Физика ядра и ионизирующего излучения

Спонтанное деление
− разновидность радиоактивного распада тяжелых атомных ядер. Спонтанное деление является делением ядра, происходящим без внешнего возбуждения (вынужденного деления) и дает такие же продукты, как и вынужденное деление:
осколки (ядра более легких элементов) и
несколько нейтронов.
По современным представлениям причиной спонтанного деления является туннельный эффект.
Вероятность спонтанного деления растет с увеличением числа протонов в ядре. Эта вероятность зависит от параметра Z2/A. При стремлении Z2/A к значению 45 вероятность спонтанного деления стремится к единице, что накладывает ограничения на возможность существования сверхтяжелых ядер.

Спонтанное деление
Для таких элементов как уран и торий спонтанное деление является очень редким процессом:
их ядра намного чаще распадаются по другим каналам распада, для них Z2/A составляет примерно 35.
С ростом Z2/A вероятность спонтанного деления быстро растет.

Данные по спонтанному делению некоторых тяжелых ядер

Деление тяжелых ядер
Среди многих известных ядерных реакций наиболее важное практическое значение имеет реакция деления тяжелых ядер под действием нейтронов, так как в результате каждого акта деления кроме выделения большого количества энергии появляются новые свободные нейтроны, способные вызвать последующие акты деления, и т.д.
В результате возможно развитие цепной самоподдерживающейся реакции с выделением огромного количества энергии.
Впервые реакцию деления ядер урана, бомбардируемых нейтронами, наблюдали немецкие ученые О.Ганн и Ф.Штрасман в 1939 г.

Деление тяжелых ядер
Природный уран в основном состоит из двух изотопов: (0,714%) и (99,281%), имеются также следы − 0,005%.
Два наиболее возможные каналы реакции деления урана-235:
235U + n → 236U*→14456Ba + 89 36Kr + +3n +kγ + Q
235U + n → 236U*→14054Xe + 94 38Sr + 2n +kγ + Q
Ядра U-235 делятся нейтронами, обладающими любой кинетической энергией, в том числе тепловыми нейтронами с кинетической энергией, близкой к нулю, Еn<0,2 эВ − это беспороговое деление.
Ядра урaна-238 делятся только быстрыми нейтронами с кинетической энергией En > 1 МэВ.

Зависимость микроскопических сечений от энергии нейтронов

Фотоядерные реакции
Фотоны с такой энергией возникают в некоторых ядерных реакциях или получаются при торможении в веществе очень быстрых электронов.
При радиоактивном распаде, как правило, таких γ-квантов не образуется, поэтому γ-кванты β-распада не могут возбудить фотоядерные реакции и вызвать появление новой наведённой радиоактивности в других веществах.

Деление тяжелых ядер
Под действием тепловых нейтронов делятся также ядра 233U и 239Pu (четно-нечетные нуклиды).
Эти нуклиды называют делящимися. Вещества, в состав которых входят делящиеся нуклиды, называют ядерным топливом.
Нуклиды 233U и 239Pu не встречаются в природе, их получают искусственным путем в цепочке превращений

Фотоядерные реакции
— ядерные реакции, происходящие при поглощении γ-квантов ядрами атома. Явление испускания ядрами нуклонов при этой реакции называется ядерным фотоэффектом.
Это явление было открыто Чедвиком и Гольдхабером в 1934 году и в дальнейшем исследовано Боте и Вольфгангом Гентнером, а затем и Нильсом Бором.
При поглощении γ-кванта ядро получает избыток энергии без изменения своего нуклонного состава, а ядро с избытком энергии является составным ядром. Как и другие ядерные реакции, поглощение ядром γ-кванта возможно только при выполнении необходимых энергетических и спиновых соотношений.
Если переданная ядру энергия превосходит энергию связи нуклона в ядре, то распад образовавшегося составного ядра происходит чаще всего с испусканием нуклонов, в основном нейтронов.

Фотоядерные реакции
Если переданная ядру энергия превосходит энергию связи нуклона в ядре, то распад образовавшегося составного ядра происходит чаще всего с испусканием нуклонов, в основном нейтронов. Такой распад ведёт к реакциям (γ,n) и (γ,p), которые и называются фотоядерными, а явление испускания нуклонов в этих реакциях — ядерным фотоэффектом.

Фотоядерные реакции
Фотоядерные реакции идут с образованием составного ядра.
Oднако при возбуждении реакций (γ,p) на ядрах с A>100 экспериментально был обнаружен слишком большой выход по сравнению с выходом, предсказываемым этим механизмом.
Кроме того, угловое распределение протонов с наибольшей энергией оказалось неизотропным.
Эти факты указывают на дополнительный механизм прямого взаимодействия, который существенен только в случае (γ,p)-реакции на тяжёлых и средних ядрах.
Реакция же (γ,n) всегда идёт с образованием составного ядра.

Фотоядерные реакции
Первая наблюдавшаяся фотоядерная реакция - фоторасщепление дейтона γ + 2H → p + n
Она идёт без образования составного ядра, так как ядро дейтерия не имеет возбуждённых состояний, и может быть вызвана γ-квантами сравнительно невысокой энергии (выше 2,23 МэВ).
Нуклидов с малой энергией связи нуклонов всего несколько, а чтобы возбудить фотоядерные реакции с другими ядрами, необходимы фотоны с энергией не менее 8 МэВ.
Фотоны с такой энергией возникают в некоторых ядерных реакциях или получаются при торможении в веществе очень быстрых электронов. При радиоактивном распаде, как правило, таких гамма-квантов не образуется, поэтому γ-кванты β-распада не могут возбудить фотоядерные реакции и вызвать появление новой наведённой радиоактивности в других веществах.

Внутренняя конверсия
Явление внутренней конверсии состоит в том, что атомное ядро, находящееся в возбужденном состоянии с энергией Ei может перейти в состояние с меньшей энергией Ef, передав энергию Wif = Ei - Ef одному из электронов атомной оболочки. В результате внутренней конверсии испускается электрон, энергия которого Ee определяется соотношением
Ee = Wif - EK,L,M...,
где EK,L,M.. - энергия связи электрона в K-, L-, M-... оболочках.
В процессе внутренней конверсии участвует виртуальный фотон.

Внутренняя конверсия
Внутренняя конверсия - процесс конкурирующий с γ-излучением.
Конкуренция между γ-излучением и внутренней конверсией характеризуется полным коэффициентом внутренней конверсии α, который равен отношению вероятностей испускания электрона Ne к вероятности испускания γ-кванта Nγ.

Внутренняя конверсия

Внутренняя конверсия
В случае 0-0 переходов внутренняя конверсия - единственный способ снятия возбуждения ядра.
Явление 0-0-перехода возникает в том случае, когда основной и первый возбужденный уровни ядра имеют спин 0.
Такая ситуация имеет место, например, в ядре 72Ge, в котором основной и первый возбужденный уровни имеют характеристики 0+ (рис. ).

Ядро 72Ge, в котором основной и первый возбужденный уровни имеют характеристики 0+
Если ядро оказывается в первом возбуждённом состоянии, оно не может перейти в основное состояние путём испускания γ-кванта, так как реального фотона E0 с нулевым моментом не существует. Но оказывается, что виртуальный E0 γ-квант с нулевым моментом и положительной четностью может существовать. И этот квант действительно обеспечивает снятие возбуждения ядра путем внутренней конверсии.

Внутренняя конверсия
Конкуренция между γ-излучением и внутренней конверсией характеризуется полным коэффициентом внутренней конверсии α, который равен отношению вероятностей испускания электрона Ne к вероятности испускания γ-кванта Nγ.
α = Ne/Nγ= αK + αL + αM +...,
где αK, αL, αM,...- парциальные коэффициенты внутренней конверсии для электронов K-, L-, M-... оболочек.
Величина коэффициента внутренней конверсии сильно возрастает с увеличением мультипольности перехода и уменьшением его энергии, растет с увеличением заряда ядра.

Внутренняя конверсия
Процесс внутренней конверсии всегда сопровождается рентгеновским излучением, возникающем при переходе электронов с внешних оболочек атома на освободившиеся в результате конверсии состояния K-, L-, M-...оболочек.

Парная конверсия
Если энергия возбуждения превышает энергию, соответствующую двум массам электрона, то возможна парная конверсия
Е > 2 mc2 = 1,02 МэВ
и ядро испускает электрон и позитрон.
Механизм процесса: ядро испускает виртуальный γ-квант, который образует пару е-е+.
Парная конверсия не связана с электронными оболочками и может происходить на ядре, лишенном электронов.

Фотоядерные реакции
По существу основным источником фотонов высоких (достаточных для осуществления ядерных реакций) энергий с начала интенсивных фотоядерных исследований являлись и являются до сих пор предварительно ускоренные электроны, торможение которых в специальных мишенях, приводит к испусканию тормозного γ-излучения.
Установки по получению тормозного γ-излучения относительно просты (в основном – бетатроны, микротроны и линейные ускорители), интенсивности пучков высоки, а следовательно высоки статистические точности измеряемых в экспериментах величин.
Спектр тормозного γ-излучения является сплошным.

Фотоядерные реакции
типичный пример приведен на Рис. 2б:
На одном из промежуточных этапов эксперимента иного типа – на пучке квазимоноэнергетических фотонов, возникающих при аннигиляции релятивистских позитронов – используется тормозное излучение электронов.
Следовательно, непосредственно в эксперименте измеряется не само сечение реакции σ, а выход реакции Y (проинтегрированный по энергии фотона E результат перемножения искомого сечения реакции σ и фотонного спектра W)
Y(Ejm) = α ∫W(Ejm) σ (E) dE,
где - σ (E) - значение при энергии фотонов E сечения реакции с энергетическим порогом Eth;
- W(Ejm,E) - спектр тормозного γ-излучения с верхней границей Ejm;
- α – нормировочная константа.

Рис. 2. Экспериментальные выходы (1) реакции 63Cu(γ,n)62Cu (кресты) и эффективные спектры фотонов (линии):
а) выход, измеренный на пучке фотонов от аннигилирующих позитронов, спектр которых представляет собой сумму их аннигиляционной линии и тормозного излучения;
б) выход, измеренный на пучке тормозного излучения электронов;
в) выход реакции от фотонов, спектр которых представляет собой аннигиляционную линию (разность спектров, приведенных на рисунках а) и б)).

Фотоядерные реакции
Как правило, информация об искомом сечении реакции может быть извлечена из данных о выходе реакции лишь в результате решения обратной задачи.
Для решения задачи восстановления сечения реакции из ее экспериментально измеряемого выхода были разработаны несколько специальных математических методов.
Они дают возможность находить сечение реакции при эффективном спектре фотонов, форма которого может с определенными допущениями рассматриваться как близкая к форме спектра моноэнергетических фотонов.

Фотоядерные реакции
В сечении поглощения фотонов атомными ядрами σγ можно выделить четыре основные энергетические области, они обозначены цифрами I, II, III, IV.
В области I энергия γ-кванта недостаточна для выбивания из ядра отдельных нуклонов или связанных систем из малого числа нуклонов (дейтрона, α-частицы и др.).
Фотон, поглощаемый ядром, может возбуждать отдельные изолированные низколежащие ядерные уровни. При снятии такого возбуждения происходит излучение ядром одного или нескольких фотонов. Это явление носит название ядерной резонансной флуоресценции (ЯРФ).

Схематическое представление сечения фотопоглощения фотонов атомными ядрами в области энергий фотонов до Eγ ≈ 1 ГэВ

Фотоядерные реакции
В области II энергия поглощенного фотона достаточна для выбивания из ядра одного или нескольких нуклонов, а также систем из малого числа связанных нуклонов. Для тяжелых ядер возможно также деление (фотоделение). Все эти процессы объединяют термином фоторасщепление.
Наиболее характерной особенностью этой энергетической области является наличие высокоэнергетичных коллективных ядерных возбуждений, проявляющихся в мощных и широких максимумах, называемых гигантскими резонансами.
Самый значительный из них обусловлен преимущественным поглощением электрических дипольных (Е1) фотонов и поэтому называется гигантским дипольным резонансом (ГДР).
Накоплен огромный экспериментальный материал по фоторасщеплению в области ГДР практически всех известных стабильных ядер. Установлены основные параметры ГДР (положение, величина и форма) для различных ядер.

Фотоядерные реакции
В области III, лежащей за максимумом ГДР и простирающейся вплоть до мезонного порога (135 МэВ), длина волны поглощаемого ядром фотона становится меньше радиуса ядра, и фотон преимущественно взаимодействует с системами из малого числа нуклонов, формирующимися внутри ядра (квазидейтрон, квазиальфачастица и др.).
Ядерное фоторасщепление в этой энергетической области чаще всего начинается с расщепления этих связанных малонуклонных систем, главным образом квазидейтронов, и завершается испусканием ядром нескольких (до десяти) нейтронов.

Фотоядерные реакции
Начиная с мезонного порога (область IV), фотон взаимодействует с отдельными нуклонами, переводя их в возбужденное (резонансное) состояние. Самым низким из них является Δ-изобара (для её возбуждения требуется энергия фотона около 300 МэВ).
Природа гигантских резонансов в сечениях фотоядерных реакций получила первое объяснение в рамках полуклассической гидродинамической модели. Оно основывалось на представлении о единой частоте колебаний всех нейтронов ядра относительно всех его протонов при взаимодействии электрического дипольного излучения с ядром, как с целым объектом.
Отличие формы ядра от сферической было интерпретировано простейшей коллективной моделью ядра. Для деформированных ядер, имеющих форму эллипсоида вращения, сечение поглощения фотонов должно иметь два широких максимума, а не один как в случае сферических ядер, поскольку колебания должны происходить вдоль двух осей ядерного эллипсоида.

Фотоядерные реакции
Вместе с тем возможен и другой подход - микроскопический. ГДР может быть описан в рамках оболочечной модели ядра на основе суперпозиции частично-дырочных состояний. Совместное развитие обоих подходов позволило описать не только процессы формирования ГДР при поглощении ядрами фотонов, но и каналы распада ГДР в реакциях с испусканием различных частиц.
Установленное в середине 50-х годов расхождение между энергетическими положениями ГДР, рассчитанными в рамках оболочечной модели ядра и наблюдаемыми экспериментально, привело к открытию коллективных состояний ядер и механизмов их формирования. Все последующее развитие физики атомного ядра было в значительной степени связано с изучением коллективных состояний ядер, их роли в различных реакциях, их взаимодействий с одночастичными степенями свободы, их мод распада и т.д.

Фотоядерные реакции
Исследование природы и свойств ГДР сыграло решающую роль в становлении современных представлений о структуре и динамике атомного ядра.
Для изучения особенностей формирования и распада ГДР необходима, прежде всего, точная и надежная информация об энергетических зависимостях сечений (функциях возбуждения) реакций полного фотопоглощения и различных парциальных реакций, вызываемых фотонами.

Фотоядерные реакции
Процедура определения сечения реакции по измеренному выходу в таких экспериментах – решение обратной задачи с самого начала исследований послужила и до сих пор служит причиной поиска альтернативных способов измерений сечений реакций.
Это требует обеспечения в экспериментах таких условий, при которых эффективный спектр фотонов, вызывающих реакцию, мог бы в той или иной степени рассматриваться как близкий к моноэнергетическому.

ГДР
Положение гигантского резонанса монотонно уменьшается с ростом массового числа А ядер от 20–25 Мэв в лёгких ядрах до 13 Мэв в тяжёлых.
Зависимость энергии Еm, соответствующей вершине резонанса, от А описывается формулой:
Еm = 34 А -1/6.
Ширина резонанса Г ~ 4–8 Мэв;
она минимальна у магических ядер – Г (208Pb) = 3,9 Мэв, и
максимальна у деформированных ядер – Г (165Но) = 7 Мэв.

ГДР
В области гигантского резонанса кривая поглощения не является монотонной, а имеет определённую структуру. У деформированных ядер это двугорбая кривая (рис. 2, а). У лёгких и средних ядер и у некоторых тяжёлых ядер наблюдается несколько максимумов шириной в сотни кэв (рис. 2, б).
Распределение фотонейтронов по энергии в области резонанса близко к максвелловскому. Вместе с тем есть отклонения: большим оказывается число нейтронов в высокоэнергетической области спектра. Распределение фотопротонов в большинстве случаев не является максвелловским.

ГДР
Гигантский резонанс связывают с возбуждением γ-квантами собственных колебаний протонов относительно нейтронов (дипольные колебания). Нуклоны могут покидать ядро непосредственно в процессе дипольных колебаний, но могут испускаться и после их затухания. Упорядоченные колебания нуклонов постепенно переходят в весьма сложное «тепловое» движение.
В результате образуется возбуждённое составное ядро, из которого «испаряются» протоны или нейтроны. Ширина Г гигантского резонанса определяется «временем жизни» дипольных колебаний.

ГДР
При энергии γ-квантов, превышающей энергию гигантского резонанса, поглощающие γ-квант нуклоны, как правило, быстро покидают ядро, дипольные колебания не возникают (ядро не успевает «раскачаться») и механизм фотоядерной реакции является «прямым».
Например, при Eγ больше 70 Мэв механизм поглощения γ-квантов становится двухнуклонным.

Гигантский резонанс
Тонкая структура ГР:
а – деформированные ядра, б - сферические

Фотоэффект
или фотоэлектрический эффект, — явление взаимодействия света или любого другого электромагнитного излучения с веществом, при котором энергия фотонов передаётся электронам вещества.
В конденсированных (твёрдых и жидких) веществах выделяют внешний (поглощение фотонов сопровождается вылетом электронов за пределы тела) и внутренний (электроны, оставаясь в теле, изменяют в нём своё энергетическое состояние) фотоэффект.
Фотоэффект в газах состоит в ионизации атомов или молекул под действием излучения.

Фотоэффект
Фотоэффект был объяснён в 1905 г. А.Эйнштейном (1921г. Нобелевская премия) на основе гипотезы Макса Планка о квантовой природе света.
В работе Эйнштейна содержалась важная новая гипотеза
— если Планк в 1900 году предположил, что свет излучается только квантованными порциями, то Эйнштейн уже считал, что свет и существует только в виде квантованных порций.

Фотоэффект
Из закона сохранения энергии, при представлении света в виде частиц (фотонов), следует формула Эйнштейна для фотоэффекта:
h ν = A+ mv2/2
где A — работа выхода (минимальная энергия, необходимая для удаления электрона из вещества);
mv2/2 — максимальная кинетическая энергия вылетающего электрона;
ν — частота падающего фотона с энергией hν ;
h — постоянная Планка.

Схема эксперимента по исследованию фотоэффекта
Из света берётся узкий диапазон частот и направляется на катод внутри вакуумного прибора.
Напряжением между катодом и анодом устанавливается энергетический порог между ними.
По току судят о достижении электронами анода.

ФОТОЭФФЕКТ
Из этой формулы следует существование красной границы фотоэффекта при T = 0 K, то есть существование наименьшей частоты
H νmin = A,
ниже которой энергии фотона уже недостаточно для того, чтобы «выбить» электрон из металла.
Суть формулы заключается в том, что энергия фотона расходуется на ионизацию атома вещества и на работу, необходимую для «вырывания» электрона, а остаток переходит в кинетическую энергию электрона.

Фотоэффект
В 1906—1915 гг. фотоэффект изучал Роберт Милликен. Он смог установить точную зависимость запирающего напряжения от частоты (действительно оказавшуюся линейной) и на его основании смог вычислить постоянную Планка. «Я потратил десять лет моей жизни на проверку этого эйнштейновского уравнения 1905 г., — писал Милликен, — и вопреки всем моим ожиданиям я вынужден был в 1915 г. безоговорочно признать, что оно экспериментально подтверждено, несмотря на его несуразность, так как казалось, что оно противоречит всему, что мы знаем об интерференции света».