИЧЕСКОЙ ПРОДУКЦИИ И СВЕДЕНИЯ О ПРОИЗВОДИТЕЛЕ ИЛИ ПОСТАВЩИКЕ Идентификатор продукта Описание продукта VITOX Соответствующие установленные области применения вещества или смеси и применение, рекомендованно...»

«Конова Елена Михайловна СТРУКТУРА И СВОЙСТВА ПОЛИТЕТРАФТОРЭТИЛЕНА, ОБЛУЧЕННОГО ВЫШЕ ТЕМПЕРАТУРЫ ПЛАВЛЕНИЯ КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ ФАЗЫ Специальность 02.00.04 – физическая химия АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата химических наук Москва-2014 Работа выполнена в Федеральном государственном унитарном пр...»

«Планируемые результаты В направлении личностного развития: познавательный интерес, установка на поиск способов решения математических задач; готовность ученика целенаправленно использовать знания...»

«НАНОСИСТЕМЫ: ФИЗИКА, ХИМИЯ, МАТЕМАТИКА, 2013, 4 (1), С. 5–13 УДК 001.892: 001.895 "Я убеждён в том, что мы ещё можем совершить прорыв, но для этого нам нужно привлекать молодёжь. На мой взгляд, в отечественной науке всё начинается сначала, и если мы сейчас сможем воодушевить студентов, аспиранто...»

«Уважаемые специалисты! Благодарим за возможность представить Вам данный каталог. Мы надеемся, что данное издание поможет Вам лучше ориентироваться в многообразии современного аналитического оборудования, предназначенного для контроля качества нефти и нефтепродуктов. Наша фирма специали...»

«О языках международного общения Сергей Кумков sskumk@gmail.com Зимняя математическая школа мат-меха УрГУ (ИМКН УрФУ, ДММиКН ИЕНиМ УрФУ,... ) 6 февраля 2017 г. Что было раньше? Говорить будем только про Европу... Введение Что взамен? Элементы языка Развлекух...»

«Измерение параметров физических факторов опасности в трудовой среде Руководство Переработано Руководство составлено Испытательным центром Института химии Тартуского университета.В рабочей группе приняли участие: Олев Сакс (руководитель рабочей группы) Мартин Вильбас...»

«1946 УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК Т. XXX, вып. 1—2.ОБЗОР РАБОТ ПО РЕЗОНАНСНЫМ ЗВУКОПОГЛОТИТЕЛЯМ. С. Я. Ржевкин.§ 1 СОВРЕМЕННОЕ СОСТОЯНИЕ ВОПРОСА О ЗВУКОПОГЛОТИТЕЛЯХ.. Основы архитектурной акустики заложены работами американского физика-акустика Уолласа Сэбина, сделанными в начале нашего века 1, Работы э...»

«ПОЯСНИТЕЛЬНАЯ ЗАПИСКА Актуальность программы Знания, получаемые в школе по химии, мы не очень часто используем в повседневной жизни, конечно, если мы не связали свою жизнь с химией в профессиональном плане. Тем не менее,...»

«В соответствии с 1907/2006/ЕС ПАСПОРТ БЕЗОПАСНОСТИ ХИМИКАТА 1. Определение химиката и лица, отвечающего за распространение химиката Наименование изделия: HAMMERITE KURUST Производитель: ICI Paints, Wexham Road, Slough, Беркшир, SL2 5DS, Великобритания Телефон экстренной 112 помощи: Телефон инфоцентра по...»

«Восточно-Европейский журнал передовых технологий 1/5 ( 55 ) 2012 ПРИКЛАДНАЯ ФИЗИКА И МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ УДК 519.67 Розглянуті процеси, які проходять при проведенні фотодинамічної терапії з використанням наноматеріалів. Розроблені МОДЕЛИРОВАНИ...»

«Предисловие Система единых заданий по курсу "Термодинамика и статистическая физика", раздаваемых студентам и прорабатываемых на семинарских занятиях и отчасти самостоятельно, существует на физическом факультете с 1964 года. Идея вынесения части материала программы с лекций на семинары оказалась весьма эффективной не столько вс...»








 
2017 www.ne.knigi-x.ru - «Бесплатная электронная библиотека - электронные матриалы»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.