Միջուկային փոխակերպումների տեսակները, ալֆա և բետա քայքայումը

Հանրագիտարան YouTube

1 / 3

✪ Քայքայման տեսակները

✪ ՌԱԴԻՈԱԿՏԻՎՈՒԹՅԱՆ ֆիզիկա

✪ Ալֆա և բետա քայքայվում են

սուբտիտրեր

Այն ամենը, ինչ մենք մինչ այժմ քննարկել ենք քիմիայի մեջ, հիմնված է էլեկտրոնների կայունության վրա, և որտեղ նրանք, ամենայն հավանականությամբ, գտնվում են կայուն թաղանթներում: Բայց եթե շարունակենք ուսումնասիրել ատոմը, կստացվի, որ ատոմում ոչ միայն էլեկտրոններ են տեղակայված և գործում։ Փոխազդեցությունները տեղի են ունենում հենց միջուկում, այն բնութագրվում է անկայունությամբ, որը նա ձգտում է թուլացնել: Սա կլինի մեր վիդեո ձեռնարկի թեման: Իրականում այդ մեխանիզմների ուսումնասիրությունը առաջին կուրսեցիների քիմիայի ծրագրում ներառված չէ, բայց այդ գիտելիքը հաստատ ավելորդ չի լինի։ Երբ մենք ուսումնասիրում ենք ուժեղ միջուկային ուժերը, քվանտային ֆիզիկան և այլն, մենք ավելի մանրամասն կանդրադառնանք, թե ինչու են ատոմների միջուկները կազմող պրոտոնները, նեյտրոնները և քվարկները փոխազդեցության այս ձևով: Եվ հիմա եկեք պատկերացնենք, թե ինչպես կարող է միջուկն ընդհանրապես քայքայվել:Սկսենք պրոտոնային ճառագայթից: Մի քանիսը նկարեմ։ Սրանք պրոտոններ են, և այստեղ կլինեն նեյտրոններ: Ես դրանք կնկարեմ հարմար գույնով: Մոխրագույն գույնն այն է, ինչ ձեզ հարկավոր է: Ահա նրանք, իմ նեյտրոնները: Քանի՞ պրոտոն ունեմ ես: Ես ունեմ 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8: Այսպիսով, կլինեն 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9 նեյտրոններ: Ենթադրենք, դա ատոմի միջուկ է: Ի դեպ, սա ատոմային միջուկի մասին առաջին տեսանյութն է։ Ընդհանուր առմամբ, ատոմ նկարելը իրականում շատ դժվար է, քանի որ այն չունի հստակ սահմանված սահմաններ։ Էլեկտրոնը ցանկացած պահի կարող է լինել ցանկացած վայրում: Բայց եթե մենք խոսում ենք էլեկտրոնի գտնվելու վայրի մասին 90% դեպքերում, ապա դա կլինի ատոմի շառավիղը կամ տրամագիծը: Մենք վաղուց գիտեինք, որ միջուկը ոլորտի ծավալի անվերջ փոքր մասն է, որտեղ էլեկտրոնը գտնվում է ժամանակի 90%-ում։ Եվ սրանից հետևում է, որ գրեթե այն ամենը, ինչ մենք տեսնում ենք մեր շուրջը, դատարկ տարածություն է։ Այս ամենը դատարկ տարածություն է։ Ես սա ասում եմ, որովհետև դա անսահման փոքր մասնիկ է, թեև այն ատոմի ծավալի շատ փոքր մասն է, դրա զանգվածը ատոմի գրեթե ամբողջ զանգվածն է, սա շատ կարևոր է: Դրանք ատոմներ չեն, էլեկտրոններ չեն։ Մենք թափանցում ենք միջուկ։ Ստացվում է, որ երբեմն միջուկը անկայուն է և ձգտում է հասնել ավելի կայուն կոնֆիգուրացիայի։ Մենք չենք մանրամասնի միջուկի անկայունության պատճառները։ Բայց, միայն ասեմ, որ երբեմն այն արտանետում է այն, ինչ կոչվում է ալֆա մասնիկներ։ Այս երեւույթը կոչվում է ալֆա քայքայում: Եկեք գրենք. Ալֆայի քայքայումը. Միջուկն արձակում է ալֆա մասնիկ, հնչում է ֆանտաստիկ։ Դա պարզապես նեյտրոնների և պրոտոնների հավաքածու է: Ալֆա մասնիկը երկու նեյտրոն և երկու պրոտոն է: Երևի զգում են, որ այստեղ չեն տեղավորվում, սրանք, օրինակ։ Եվ արտանետում կա: Նրանք թողնում են միջուկը: Մտածեք, թե ինչ է տեղի ունենում ատոմի հետ, երբ նման բան է տեղի ունենում: Վերցնենք պատահական տարր, եկեք այն անվանենք E: Այն ունի P - պրոտոններ: Ես տառերը կնկարեմ նույն գույնով, ինչ պրոտոնները: Այսպիսով, ահա պրոտոնները: Բնականաբար, E տարրն ունի ատոմային զանգվածային թիվ, որը հավասար է պրոտոնների և նեյտրոնների գումարին։ Նեյտրոնները մոխրագույն են։ Ալֆայի քայքայումը տեղի է ունենում, ի՞նչ կլինի այս տարրի հետ: Ի՞նչ կլինի այս տարրի հետ: Պրոտոնների թիվը կրճատվում է երկուսով։ Հետևաբար, պրոտոնների թիվը կլինի p հանած 2: Եվ նեյտրոնների թիվը նույնպես նվազում է երկուսով: Այսպիսով, այստեղ մենք ունենք p մինուս 2, գումարած մեր նեյտրոնները մինուս 2, այսինքն՝ ընդհանուր առմամբ հանած 4։ Զանգվածը կրճատվում է չորսով, և հին տարրը վերածվում է նորի։ Հիշեք, որ տարրերը որոշվում են պրոտոնների քանակով: Ալֆա քայքայման ժամանակ դուք կորցնում եք երկու նեյտրոն և երկու պրոտոն, բայց հենց պրոտոններն են այս տարրը դարձնում մեկ այլ տարր: Եթե ​​այս տարրը կոչենք 1, ինչը ես պատրաստվում եմ անել, մենք այժմ ունենք նոր տարր՝ տարր 2: Ուշադիր նայեք: Կա մի բանի արտանետում, որն ունի երկու պրոտոն և երկու նեյտրոն: Հետևաբար, նրա զանգվածը հավասար կլինի երկու պրոտոնի և երկու նեյտրոնի զանգվածին։ Ինչ է սա? Չորս զանգված ունեցող մի բան առանձնանում է: Ի՞նչ է պարունակում երկու պրոտոն և երկու նեյտրոն: Հիմա ես չունեմ տարրերի պարբերական աղյուսակ։ Այս տեսանյութը նկարելուց առաջ մոռացել էի կտրել և կպցնել։ Բայց դուք արագ կգտնեք պարբերական համակարգում մի տարր, որն ունի երկու պրոտոն, և այդ տարրը հելիումն է: Նրա ատոմային զանգվածը իսկապես չորս է։ Իրոք, ալֆա քայքայման ժամանակ հելիումի միջուկն է արտանետվում։ Սա հելիումի միջուկն է։ Քանի որ սա հելիումի միջուկ է, այն չունի էլեկտրոններ՝ պրոտոնների լիցքը չեզոքացնելու համար, այն իոն է։ Այն չունի էլեկտրոններ: Այն ունի ընդամենը երկու պրոտոն, ուստի ունի լիցք՝ գումարած 2։ Եկեք ստորագրենք լիցքը։ Ալֆա մասնիկը պարզապես հելիումի իոն է, հելիումի իոն՝ գումարած 2 լիցքով, որն ինքնաբուխ արտանետվում է միջուկից՝ ավելի կայուն վիճակի հասնելու համար։ Սա քայքայման մի տեսակ է: Հիմա ուրիշները.. Եվս մեկ միջուկ ենք նկարում։ Նեյտրոններ նկարիր։ Նկարեք պրոտոններ: Երբեմն պարզվում է, որ նեյտրոնն իրեն անհարմար է զգում։ Նա նայում է, թե ինչ են անում պրոտոնները ամեն օր և ասում՝ գիտե՞ք ինչ։ Ինչ-որ կերպ, երբ ես լսում եմ ինձ, զգում եմ, որ ես իսկապես պետք է պրոտոն լինեմ: Եթե ​​ես լինեի պրոտոն, ապա ամբողջ միջուկը մի փոքր ավելի կայուն կլիներ: Իսկ ի՞նչ է անում այն ​​պրոտոն դառնալու համար: Հիշո՞ւմ եք, նեյտրոնն ունի չեզոք լիցք: Դա այն է, ինչ անում է, էլեկտրոն է արձակում: Թվում է, թե խենթ է: Էլեկտրոնները նեյտրոններում և այդ ամենը։ Եվ ես համաձայն եմ քեզ հետ։ Սա խելագարություն է։ Եվ մի օր մենք կուսումնասիրենք այն ամենը, ինչ կա միջուկի ներսում։ Առայժմ միայն ասենք, որ նեյտրոնը կարող է էլեկտրոն արձակել։ Այն, ինչ նա անում է: Այսպիսով, ահա էլեկտրոնը: Մենք ընդունում ենք դրա զանգվածը զրոյի հավասար... Իրականում դա այդպես չէ, բայց մենք հիմա խոսում ենք ատոմային զանգվածի միավորների մասին: Եթե ​​պրոտոնի զանգվածը մեկ է, ապա էլեկտրոնի զանգվածը 1836 անգամ պակաս է։ Հետևաբար, մենք ընդունում ենք դրա զանգվածը որպես զրո: Չնայած դա այդպես չէ: Եվ դրա լիցքը մինուս 1 է: Այսպիսով, վերադառնանք գործընթացին: Նեյտրոնն արձակում է էլեկտրոն։ Իհարկե, նեյտրոնը չեզոք չի մնում, այլ վերածվում է պրոտոնի։ Սա կոչվում է բետա քայքայում: Գրի առնենք այս տեսակետը։ Բետա քայքայումը. Իսկ բետա մասնիկը իրականում ընդամենը արտանետվող էլեկտրոն է: Վերադառնանք մեր տարերքին։ Այն ունի որոշակի քանակությամբ պրոտոններ և նեյտրոններ։ Նրանք միասին կազմում են զանգվածային թիվը։ Ի՞նչ է տեղի ունենում, երբ այն ենթարկվում է բետա քայքայման: Արդյո՞ք պրոտոնների թիվը փոխվում է: Իհարկե, մենք ունենք մեկ պրոտոն ավելի, քան ունեինք, քանի որ մեկ նեյտրոնը վերածվեց պրոտոնի։ Պրոտոնների թիվն ավելացել է 1-ով։ Զանգվածային թիվը փոխվե՞լ է։ Եկեք տեսնենք. Նեյտրոնների թիվը մեկով պակասել է, իսկ պրոտոններինը՝ մեկով։ Հետեւաբար, զանգվածային թիվը չի փոխվել: Այն դեռ P է գումարած N, այսինքն, զանգվածը մնում է նույնը, ի տարբերություն ալֆա քայքայման իրավիճակի, բայց տարրն ինքնին փոխվում է: Պրոտոնների թիվը փոխվում է. Բետա քայքայման արդյունքում մենք կրկին ստանում ենք նոր տարր։ Հիմա իրավիճակն այլ է. Ենթադրենք, այս պրոտոններից մեկը նայում է նեյտրոններին և ասում՝ գիտե՞ք ինչ։ Ես տեսնում եմ, թե ինչպես են նրանք ապրում։ Ես սիրում եմ այն: Կարծում եմ, որ ես ավելի հարմարավետ կլինեի, և միջուկի ներսում գտնվող մեր մասնիկների խումբն ավելի երջանիկ կլիներ, եթե ես նույնպես նեյտրոն լինեի: Մենք բոլորս ավելի կայուն վիճակում կլինեինք։ Իսկ ի՞նչ է անում։ Այս անհարմար պրոտոնն ավելի շուտ պոզիտրոն արձակելու հատկություն ունի, քան պրոտոն: Այն արձակում է պոզիտրոն։ Իսկ ի՞նչ է դա։ Սա մասնիկ է, որն ունի ճիշտ նույն զանգվածը, ինչ էլեկտրոնը: Այսինքն՝ նրա զանգվածը 1836 անգամ փոքր է պրոտոնի զանգվածից։ Բայց այստեղ մենք պարզապես գրում ենք զրո, քանի որ ատոմային զանգվածի միավորներով այն մոտենում է զրոյին։ Բայց պոզիտրոնը դրական լիցք ունի։ Մի քիչ շփոթեցնող է, որ այստեղ դեռ գրված է e: Երբ ես տեսնում եմ e, կարծում եմ, որ դա էլեկտրոն է: Բայց ոչ, այս մասնիկը նշվում է e տառով, քանի որ այն նույն տեսակի մասնիկն է, բայց բացասական լիցքի փոխարեն ունի դրական լիցք։ Սա պոզիտրոն է։ Եկեք ստորագրենք. Ինչ-որ անսովոր բան է սկսում տեղի ունենալ այս տեսակի մասնիկների և նյութի հետ, որոնք մենք դիտարկում ենք: Բայց սա փաստ է։ Եվ եթե պրոտոնն արտանետում է այս մասնիկը, ապա նրա դրական լիցքը գործնականում հեռանում է նրա հետ, և այդ պրոտոնը վերածվում է նեյտրոնի։ Սա կոչվում է պոզիտրոնային արտանետում: Պոզիտրոնի արտանետումը բավականին հեշտ է պատկերացնել, վերնագիրն ամեն ինչ ասում է. Կրկին E տարրը՝ որոշակի քանակությամբ պրոտոններով և նեյտրոններով։ Ինչպիսի՞ն պետք է լինի այս նոր տարրը: Այն կորցնում է պրոտոն: P մինուս 1. Այն վերածվում է նեյտրոնի: Այսինքն՝ P թիվը կրճատվում է մեկով։ N թիվը ավելացվում է մեկով։ Հետեւաբար, ամբողջ ատոմի զանգվածը չի փոխվում։ Դա կլինի P գումարած N: Բայց մենք դեռ պետք է ավարտենք մեկ այլ տարրով, այնպես չէ՞: Երբ բետա քայքայումը տեղի է ունենում, պրոտոնների թիվը մեծանում է: Պարբերական աղյուսակում մենք շարժվել ենք դեպի աջ, կամ ավելացել ենք, գիտեք ինչ նկատի ունեմ։ Երբ պոզիտրոն է արտանետվում, պրոտոնների թիվը նվազում է։ Այս երկու արձագանքների մեջ էլ պետք է սա գրել։ Այսպիսով, սա պոզիտրոնի արտանետումն է, և մնացել է մեկ պոզիտրոն: Իսկ մեր բետա քայքայման ժամանակ մնում է մեկ էլեկտրոն: Արձագանքները գրված են ճիշտ նույն կերպ։ Դուք գիտեք, որ դա էլեկտրոն է, քանի որ այն ունի մինուս 1 լիցք: Դուք գիտեք, որ դա պոզիտրոն է, քանի որ այն ունի գումարած 1 լիցք: Գոյություն ունի քայքայման վերջին տեսակը, որի մասին դուք պետք է իմանաք: Բայց դա չի փոխում միջուկի պրոտոնների կամ նեյտրոնների թիվը։ Այն ուղղակի արձակում է հսկայական քանակությամբ էներգիա կամ երբեմն բարձր էներգիայի պրոտոն: Այս երեւույթը կոչվում է գամմա քայքայում: Գամմայի քայքայումը նշանակում է, որ այս մասնիկները փոխում են իրենց կոնֆիգուրացիան: Նրանք մի փոքր մոտենում են: Եվ մոտենալով՝ էներգիա են արձակում էլեկտրամագնիսական ճառագայթման տեսքով՝ շատ փոքր ալիքի երկարությամբ։ Ըստ էության, դուք կարող եք այն անվանել գամմա մասնիկ կամ գամմա ճառագայթ: Սա գերբարձր էներգիա է: Գամմա ճառագայթները շատ վտանգավոր են։ Նրանք կարող են սպանել քեզ: Այդ ամենը տեսություն էր: Հիմա մի երկու խնդիր լուծենք և պարզենք, թե ինչ տեսակի քայքայման հետ գործ ունենք։ Այստեղ ես ունեմ բերիլիում-7, որտեղ յոթը ատոմային զանգվածն է: Եվ ես այն վերածում եմ լիթիում-7-ի: Այսպիսով, ի՞նչ է կատարվում այստեղ: Բերիլիումի միջուկի զանգվածը մնում է անփոփոխ, սակայն պրոտոնների թիվը չորսից նվազում է երեքի։ Բերիլիումի պրոտոնների քանակը նվազել է։ Ընդհանուր քաշը չի փոխվել։ Անշուշտ, սա ալֆա քայքայում չէ: Ալֆայի քայքայումը, ինչպես գիտեք, միջուկից հելիումի արտազատումն է: Այսպիսով, ինչն է առանձնանում: Դրական լիցք կամ պոզիտրոն ազատվում է։ Սա այստեղ ցույց է տրված հավասարմամբ: Սա պոզիտրոն է։ Հետևաբար, բերիլիում-7-ի քայքայման այս տեսակը լիթիում-7-ը պոզիտրոնի արտանետումն է: Ամեն ինչ պարզ է. Հիմա եկեք նայենք հաջորդ օրինակին: Ուրան-238-ը քայքայվում է մինչև թորիում-234: Եվ մենք տեսնում ենք, որ ատոմային զանգվածը նվազում է 4-ով, և մենք տեսնում ենք, որ ատոմային թիվը նվազում է, պրոտոնների թիվը նվազում է 2-ով: Հավանաբար, արձակվել է մի բան, որն ունի չորս ատոմային զանգված, իսկ ատոմային թիվը երկու, այսինքն՝ հելիում: Այսպիսով, սա ալֆա քայքայումն է: Ահա ալֆա մասնիկը։ Սա ալֆա քայքայման օրինակ է: Բայց ամեն ինչ այդքան էլ պարզ չէ: Որովհետև եթե 92 պրոտոնից մնացել է 90 պրոտոն, ապա դեռ մնում է 92 էլեկտրոն: Հիմա մինուս 2-ի լիցքավորում կլինի՞։ Եվ ավելին, հելիումը, որն ազատվում է, այն չունի էլեկտրոններ: Դա պարզապես հելիումի միջուկ է: Այսպիսով, գանձումը կլինի գումարած 2: Եթե ​​այս հարցը տաք, միանգամայն ճիշտ կլինեք։ Բայց իրականում հենց քայքայման պահին է, որ թորիումն այլևս պատճառ չունի պահել այս երկու էլեկտրոնները, ուստի այս երկու էլեկտրոնները անհետանում են, և թորիումը նորից դառնում է չեզոք։ Իսկ հելիումը շատ արագ արձագանքում է նույն կերպ։ Նրան իսկապես անհրաժեշտ է երկու էլեկտրոն կայուն լինելու համար, ուստի այն շատ արագ բռնում է երկու էլեկտրոն և դառնում կայուն: Դուք կարող եք գրել այն ցանկացած ձևով: Դիտարկենք ևս մեկ օրինակ. Այստեղ ես յոդ ունեմ: Լավ: Տեսնենք, թե ինչ կլինի։ Զանգվածը չի փոխվում։ Պրոտոնները պետք է վերածվեն նեյտրոնների կամ նեյտրոնների՝ վերածվեն պրոտոնների: Մենք տեսնում ենք, որ այստեղ ես ունեմ 53 պրոտոն, իսկ այստեղ՝ 54: Ըստ երևույթին, մեկ նեյտրոնը վերածվել է պրոտոնի: Նեյտրոնը, ըստ երեւույթին, վերածվել է պրոտոնի։ Նեյտրոնը վերածվում է պրոտոնի՝ էլեկտրոն արձակելով։ Եվ մենք դա դիտարկում ենք այս ռեակցիայի ժամանակ։ Էլեկտրոնն ազատվում է։ Այսպիսով, դա բետա քայքայումն է: Սա բետա մասնիկ է: Ստորագրվել է. Նույն տրամաբանությունն է գործում. Սպասեք, 53-ի փոխարեն կա 54 պրոտոն։ Հիմա, երբ ավելացվեց ևս մեկ պրոտոն, ես դրական լիցք կունենա՞մ: Այո, դա կլինի: Բայց շատ շուտով, գուցե ոչ հենց այս էլեկտրոնները, այնքան շատ էլեկտրոններ կան, որոնք պտտվում են շուրջը. Բայց դուք միանգամայն ճիշտ կլինեք, եթե հարցնեք՝ արդյոք մասնիկը ժամանակի մի փոքր հատվածի համար կդառնա իոն: Դիտարկենք ևս մեկ օրինակ. Ռադոն-222 86 ատոմային թվով, որը վերածվում է պոլոնիում-218-ի, 84 ատոմային թվով։ Հետաքրքիր փոքրիկ շեղում։ Պոլոնիումը անվանվել է Լեհաստանի պատվին, քանի որ Մարի Կյուրին, ով հայտնաբերեց այն, այդ ժամանակ այնտեղից էր՝ մոտ 1800-ականների վերջին. Լեհաստանը դեռ գոյություն չուներ որպես առանձին երկիր: Նրա տարածքը բաժանված էր Պրուսիայի, Ռուսաստանի և Ավստրիայի միջև։ Իսկ լեհերը շատ էին ուզում, որ մարդիկ իմանային, որ իրենք մեկ ժողովուրդ են։ Նրանք բացահայտեցին, որ երբ ռադոնը քայքայվում է, այս տարրը ձևավորվում է: Եվ այն անվանել են ի պատիվ իրենց հայրենիքի՝ Լեհաստանի։ Սա նոր տարրեր բացահայտելու արտոնությունն է։ Բայց վերադառնանք առաջադրանքին: Եւ ինչ պատահեց? Ատոմային զանգվածը նվազել է չորսով։ Ատոմային թիվը նվազել է երկուսով։ Եվս մեկ անգամ կրկնում եմ, ըստ երեւույթին, հելիումի մասնիկ է արձակվել։ Հելիումի միջուկն ունի չորս ատոմային զանգված, իսկ ատոմային թիվը՝ երկու։ Ամեն ինչ պարզ է. Այսպիսով, սա ալֆա քայքայումն է: Կարող եք գրել, որ սա հելիումի միջուկ է։ Այն չունի էլեկտրոններ: Նույնիսկ կարող ենք միանգամից ասել, որ այն կունենա բացասական լիցք, բայց հետո կորցնում է այն։ Ենթագրերը՝ Amara.org համայնքի կողմից

Տեսություն

Ալֆայի քայքայումը հիմնականվիճակները դիտվում են միայն բավականաչափ ծանր միջուկներում, օրինակ՝ ռադիում-226 կամ ուրան-238: Ալֆա-ռադիոակտիվ միջուկները նուկլիդների աղյուսակում հայտնվում են՝ սկսած 52 ատոմային համարից (տելուրիում) և զանգվածային թվից մոտ 106-110, իսկ 82-ից ավելի ատոմային և 200-ից ավելի զանգվածային թվով, գրեթե բոլոր նուկլիդները ալֆա-ռադիոակտիվ են, թեև ալֆա քայքայումը կարող է նրանց դոմինանտը լինել: Ի թիվս բնական Isotopes, Alpha ռադիոակտիվությունը նկատվում է հազվագյուտ երկրային տարրերի մի քանի պետություններում (NeodyMium-144, Samarium-147, Samarium-148, Europium-151, Gadolinium-152), ինչպես նաեւ Hafnium-174, Tungium-186, Thorium-232, Thorium-232 5, ուրան -38) եւ ուրանի եւ տորի կարճաժամկետ քայքայվող արտադրանքներ:

Ալֆայի քայքայումը շատ հուզվածմիջուկային վիճակներ նկատվում են նաև մի շարք լուսային նուկլիդներում, օրինակ՝ լիթիում-7-ում։

Ալֆա մասնիկը միջուկային ուժերի պատճառով պոտենցիալ պատնեշի միջով անցնում է թունելային անցում, ուստի ալֆա քայքայումը, ըստ էության, քվանտային գործընթաց է: Քանի որ թունելային էֆեկտի հավանականությունը էքսպոնենցիալ կախված է արգելքի բարձրությունից, ալֆա-ակտիվ միջուկների կիսամյակը երկրաչափականորեն աճում է ալֆա մասնիկի էներգիայի նվազմամբ (այս փաստը Գայգեր-Նատալի օրենքի բովանդակությունն է): Երբ ալֆա մասնիկի էներգիան 2 ՄէՎ-ից պակաս է, ալֆա-ակտիվ միջուկների կյանքի տևողությունը զգալիորեն գերազանցում է Տիեզերքի կյանքի տևողությունը: Հետևաբար, չնայած ցերիումից ծանր բնական իզոտոպների մեծ մասը սկզբունքորեն ունակ է քայքայվել այս ալիքով, դրանցից միայն մի քանիսն են իրականում գրանցել նման քայքայումը: Վտանգ կենդանի օրգանիզմների համար

Լինելով բավականին ծանր և դրական լիցքավորված՝ ռադիոակտիվ քայքայման ալֆա մասնիկներն ունեն նյութի շատ կարճ միջակայք և, երբ շարժվում են միջավայրով, արագ կորցնում են էներգիան աղբյուրից փոքր հեռավորության վրա: Սա հանգեցնում է նրան, որ ամբողջ ճառագայթման էներգիան ազատվում է նյութի փոքր ծավալից, ինչը մեծացնում է բջիջների վնասման հավանականությունը, երբ ճառագայթման աղբյուրը մտնում է մարմին: Այնուամենայնիվ արտաքինՌադիոակտիվ աղբյուրներից ճառագայթումը անվնաս է, քանի որ ալֆա մասնիկները կարող են արդյունավետորեն թակարդվել մի քանի սանտիմետր օդով կամ տասնյակ միկրոմետր խիտ նյութով, օրինակ՝ թղթի թերթիկով և նույնիսկ էպիդերմիսի մեռած շերտով, առանց կենդանի բջիջներին հասնելու: Նույնիսկ մաքուր ալֆա ճառագայթման աղբյուրին դիպչելը վտանգավոր չէ, թեև պետք է հիշել, որ ալֆա ճառագայթման շատ աղբյուրներ արձակում են նաև շատ ավելի թափանցող ճառագայթման տեսակներ (բետա մասնիկներ, գամմա ճառագայթներ, երբեմն նեյտրոններ): Այնուամենայնիվ, եթե ալֆա աղբյուրը մտնում է մարմին, դա հանգեցնում է ճառագայթման զգալի ազդեցության: Ալֆա ճառագայթման որակի գործակիցը 20 է (ավելի քան իոնացնող ճառագայթման մյուս տեսակները, բացառությամբ ծանր միջուկների և տրոհման բեկորների)։ Սա նշանակում է, որ կենդանի հյուսվածքում ալֆա մասնիկը մոտավորապես 20 անգամ ավելի մեծ վնաս է պատճառում, քան հավասար էներգիայի գամմա կամ բետա մասնիկը:

Վերը նշված բոլորը վերաբերում են ալֆա մասնիկների ռադիոակտիվ աղբյուրներին, որոնց էներգիաները չեն գերազանցում 15 ՄէՎ-ը։ Արագացուցիչում արտադրվող ալֆա մասնիկները կարող են զգալիորեն ավելի բարձր էներգիա ունենալ և զգալի չափաբաժին ստեղծել նույնիսկ մարմնի արտաքին ճառագայթման դեպքում:

Այս տեսակի քայքայման դեպքում Z ատոմային թվով և A զանգվածային թվով միջուկը քայքայվում է՝ արտանետելով ալֆա մասնիկ, ինչը հանգեցնում է Z-2 ատոմային համարով և A-4 զանգվածային թվով միջուկի ձևավորմանը.

Ներկայումս հայտնի են ավելի քան 200 ալֆա արտանետող նուկլիդներ, որոնց թվում թեթև և միջին միջուկներ գրեթե չկան։ Թեթև միջուկներից 8 Be-ը բացառություն է, բացի այդ, հայտնի են հազվագյուտ հողային տարրերի մոտ 20 ալֆա արտանետող նուկլիդներ։ Ա արտանետվող իզոտոպների ճնշող մեծամասնությունը ռադիոակտիվ տարրեր են, այսինքն. Z> 83 ունեցող տարրերին, որոնց մեջ զգալի մասն են կազմում արհեստական ​​նուկլիդները։ Բնական նուկլիդների թվում կան մոտ 30 ալֆաակտիվ միջուկներ, որոնք պատկանում են երեք ռադիոակտիվ ընտանիքներին (ուրանի, ակտինիումի և թորիումի շարքերը), որոնք քննարկվել են վերևում։ Հայտնի ալֆա ռադիոակտիվ նուկլիդների կես կյանքը տատանվում է 0,298 µs-ից 212 Po-ից մինչև >10 15 տարի 144 Nd, 174 Hf-ի համար: Հիմնական վիճակներից ծանր միջուկներից արտանետվող ալֆա մասնիկների էներգիան 4-9 ՄէՎ է, իսկ հազվագյուտ հողային տարրերի միջուկները՝ 2-4,5 ՄեՎ։

Որ ալֆայի քայքայման հավանականությունը մեծանում է մեծանալու հետ Զ,պայմանավորված է նրանով, որ միջուկների այս տիպի փոխակերպումը կապված է Կուլոնյան վանման հետ, որը միջուկների չափի մեծացման հետ համաչափ մեծանում է. Զ 2, մինչդեռ միջուկային ներգրավման ուժերը գծային աճում են զանգվածային թվի աճով Ա.

Ինչպես ցույց է տրվել ավելի վաղ, միջուկը անկայուն կլինի a-decay-ի նկատմամբ, եթե պահպանվի հետևյալ անհավասարությունը.

որտեղ և համապատասխանաբար նախնական և վերջնական միջուկների մնացած զանգվածներն են.

ա մասնիկի զանգվածն է։

Միջուկների α-քայքայման էներգիա ( Եα) ալֆա մասնիկի կինետիկ էներգիայի գումարն է, որն արտանետվում է մայր միջուկից. Տα , և կինետիկ էներգիան, որը դուստր միջուկը ձեռք է բերում ալֆա մասնիկի արտանետման արդյունքում (հետադարձ էներգիա) T otd:

Օգտագործելով էներգիայի և իմպուլսի պահպանման օրենքները, կարող ենք ստանալ կապը.

Որտեղ M otd = հետադարձ միջուկի զանգվածն է;

Մα-ն ալֆա մասնիկի զանգվածն է։

Միասին լուծելով (4.3) և (4.4) հավասարումները՝ ստանում ենք.

. (4.5)

Եվ համապատասխանաբար,

. (4.6)

Հավասարումները (4.5 և 4.6) ցույց են տալիս, որ ալֆա քայքայման էներգիայի մեծ մասը (մոտ 98%) տարվում է ալֆա մասնիկներով: Հետադարձ միջուկի կինետիկ էներգիան ≈100 կէՎ է (≈5 ՄէՎ ալֆա քայքայման էներգիայի դեպքում): Հարկ է նշել, որ հետադարձ ատոմների կինետիկ էներգիայի նույնիսկ նման թվացող փոքր արժեքները շատ նշանակալի են և հանգեցնում են նմանատիպ միջուկներ ունեցող ատոմների բարձր ռեակտիվության: Համեմատության համար մենք նշում ենք, որ սենյակային ջերմաստիճանում մոլեկուլների ջերմային շարժման էներգիան մոտավորապես 0,04 էՎ է, իսկ քիմիական կապի էներգիան սովորաբար 2 էՎ-ից պակաս է։ Հետևաբար, հետադարձ միջուկը ոչ միայն խախտում է մոլեկուլի քիմիական կապը, այլև մասամբ կորցնում է էլեկտրոնային թաղանթը (էլեկտրոնները պարզապես չեն համընկնում հետադարձ միջուկի հետ) իոնների ձևավորման հետ։

Ռադիոակտիվ քայքայման տարբեր տեսակներ, ներառյալ ալֆա քայքայումը դիտարկելիս, օգտագործվում են էներգիայի դիագրամներ: Ամենապարզ էներգիայի դիագրամը ներկայացված է նկ. 4.1.

Բրինձ. 4.1. Ալֆա քայքայման ամենապարզ սխեման.

Համակարգի էներգետիկ վիճակը քայքայվելուց առաջ և հետո պատկերված է հորիզոնական գծերով։ Ալֆա մասնիկը ներկայացված է աջից ձախ իջնող սլաքով (թավ կամ կրկնակի): Սլաքը ցույց է տալիս արտանետվող ալֆա մասնիկների էներգիան:

Պետք է նկատի ունենալ, որ Նկ. 4.1 սխեման ամենապարզ դեպքն է, երբ միջուկից արտանետվող ալֆա մասնիկները ունեն մեկ կոնկրետ էներգիա։ Որպես կանոն, ալֆա սպեկտրը ունի նուրբ կառուցվածք, այսինքն. Նույն նուկլիդի միջուկներն արձակում են ալֆա մասնիկներ՝ բավական մոտ, բայց մեծությամբ տարբեր էներգիայով։ Պարզվել է, որ եթե ալֆա անցումը կատարվի դուստր միջուկի գրգռված վիճակին, ապա ալֆա մասնիկների էներգիան, համապատասխանաբար, ավելի քիչ կլինի, քան ռադիոնուկլիդների սկզբնական և դուստր միջուկների հիմնական վիճակների անցմանը բնորոշ էներգիան: Եվ եթե կան մի քանի նման հուզված վիճակներ, ապա կլինեն մի քանի հնարավոր ալֆա անցումներ: Այս դեպքում ձևավորվում են տարբեր էներգիաներով դուստր միջուկներ, որոնք անցում կատարելիս գետնին կամ ավելի կայուն վիճակին արտանետում են գամմա քվանտա։

Իմանալով բոլոր ալֆա մասնիկների և գամմա քվանտների էներգիան՝ հնարավոր է կառուցել էներգիայի քայքայման դիագրամ:

Օրինակ. Կառուցեք քայքայման սխեման հետևյալ տվյալների համաձայն.

α-մասնիկների էներգիան՝ 4,46; 4.48; 4.61; և 4,68 ՄէՎ,

γ-քվանտի էներգիա - 0,07; 0,13; 0,20; և 0,22 ՄէՎ։

Ընդհանուր քայքայման էներգիան 4,68 ՄէՎ է:

Լուծում. Սկզբնական միջուկի էներգետիկ մակարդակից գծում ենք չորս սլաք, որոնցից յուրաքանչյուրը նշանակում է որոշակի էներգիայի α-մասնիկների արտանետում։ Հաշվելով α-մասնիկների առանձին խմբերի էներգիաների տարբերությունները և համեմատելով այդ տարբերությունները γ-քվանտների էներգիաների հետ՝ մենք գտնում ենք, թե որ անցումներն են համապատասխանում յուրաքանչյուր էներգիայի γ-քվանտների արտանետմանը։

4,48 - 4,46 = 0,02 ՄէՎ, չկան համապատասխան γ-քվանտա

4.61 - 4.46 = 0.15 ՄԷՎ

4,61 - 4,48 = 0,13 ՄԷՎ էներգիաները համապատասխանում են էներգիաներին

4,68 - 4,46 = 0,22 ՄէՎ γ-քվանտա, որը արտանետվում է քայքայման ժամանակ

4.68 - 4.48 = 0.20 MeV 230 Th

4,68 - 4,61 = 0,07 ՄԷՎ

Բրինձ. 4.2 - 230 Th-ի քայքայման սխեման.

Միաժամանակ հնարավոր է նաև երկրորդ դեպքը, երբ ալֆա անցումը կատարվում է ծնողական միջուկի գրգռված վիճակից երեխայի հիմնական վիճակին։ Այս դեպքերը սովորաբար որակվում են որպես հեռահար ալֆա մասնիկների առաջացում, որոնց արտանետման հնարավորությունները առաջանում են բարդ β-քայքայման արդյունքում ձևավորված գրգռված միջուկներից։ Այսպիսով, որպես օրինակ, Նկար 4.3-ում ներկայացված է պոլոնիում-212 միջուկի կողմից հեռահար α-մասնիկների արտանետման դիագրամը, որը ձևավորվում է բիսմուտ-212 միջուկի β-քայքայման արդյունքում: Երևում է, որ, կախված β-անցման բնույթից, պոլոնիում-212 միջուկը կարող է ձևավորվել գետնի և գրգռված վիճակներում։ Պոլոնիում-212 միջուկի գրգռված վիճակներից արտանետվող ալֆա մասնիկները հեռահար են։ Այնուամենայնիվ, պետք է նկատի ունենալ, որ այս ձևով առաջացած ալֆա-ակտիվ միջուկների համար գրգռված վիճակից անցումը ավելի հավանական է, քան հեռահար ալֆա մասնիկ, այլ ոչ թե հեռահար ալֆա մասնիկի արտանետմամբ γ-քվանտ: Հետեւաբար, հեռահար ալֆա մասնիկները շատ հազվադեպ են:

Ավելին, գիտնականները շատ կարևոր օրինաչափություն են հաստատել՝ երբ փոքր a-մասնիկների էներգիայի ավելացում, կիսատ կյանքը փոխվում է մի քանի պատվերներ. Այսպիսով, 232 Թ Տ a = 4,08 ՄէՎ, Տ 1/2 \u003d 1,41 × 10 10 տարի, իսկ 230 Th - Տ a = 4,76 ՄէՎ, Տ 1/2 = 1,7∙10 4 տարի:

Բրինձ. 4.3. Հերթական քայքայման սխեմա՝ 212 Bi - 212 Po - 208 Pb

Կարելի է տեսնել, որ ալֆա մասնիկների էներգիայի նվազումը մոտ 0,7 ՄէՎ-ով ուղեկցվում է կիսաքայքայման 6 կարգի մեծությամբ։ ժամը Տ α < 2 МэВ период полураспада становится настолько большим, что экспериментально обнаружить альфа-активность практически невозможно. Разброс в значениях периодов полураспада, характерных для альфа-распада, весьма велик:

10 16 տարի ≥ Տ 1/2 ≥ 10 -7 վրկ,

և միևնույն ժամանակ կա ռադիոակտիվ միջուկներից արտանետվող ալֆա մասնիկների էներգիաների շատ նեղ շրջանակ.

2 MeV ≤ Տα ≤ 9 MeV:

Ալֆա մասնիկի կիսամյակի և էներգիայի միջև կապը փորձնականորեն հաստատվել է Գեյգերի և Նաթտալի կողմից 1911-1912 թվականներին։ Նրանք ցույց տվեցին, որ կախվածությունը lg Տ 1/2-ը lg-ից Տα-ն լավ մոտավոր է ուղիղ գծով.

. (4.7)

Այս օրենքը լավ է վերաբերում նույնիսկ նույնիսկ միջուկներին: Մինչդեռ կենտ-կենտ միջուկների դեպքում օրենքից շատ էական շեղում կա։

Ալֆա քայքայման հավանականության և, հետևաբար, կիսամյակի մեծ կախվածությունը էներգիայից բացատրել են Գ. Գամովը և Է. Կոնդոնը 1928 թվականին՝ օգտագործելով միջուկի մեկ մասնիկանոց մոդելի տեսությունը: Այս մոդելը ենթադրում է, որ ալֆա մասնիկը մշտապես գոյություն ունի միջուկում, այսինքն. ծնողական միջուկը բաղկացած է մանկական միջուկից և ալֆա մասնիկից: Ենթադրվում է, որ ալֆա մասնիկը շարժվում է շառավղով գնդաձեւ շրջանում Ռ (Ռմիջուկի շառավիղն է) և միջուկում պահվում է կարճ հեռահարության Կուլոնյան միջուկային ուժերով։ Դստեր միջուկի շառավղից մեծ հեռավորությունների վրա Ռ, գործում են Կուլոնի վանման ուժերը։

Նկ. 4.4-ը ցույց է տալիս ալֆա մասնիկի և հետադարձ միջուկի միջև պոտենցիալ էներգիայի կախվածությունը դրանց կենտրոնների միջև եղած հեռավորությունից:

Աբսցիսան ցույց է տալիս դուստր միջուկի և ալֆա մասնիկի միջև եղած հեռավորությունը, իսկ օրդինատը՝ համակարգի էներգիան։ Կուլոնի պոտենցիալը կտրված է հեռավորության վրա Ռ, որը մոտավորապես հավասար է մանկական միջուկի շառավղին։ Կուլոնյան արգելքի B բարձրությունը, որը ալֆա մասնիկը պետք է հաղթահարի միջուկից դուրս գալու համար, որոշվում է հարաբերությամբ.

Որտեղ ԶԵվ զհամապատասխանաբար դուստր միջուկի և ալֆա մասնիկի լիցքերն են։

Բրինձ. 4.4. Համակարգի պոտենցիալ էներգիայի փոփոխություն երեխայի միջուկի և ալֆա մասնիկի միջև եղած հեռավորության հետ:

Պոտենցիալ արգելքի արժեքը զգալիորեն գերազանցում է ռադիոակտիվ միջուկներից արտանետվող ալֆա մասնիկների էներգիան, և դասական մեխանիկայի օրենքների համաձայն, ալֆա մասնիկը չի կարող հեռանալ միջուկից: Բայց տարրական մասնիկների համար, որոնց վարքագիծը նկարագրված է քվանտային մեխանիկայի օրենքներով, հնարավոր է, որ այդ մասնիկները անցնեն պոտենցիալ պատնեշով, որը կոչվում է թունելային անցում։

Համաձայն ալֆա քայքայման տեսության, որի սկիզբը դրվել են Գ. Այսինքն՝ հնարավոր է ալֆա մասնիկի այսպես կոչված թունելավորման գործընթացը պոտենցիալ պատնեշի միջով։

Ապացուցված է, որ պատնեշի թափանցելիությունը կախված է ատոմային թվից, ատոմային զանգվածից, միջուկային շառավղից և պոտենցիալ արգելքի բնութագրերից:

Հաստատվել է, որ հավասարաչափ միջուկների ալֆա անցումները մայր նուկլիդների հիմնական մակարդակից դուստր նուկլիդների հիմնական մակարդակին բնութագրվում են կիսաքայքայման ամենափոքր արժեքներով: Կենտ-զույգ, զույգ-կենտ և կենտ-կենտ միջուկների համար ընդհանուր միտումը շարունակվում է, բայց դրանց կիսատ-ժամկետները 2-1000 անգամ ավելի երկար են, քան տրված Z-ով և զույգ-զույգ միջուկների համար: Տα) Օգտակար է հիշել. ռադիոնուկլիդներից արտանետվող ալֆա մասնիկների էներգիան, որոնք ունեն նույն զանգվածային թիվը, մեծանում է միջուկային լիցքի ավելացման հետ:

Հայտնի α-ռադիոակտիվ միջուկների կիսամյակը շատ տարբեր է: Այսպիսով, 182 Վտ հզորությամբ վոլֆրամի իզոտոպն ունի T 1/2 > 8,3·10 18 տարի, իսկ 219 Պա պրոտակտինիումի իզոտոպը՝ T 1/2 = 5,3·10 -8 վրկ։

Բրինձ. 2.1. Ռադիոակտիվ տարրի կիսամյակի կախվածությունը բնական ռադիոակտիվ տարրի α-մասնիկի կինետիկ էներգիայից։ Կտրված գիծը Գայգեր-Նատալի օրենքն է:

Հավասարաչափ իզոտոպների համար կիսատևման կախվածությունը α-քայքայման էներգիայից Q α. նկարագրված է էմպիրիկ Գայգեր-Նետոլի օրենքը

որտեղ Z-ը վերջնական միջուկի լիցքն է, կիսամյակի T 1/2-ն արտահայտվում է վայրկյաններով, իսկ α-մասնիկի E α-ի էներգիան MeV-ում է: Նկ. 2.1-ը ցույց է տալիս α-ռադիոակտիվ հավասարաչափ իզոտոպների կիսամյակի փորձարարական արժեքները (Z տատանվում է 74-ից մինչև 106) և դրանց նկարագրությունը՝ օգտագործելով կապը (2.3):
Կենտ-զույգ, զույգ-կենտ և կենտ-կենտ միջուկների համար կախվածության ընդհանուր միտումը
Q α-ի lg T 1/2-ը պահպանվում է, բայց կիսատ-ժամկետները 2–100 անգամ ավելի երկար են, քան նույն Z և Q α-ով զույգ միջուկների դեպքում:
Որպեսզի α-քայքայումը տեղի ունենա, անհրաժեշտ է, որ սկզբնական M(A,Z) միջուկի զանգվածը մեծ լինի M(A-4, Z-2) վերջնական միջուկի և α-մասնիկի M α-ի զանգվածների գումարից.

որտեղ Q α = c 2-ը α-քայքայման էներգիան է:
Քանի որ M α<< M(A-4, Z-2), α-քայքայման էներգիայի մեծ մասը տարվում է α-ով ‑ մասնիկ և միայն ≈ 2% - վերջնական միջուկ (A-4, Z-2):
Շատ ռադիոակտիվ տարրերի α-մասնիկների էներգիայի սպեկտրները բաղկացած են մի քանի գծերից (α-սպեկտրների նուրբ կառուցվածքը)։ α-սպեկտրի նուրբ կառուցվածքի առաջացման պատճառը սկզբնական միջուկի (A, Z) քայքայումն է միջուկի գրգռված վիճակի (A-4, Z-2): Չափելով α-մասնիկների սպեկտրները՝ կարելի է տեղեկատվություն ստանալ գրգռված վիճակների բնույթի մասին.
միջուկներ (A-4, Z-2):
A և Z միջուկների արժեքների միջակայքը որոշելու համար, որոնց համար α-քայքայումը էներգետիկորեն հնարավոր է, օգտագործվում են փորձարարական տվյալներ միջուկների կապող էներգիաների վերաբերյալ: α-քայքայման Q α-ի էներգիայի կախվածությունը զանգվածային թվից A ցույց է տրված նկ. 2.2.
Սկսած թզ. Նկար 2.2-ը ցույց է տալիս, որ α-քայքայումը դառնում է էներգետիկորեն հնարավոր՝ սկսած A ≈ 140-ից: A = 140–150 և A ≈ 210 շրջաններում Q α-ն ունի հստակ առավելագույն չափեր, որոնք պայմանավորված են միջուկի թաղանթային կառուցվածքով: Առավելագույնը A = 140–150-ում կապված է նեյտրոնային թաղանթի լցման հետ N =A – Z = 82 կախարդական թվով, իսկ առավելագույնը A ≈ 210-ում՝ կապված է Z-ում պրոտոնային թաղանթի լցման հետ: = 82. Ատոմային միջուկի թաղանթային կառուցվածքի շնորհիվ է, որ α-ակտիվ միջուկների առաջին (հազվագյուտ հողային) շրջանը սկսվում է N = 82-ով, իսկ ծանր α-ռադիոակտիվ միջուկները դառնում են հատկապես շատ՝ սկսած Z = 82-ից։

Բրինձ. 2.2. α-քայքայման էներգիայի կախվածությունը A զանգվածային թվից.

Կիսապաշարների լայն շրջանակը, ինչպես նաև այս ժամանակահատվածների մեծ արժեքները շատ α-ռադիոակտիվ միջուկների համար, բացատրվում են նրանով, որ α-մասնիկը չի կարող «ակնթարթորեն» հեռանալ միջուկից, չնայած այն հանգամանքին, որ դա էներգետիկ առումով բարենպաստ է: Միջուկից հեռանալու համար α-մասնիկը պետք է հաղթահարի պոտենցիալ արգելքը՝ միջուկի սահմանին գտնվող շրջանը, որը ձևավորվել է α-մասնիկի և վերջնական միջուկի էլեկտրաստատիկ վանման պոտենցիալ էներգիայի և նուկլոնների միջև ձգողական ուժերի շնորհիվ։ Դասական ֆիզիկայի տեսանկյունից α-մասնիկը չի կարող հաղթահարել պոտենցիալ արգելքը, քանի որ չունի դրա համար անհրաժեշտ կինետիկ էներգիա։ Այնուամենայնիվ, քվանտային մեխանիկան ընդունում է նման հնարավորություն − α ‑ մասնիկը որոշակի հավանականություն ունի անցնելու պոտենցիալ պատնեշով և հեռանալու միջուկից։ Քվանտային մեխանիկական այս երեւույթը կոչվում է «թունելի էֆեկտ» կամ «թունելավորում»։ Որքան մեծ է պատնեշի բարձրությունը և լայնությունը, այնքան ցածր է թունելավորման հավանականությունը, և կիսատևումը համապատասխանաբար ավելի երկար է: Կիսամյակների մեծ տիրույթ
α-էմիտերները բացատրվում են α-մասնիկների կինետիկ էներգիաների և պոտենցիալ խոչընդոտների բարձրությունների տարբեր համակցությամբ: Եթե ​​արգելքը գոյություն չունենար, ապա α-մասնիկը միջուկից կթողնի բնորոշ միջուկը
ժամանակ ≈ 10 -21 - 10 -23 վ.
α-քայքայման ամենապարզ մոդելը առաջարկվել է 1928թ.-ին Գ. Գամոուի կողմից և անկախ Գ. Այս մոդելում ենթադրվում էր, որ ալֆա մասնիկը մշտապես գոյություն ունի միջուկում: Մինչ α-մասնիկը գտնվում է միջուկում, նրա վրա գործում են ձգողականության միջուկային ուժերը։ Նրանց գործողության շառավիղը համեմատելի է միջուկի R. միջուկային ներուժի խորությունը V 0 է: Միջուկային մակերեսից դուրս r > R-ի համար պոտենցիալը Կուլոնյան վանող պոտենցիալն է

V(r) = 2Ze 2 /r.

Բրինձ. 2.3. α-մասնիկների էներգիան՝ կախված N նեյտրոնների քանակից
բնօրինակ միջուկում: Գծերը միացնում են նույն քիմիական տարրի իզոտոպները:

Գրավիչ միջուկային ներուժի և վանող Կուլոնյան ներուժի համատեղ գործողության պարզեցված դիագրամը ներկայացված է Նկար 2.4-ում: Միջուկից այն կողմ դուրս գալու համար α-մասնիկը E α էներգիայով պետք է անցնի պոտենցիալ պատնեշի միջով, որը պարփակված է R-ից մինչև Rc տարածաշրջանում: α-քայքայման հավանականությունը հիմնականում որոշվում է α-մասնիկի պոտենցիալ պատնեշով անցնելու D հավանականությամբ։

Այս մոդելի շրջանակներում հնարավոր եղավ բացատրել α հավանականության ուժեղ կախվածությունը ‑ քայքայումը α-մասնիկի էներգիայից։

Բրինձ. 2.4. α-մասնիկի պոտենցիալ էներգիա. պոտենցիալ խոչընդոտ.

Քայքայման λ հաստատունը հաշվարկելու համար անհրաժեշտ է բազմապատկել α-մասնիկի անցման գործակիցը պոտենցիալ պատնեշի միջով, նախ w α հավանականությամբ, որ α-մասնիկը գոյացել է միջուկում, և երկրորդ՝ այն հավանականությամբ, որ այն կլինի միջուկի սահմանին: Եթե ​​R շառավղով միջուկում α-մասնիկը ունի v արագություն, ապա այն միջինը կմոտենա սահմանին ≈ v/2R անգամ վայրկյանում։ Արդյունքում, λ քայքայման հաստատունի համար մենք ստանում ենք կապը

(2.6)

Միջուկում α-մասնիկի արագությունը կարելի է գնահատել՝ հիմնվելով նրա կինետիկ էներգիայի վրա E α + V 0 միջուկային պոտենցիալ հորի ներսում, որը տալիս է v ≈ (0,1-0,2) s։ Սրանից արդեն բխում է, որ միջուկում α-մասնիկի առկայության դեպքում նրա D արգելքով անցնելու հավանականությունը.<10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Նախաէքսպոնենցիալ գործոնի գնահատման կոշտությունը այնքան էլ նշանակալի չէ, քանի որ քայքայման հաստատունը կախված է դրանից անհամեմատ ավելի թույլ, քան ցուցիչից։
Բանաձևից (2.6) հետևում է, որ կիսամյակի ժամկետը մեծապես կախված է R միջուկի շառավղից, քանի որ R շառավիղը ներառված է ոչ միայն նախաէքսպոնենցիալ գործոնում, այլև ցուցիչում՝ որպես ինտեգրման սահման։ Հետևաբար, α-քայքայման տվյալներից հնարավոր է որոշել ատոմային միջուկների շառավիղները։ Այս եղանակով ստացված շառավիղները 20–30%-ով ավելի մեծ են, քան էլեկտրոնների ցրման փորձերում հայտնաբերվածները։ Այս տարբերությունը պայմանավորված է նրանով, որ արագ էլեկտրոնների հետ փորձերի ժամանակ չափվում է միջուկում էլեկտրական լիցքի բաշխման շառավիղը, իսկ α-քայքայման դեպքում՝ միջուկի և α-մասնիկի միջև հեռավորությունը, որի դեպքում միջուկային ուժերը դադարում են գործել։
Պլանկի հաստատունի առկայությունը ցուցիչում (2.6) բացատրում է կիսամյակի ուժեղ կախվածությունը էներգիայից։ Նույնիսկ էներգիայի աննշան փոփոխությունը հանգեցնում է ցուցիչի զգալի փոփոխության և, հետևաբար, կես կյանքի շատ կտրուկ փոփոխության: Հետեւաբար, արտանետվող α-մասնիկների էներգիաները շատ սահմանափակ են։ Ծանր միջուկների համար 9 ՄէՎ-ից բարձր էներգիա ունեցող α-մասնիկները դուրս են թռչում գրեթե ակնթարթորեն, իսկ 4 ՄէՎ-ից ցածր էներգիաներով նրանք այնքան երկար են ապրում միջուկում, որ α-քայքայումը նույնիսկ չի կարող գրանցվել։ Հազվագյուտ երկրային α-ռադիոակտիվ միջուկների դեպքում երկու էներգիան էլ նվազում է միջուկի շառավիղի և պոտենցիալ պատնեշի բարձրության նվազման պատճառով։
Նկ. Նկար 2.5-ում ներկայացված է Hf իզոտոպների α-քայքայման էներգիայի (Z = 72) կախվածությունը A զանգվածային թվից A = 156–185 զանգվածային թվերի միջակայքում: Աղյուսակ 2.1-ում թվարկված են α-քայքայման էներգիաները, կիսամյակը և քայքայման հիմնական ուղիները 156–185 Hf իզոտոպների համար: Երևում է, թե ինչպես A զանգվածային թիվը մեծանում է, α-քայքայման էներգիան նվազում է, ինչը հանգեցնում է α-քայքայման հավանականության նվազմանը և β-քայքայման հավանականության մեծացմանը (Աղյուսակ 2.1): 174 Hf իզոտոպը, լինելով կայուն իզոտոպ (իզոտոպների բնական խառնուրդում այն ​​կազմում է 0,16%), այնուամենայնիվ, քայքայվում է կիսամյակի T 1/2 = 2 10 15 տարի՝ α-մասնիկի արտանետմամբ։

Բրինձ. 2.5. Hf իզոտոպների α-քայքայման էներգիայի Q α կախվածությունը (Z = 72)
Ա զանգվածային թվից։

Աղյուսակ 2.1

α-քայքայման էներգիայի կախվածությունը Q α, կիսամյակը T 1/2,
Զանգվածային թվի վրա H f (Z = 72) իզոտոպների քայքայման տարբեր եղանակներ Ա

Զ	Ն	Ա	Քա	Տ 1/2	Քայքայման ռեժիմներ (%)
72	84	156	6.0350	23 ms	ա (100)
72	85	157	5.8850	110 ms	α (86), e (14)
72	86	158	5.4050	2.85 վ	α (44.3), e (55.7)
72	87	159	5.2250	5,6 վրկ	α (35), e (65)
72	88	160	4.9020	13.6 վ	α (0.7), e (99.3)
72	89	161	4.6980	18.2 ս	α (<0.13), е (>99.87)
72	90	162	4.4160	39.4 վ	α (<8·10 -3), е (99.99)
72	91	163	4.1280	40.0 վրկ	α (<1·10 -4), е (100)
72	92	164	3.9240	111 թ	e (100)
72	93	165	3.7790	76 թ	e (100)
72	94	166	3.5460	6.77 րոպե	e (100)
72	95	167	3.4090	2.05 րոպե	e (100)
72	96	168	3.2380	25,95 րոպե	e (100)
72	97	169	3.1450	3.24 րոպե	e (100)
72	98	170	2.9130	16.01 ժ	e (100)
72	99	171	2.7390	12.1 ժ	e (100)
72	100	172	2.7470	1.87 ժ	e (100)
72	101	173	2.5350	23.4 ժ	e (100)
72	102	174	2.4960	2 10 15 լ	e (100)
72	103	175	2.4041	70 օր	e (100)
72	104	176	2.2580	կոճղ.
72	105	177	2.2423	կոճղ.
72	106	178	2.0797	կոճղ.
72	107	179	1.8040	կոճղ.
72	108	180	1.2806	կոճղ.
72	109	181	1.1530	42,39 օր	β - (100)
72	110	182	1.2140	8,9 10 6 լ	β - (100)
72	111	183	0.6850	1.07 ժ	β - (100)
72	112	184	0.4750	4.12 ժ	β - (100)
72	113	185	0.0150	3,5 րոպե	β - (100)

Hf իզոտոպները A = 176–180-ով կայուն իզոտոպներ են: Այս իզոտոպներն ունեն նաև դրական α-քայքայման էներգիա։ Այնուամենայնիվ, α-քայքայման էներգիան ~1,3–2,2 ՄԷՎ-ում չափազանց ցածր է, և այս իզոտոպների α-քայքայումը չի հայտնաբերվել՝ չնայած α-քայքայման ոչ զրոյական հավանականությանը։ A > 180 զանգվածի հետագա աճի դեպքում β - քայքայումը դառնում է գերիշխող քայքայման ալիք:
Ռադիոակտիվ քայքայման ժամանակ վերջնական միջուկը կարող է լինել ոչ միայն հիմնական վիճակում, այլև գրգռված վիճակներից մեկում։ Այնուամենայնիվ, α-քայքայման հավանականության ուժեղ կախվածությունը α-մասնիկի էներգիայից հանգեցնում է նրան, որ վերջնական միջուկի գրգռված մակարդակների քայքայումը սովորաբար տեղի է ունենում շատ ցածր ինտենսիվությամբ, քանի որ α-մասնիկի էներգիան նվազում է, երբ վերջնական միջուկը գրգռվում է: Հետևաբար, փորձարարական եղանակով կարելի է դիտարկել միայն պտտվող մակարդակների քայքայումը՝ համեմատաբար ցածր գրգռման էներգիայով: Վերջնական միջուկի գրգռված մակարդակներում քայքայվելը հանգեցնում է արտանետվող α-մասնիկների էներգետիկ սպեկտրում նուրբ կառուցվածքի առաջացմանը:
α-քայքայման հատկությունները որոշող հիմնական գործոնը α-մասնիկների անցումն է պոտենցիալ պատնեշի միջով։ Մյուս գործոնները համեմատաբար թույլ են, սակայն որոշ դեպքերում հնարավորություն են տալիս լրացուցիչ տեղեկություններ ստանալ միջուկի կառուցվածքի և միջուկի α-քայքայման մեխանիզմի մասին։ Այդ գործոններից մեկը քվանտային մեխանիկական կենտրոնախույս պատնեշի տեսքն է։ Եթե ​​α-մասնիկը դուրս է թռչում միջուկից (A,Z) J i սպինով, և այս դեպքում ձևավորվում է վերջնական միջուկ.
(A-4, Z-2) J f սպինով վիճակում, ապա α-մասնիկը պետք է տանի J ընդհանուր մոմենտը, որը սահմանված է հարաբերությամբ.

Քանի որ α-մասնիկն ունի զրոյական սպին, նրա ընդհանուր իմպուլսը J համընկնում է իմպուլսի l-ի ուղեծրային անկյունային իմպուլսի հետ, որը տարվում է α-մասնիկի կողմից:

Արդյունքը քվանտային մեխանիկական կենտրոնախույս արգելք է:

Կենտրոնախույս էներգիայի պատճառով պոտենցիալ արգելքի ձևի փոփոխությունը աննշան է, հիմնականում պայմանավորված է նրանով, որ կենտրոնախույս էներգիան հեռավորության հետ նվազում է շատ ավելի արագ, քան Կուլոնյանը (որպես 1/r 2, և ոչ թե 1/r): Այնուամենայնիվ, քանի որ այս փոփոխությունը բաժանվում է Պլանկի հաստատունով և ընկնում է աստիճանի մեջ, ապա մեծ l-ի դեպքում այն ​​հանգեցնում է միջուկի կյանքի տևողության փոփոխության։
Աղյուսակ 2.2-ում ներկայացված է Bl կենտրոնախույս արգելքի հաշվարկված թափանցելիությունը α-մասնիկների համար, որոնք արտանետվում են l ուղեծրային իմպուլսով B 0 կենտրոնախույս արգելքի թափանցելիության համեմատ α-մասնիկների ուղեծրային իմպուլսով արտանետվող α-մասնիկների համար l = 0 Z = αV = 90 մ էներգիա ունեցող միջուկի համար: Երևում է, որ α-մասնիկի կողմից տարվող ուղեծրային l շարժման մեծացմամբ քվանտամեխանիկական կենտրոնախույս պատնեշի թափանցելիությունը կտրուկ նվազում է։

Աղյուսակ 2.2

Կենտրոնախույս պատնեշի հարաբերական թափանցելիությունը համարα - մասնիկներ,
մեկնում է ուղեծրի իմպուլսով l
(Z = 90, E α = 4,5 ՄէՎ)

Ավելի նշանակալի գործոն, որը կարող է կտրուկ վերաբաշխել α-քայքայման տարբեր ճյուղերի հավանականությունները, կարող է լինել α-մասնիկի արտանետման ժամանակ միջուկի ներքին կառուցվածքի զգալի վերադասավորման անհրաժեշտությունը: Եթե ​​սկզբնական միջուկը գնդաձև է, և վերջնական միջուկի հիմնական վիճակը խիստ դեֆորմացված է, ապա վերջնական միջուկի հիմնական վիճակի վերածվելու համար նախնական միջուկը, α-մասնիկ արտանետելու գործընթացում, պետք է վերադասավորվի՝ մեծապես փոխելով իր ձևը: Միջուկի ձևի նման փոփոխությունը սովորաբար ներառում է մեծ թվով նուկլեոններ և այնպիսի մի քանի նուկլեոնային համակարգ, ինչպիսին α. ‑ միջուկը թողնող մասնիկը կարող է չկարողանալ ապահովել այն: Սա նշանակում է, որ հիմնական վիճակում վերջնական միջուկի առաջացման հավանականությունը աննշան կլինի։ Եթե ​​վերջնական միջուկի գրգռված վիճակների մեջ կա գնդաձևին մոտ վիճակ, ապա α-ի արդյունքում սկզբնական միջուկը կարող է անցնել դրա մեջ առանց էական վերադասավորման. ‑ անկում Նման մակարդակի բնակեցման հավանականությունը կարող է մեծ լինել՝ զգալիորեն գերազանցելով ավելի ցածրադիր նահանգների, այդ թվում՝ հիմնական վիճակի բնակեցման հավանականությունը:
253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra իզոտոպների α-քայքայման դիագրամներից կարելի է տեսնել α-քայքայման հավանականության ուժեղ կախվածությունը α-մասնիկի էներգիայից և α-մասնիկի կողմից տարվող ուղեծրային իմպուլսից:
α-քայքայումը կարող է առաջանալ նաև ատոմային միջուկների գրգռված վիճակներից։ Որպես օրինակ՝ 2.3 և 2.4 աղյուսակները ցույց են տալիս 151 Ho և 149 Tb իզոտոպների հողի և իզոմերական վիճակների քայքայման եղանակները:

Աղյուսակ 2.3

151 Ho-ի գետնի և իզոմերական վիճակների α-քայքայումը

Աղյուսակ 2.4

149 Tb հողային և իզոմերական վիճակների α-քայքայումը

Նկ. 2.6-ը ցույց է տալիս 149 Tb և 151 Ho իզոտոպների գետնի և իզոմերական վիճակների քայքայման էներգետիկ դիագրամները:

Բրինձ. 2.6 Էներգիայի քայքայման դիագրամներ 149 Tb և 151 Ho իզոտոպների գետնի և իզոմերական վիճակների համար:

α-քայքայումը 151 Ho իզոտոպի իզոմերային վիճակից (J P = (1/2) + , E իզոմեր = 40 կէՎ) ավելի հավանական է (80%), քան էլեկտրոնային գրավումը այս իզոմերային վիճակին: Միևնույն ժամանակ, 151 Ho-ի հիմնական վիճակը քայքայվում է հիմնականում էլեկտրոնային գրավման արդյունքում (78%):
149 Tb իզոտոպում իզոմերային վիճակի քայքայումը (J P = (11/2) - , E իզոմեր = 35,8 կէՎ) տեղի է ունենում հիմնականում էլեկտրոնային գրավման արդյունքում։ Հողի և իզոմերական վիճակների քայքայման դիտարկված առանձնահատկությունները բացատրվում են α-քայքայման և e-գրավման էներգիայով և α-մասնիկի կամ նեյտրինոյի կողմից տարվող ուղեծրի իմպուլսով։

Ատոմների մեծ մասի միջուկները բավականին կայուն գոյացություններ են: Այնուամենայնիվ, ռադիոակտիվ նյութերի ատոմների միջուկները ռադիոակտիվ քայքայման գործընթացում ինքնաբերաբար փոխակերպվում են այլ նյութերի ատոմների միջուկների: Այսպիսով, 1903 թվականին Ռադերֆորդը հայտնաբերեց, որ անոթի մեջ տեղադրված ռադիումը որոշ ժամանակ անց վերածվում է ռադոնի: Իսկ անոթում լրացուցիչ հելիում է հայտնվել՝ (88^226)Ra→(86^222)Rn+(2^4)He. Գրավոր արտահայտության իմաստը հասկանալու համար ուսումնասիրեք ատոմային միջուկի զանգվածի և լիցքի թվի թեման:

Հնարավոր է պարզել, որ ռադիոակտիվ քայքայման հիմնական տեսակները՝ ալֆա և բետա քայքայումը, տեղի են ունենում հետևյալ հերթափոխի կանոնի համաձայն.

Ալֆայի քայքայումը

Ալֆա քայքայման մեջարտանետվում է α-մասնիկ (հելիումի ատոմի միջուկը)։ Ատոմային միջուկում Z պրոտոնների և N նեյտրոնների քանակով նյութից այն վերածվում է Z-2 պրոտոնների և N-2 նեյտրոնների թվով և համապատասխանաբար A-4 ատոմային զանգված ունեցող նյութի՝ (Z^A)X→(Z-2^(A-4))Y + (2^4)He։ Այսինքն՝ ստացված տարրը երկու բջիջ է տեղափոխում պարբերական համակարգ։

α-քայքայման օրինակ.(92^238)U→(90^234)Th+(2^4)He.

Ալֆայի քայքայումն է ներմիջուկային գործընթաց. Ծանր միջուկի բաղադրության մեջ միջուկային և էլեկտրաստատիկ ուժերի բարդ համակցության շնորհիվ ձևավորվում է անկախ α-մասնիկ, որը դուրս է մղվում Կուլոնյան ուժերի կողմից շատ ավելի ակտիվ, քան մնացած նուկլոնները։ Որոշակի պայմաններում այն ​​կարող է հաղթահարել միջուկային փոխազդեցության ուժերը և դուրս թռչել միջուկից։

բետա քայքայումը

Բետա քայքայման մեջարտանետվում է էլեկտրոն (β-մասնիկ): Մեկ նեյտրոնի պրոտոնի, էլեկտրոնի և հականեյտրինոյի քայքայման արդյունքում միջուկի բաղադրությունը մեծանում է մեկ պրոտոնով, իսկ էլեկտրոնն ու հականեյտրինոն ճառագայթվում են դեպի դուրս՝ (Z^A)X→(Z+1^A)Y+(-1^0)e+(0^0)v. Համապատասխանաբար, ստացված տարրը պարբերական աղյուսակում մեկ բջիջով տեղափոխվում է առաջ։

β-քայքայման օրինակ.(19^40)K→(20^40)Ca+(-1^0)e+(0^0)v.

Բետա քայքայումն է intranucleon գործընթաց. Փոխակերպումը ենթարկվում է նեյտրոնի: Կա նաեւ բետա գումարած քայքայումըկամ պոզիտրոն բետա քայքայումը: Պոզիտրոնային քայքայման ժամանակ միջուկը արձակում է պոզիտրոն և նեյտրինո, և տարրը մեկ բջիջ հետ է տեղափոխում պարբերական աղյուսակում։ Պոզիտրոն բետա քայքայումը սովորաբար ուղեկցվում է էլեկտրոնի գրավմամբ։

Գամմայի քայքայումը

Բացի ալֆա և բետա քայքայումից, կա նաև գամմա քայքայումը: Գամմայի քայքայումը միջուկների կողմից գամմա քվանտների արտանետումն է գրգռված վիճակում, որում նրանք ունեն մեծ էներգիա՝ համեմատած չգրգռված վիճակի հետ։ Միջուկները կարող են գրգռված վիճակի մեջ մտնել միջուկային ռեակցիաների կամ այլ միջուկների ռադիոակտիվ քայքայման ժամանակ։ Միջուկների գրգռված վիճակների մեծ մասը շատ կարճ կյանք ունի՝ նանվայրկյանից պակաս:

Կան նաև քայքայումներ՝ նեյտրոնի, պրոտոնի, կլաստերային ռադիոակտիվության և այլ, շատ հազվադեպ տեսակների քայքայմամբ։ Բայց գերակշռող

2.3 Նախշերα - Եվβ - քայքայվել

ԳործունեությունԱնուկլիդռադիոակտիվ աղբյուրում 1 վրկ-ում նմուշի միջուկների հետ տեղի ունեցող քայքայման թիվը կոչվում է.

Գործունեության միավոր — բեկերել (Bq)1Bq-ը նուկլիդի ակտիվությունն է, որի ժամանակ քայքայման մեկ իրադարձություն տեղի է ունենում 1 վրկ-ում:Գործունեության արտահամակարգային միավորնուկլիդ ռադիոակտիվ աղբյուրումկյուրի (Ku)1 Ku=3,7 1010 Բք.

Ալֆայի քայքայումը. Ալֆա քայքայումը Z- պրոտոնների և N նեյտրոնների քանակով ատոմային միջուկի ինքնաբուխ փոխակերպումն է մեկ այլ (դուստր) միջուկի, որը պարունակում է Z-2 պրոտոնների և N-2 նեյտրոնների քանակը: Այս դեպքում արտանետվում է α-մասնիկ՝ հելիումի ատոմի միջուկ:. Նման գործընթացի օրինակ է ռադիումի α-քայքայումը.

Ռադիումի ատոմների միջուկներից արտանետվող ալֆա մասնիկներն օգտագործվել են Ռադերֆորդի կողմից ծանր տարրերի միջուկներով ցրման փորձերի ժամանակ։ Ռադիումի միջուկների α-քայքայման ժամանակ արտանետվող α-մասնիկների արագությունը, որը չափվում է մագնիսական դաշտում հետագծի կորությամբ, մոտավորապես հավասար է 1,5 10-ի։7 մ/վրկ, իսկ համապատասխան կինետիկ էներգիան մոտ 7,5 10 է–13 J (մոտ 4,8 ՄէՎ): Այս արժեքը կարելի է հեշտությամբ որոշել ծնողների և դուստրերի միջուկների զանգվածների և հելիումի միջուկի հայտնի արժեքներից: Թեև արտանետվող α-մասնիկի արագությունը հսկայական է, այն դեռևս լույսի արագության ընդամենը 5%-ն է, ուստի հաշվարկը կարող է օգտագործել կինետիկ էներգիայի ոչ հարաբերական արտահայտություն:

Ուսումնասիրությունները ցույց են տվել, որ ռադիոակտիվ նյութը կարող է արտանետել α-մասնիկներ մի քանի դիսկրետ էներգիայի արժեքներով։ Դա բացատրվում է նրանով, որ միջուկները, ինչպես ատոմները, կարող են լինել տարբեր գրգռված վիճակներում։ Դուստր միջուկը α-քայքայման ժամանակ կարող է լինել այս գրգռված վիճակներից մեկում: Հետագայում այս միջուկը հիմնական վիճակի անցնելու ժամանակ արտանետվում է γ-քվանտ։ Ռադիումի α-քայքայման սխեման կինետիկ էներգիայի երկու արժեք ունեցող α-մասնիկների արտանետմամբ ներկայացված է Նկար 2.4-ում:

Նկար 2.4 - Ռադիումի միջուկների α-քայքայման էներգիայի դիագրամ: Նշված է ռադոնի միջուկի գրգռված վիճակըՌադոնի միջուկի գրգռված վիճակից հիմնական վիճակի անցումը ուղեկցվում է 0,186 ՄէՎ էներգիա ունեցող γ-քվանտի արտանետմամբ։

Այսպիսով, միջուկների α-քայքայումը շատ դեպքերում ուղեկցվում է γ-ճառագայթմամբ։

α-քայքայման տեսության մեջ ենթադրվում է, որ միջուկների ներսում կարող են ձևավորվել խմբեր, որոնք բաղկացած են երկու պրոտոնից և երկու նեյտրոնից, այսինքն՝ α-մասնիկից։ Մայր միջուկը պոտենցիալ ջրհոր է α-մասնիկների համար, որը սահմանափակված է պոտենցիալ արգելքով: Միջուկում α-մասնիկի էներգիան անբավարար է այս արգելքը հաղթահարելու համար (Նկար 2.5): α-մասնիկի փախուստը միջուկից հնարավոր է միայն քվանտ-մեխանիկական երեւույթի շնորհիվ, որը կոչվում է թունելի էֆեկտ: Ըստ քվանտային մեխանիկայի՝ պոտենցիալ պատնեշի տակով մասնիկի անցնելու ոչ զրոյական հավանականություն կա։ Թունելի երևույթն ունի հավանականական բնույթ։

բետա քայքայումը. Բետա քայքայման ժամանակ միջուկից էլեկտրոն է արտանետվում: Էլեկտրոնները չեն կարող գոյություն ունենալ միջուկների ներսում (տե՛ս § 1.2), դրանք առաջանում են β-քայքայման ժամանակ՝ նեյտրոնի պրոտոնի վերածվելու արդյունքում։ Այս գործընթացը կարող է տեղի ունենալ ոչ միայն միջուկի ներսում, այլ նաև ազատ նեյտրոնների դեպքում: Ազատ նեյտրոնի կյանքի միջին տևողությունը մոտ 15 րոպե է։ Երբ նեյտրոնը քայքայվում էվերածվում է պրոտոնիև էլեկտրոն

Չափումները ցույց են տվել, որ այս գործընթացում առկա է էներգիայի պահպանման օրենքի ակնհայտ խախտում, քանի որ նեյտրոնի քայքայման արդյունքում առաջացող պրոտոնի և էլեկտրոնի ընդհանուր էներգիան ավելի քիչ է, քան նեյտրոնի էներգիան։ 1931 թվականին Վ. Պաուլին առաջարկեց, որ նեյտրոնի քայքայման ժամանակ զրոյական զանգվածով և լիցք ունեցող մեկ այլ մասնիկ ազատվում է, որը խլում է դրա հետ կապված էներգիայի մի մասը։ Նոր մասնիկը կոչվում էնեյտրինո(փոքր նեյտրոն): Նեյտրինոյում լիցքի և զանգվածի բացակայության պատճառով այս մասնիկը շատ թույլ է փոխազդում նյութի ատոմների հետ, ուստի չափազանց դժվար է այն հայտնաբերել փորձի ժամանակ։ Նեյտրինոների իոնացնող ունակությունն այնքան փոքր է, որ օդում իոնացման մեկ գործողությունը ընկնում է ճանապարհի մոտավորապես 500 կմ-ի վրա: Այս մասնիկը հայտնաբերվել է միայն 1953 թվականին։ Ներկայումս հայտնի է, որ կան նեյտրինոների մի քանի տեսակներ։ Նեյտրոնների քայքայման գործընթացում առաջանում է մասնիկ, որը կոչվում է էլեկտրոն։հականեյտրինո. Այն նշվում է խորհրդանիշովՀետևաբար, նեյտրոնների քայքայման ռեակցիան գրված է այսպես

Նմանատիպ գործընթաց տեղի է ունենում նաև միջուկների ներսում β-քայքայման ժամանակ։ Միջուկային նեյտրոններից մեկի քայքայման արդյունքում ձևավորված էլեկտրոնը անմիջապես դուրս է մղվում «ծնող տնից» (միջուկից) հսկայական արագությամբ, որը կարող է տարբերվել լույսի արագությունից ընդամենը տոկոսի մասով: Քանի որ β-քայքայման ժամանակ արձակված էներգիայի բաշխումը էլեկտրոնի, նեյտրինոյի և դուստր միջուկի միջև պատահական է, β-էլեկտրոնները կարող են ունենալ տարբեր արագություններ արժեքների լայն շրջանակում:

β-քայքայման ժամանակ Z լիցքի թիվը մեծանում է մեկով, իսկ զանգվածային թիվը A մնում է անփոփոխ։ Դուստր միջուկը, պարզվում է, տարրի իզոտոպներից մեկի միջուկն է, որի հերթական համարը պարբերական համակարգում մեկով բարձր է սկզբնական միջուկի սերիական համարից։ β-քայքայման տիպիկ օրինակ է թորիումի իզոտոնի փոխակերպումըառաջացող ուրանի α-քայքայվելուցդեպի պալադիում

Էլեկտրոնային β-քայքայման հետ մեկտեղ, այսպես կոչված, պոզիտրոն β+ քայքայումը, որի ժամանակ պոզիտրոն է արտանետվում միջուկիցև նեյտրինո. Պոզիտրոնը էլեկտրոնի զույգ մասնիկն է, որը նրանից տարբերվում է միայն լիցքի նշանով։ Պոզիտրոնի գոյությունը կանխատեսել էր ականավոր ֆիզիկոս Պ.Դիրակը 1928 թվականին։ Մի քանի տարի անց պոզիտրոնը հայտնաբերվեց տիեզերական ճառագայթների բաղադրության մեջ։ Պոզիտրոններն առաջանում են պրոտոնի նեյտրոնի փոխակերպման ռեակցիայի արդյունքում՝ ըստ հետևյալ սխեմայի.

Գամմայի քայքայումը. Ի տարբերություն α- և β-ռադիոակտիվության, միջուկների γ-ռադիոակտիվությունը կապված չէ միջուկի ներքին կառուցվածքի փոփոխության հետ և չի ուղեկցվում լիցքի կամ զանգվածային թվերի փոփոխությամբ։ Եվ α- և β-քայքայման դեպքում դուստր միջուկը կարող է լինել գրգռված վիճակում և ունենալ էներգիայի ավելցուկ: Միջուկի անցումը գրգռված վիճակից հիմնական վիճակի ուղեկցվում է մեկ կամ մի քանի γ-քվանտների արտանետմամբ, որոնց էներգիան կարող է հասնել մի քանի ՄէՎ-ի։