Радионуклиды, как источники отдельных видов излучений.

Учитывая специфику взаимодействия различных видов излучений с веществом, рассмотрим характеристики источников по отдельным видам излучений.

К числу процессов, сопровождающих радиоактивный распад нуклидов, относятся: 1) α-распад; 2) β‑распад; 3) γ-излучение ядер; 4) нейтронный распад, 5) спонтанное деление тяжелых ядер; 5) испускание запаздывающих нейтронов. Указанными процессами распада и определяется вид испускаемого источником излучения.

5.2.1. Источники α-частиц.

Источниками α-частиц являются радионуклиды, испытывающие альфа-распад. α-распад - процесс спонтанного изменения ядра, в результате которого возникает свободная α-частица (ядро атома гелия). Символическая запись α-распада имеет вид:

                                      ^A_ZX→^A-4_Z-2Y +⁴₂He  (5.11),

где ^A_ZX - материнский, ^A-4_Z-2Y – дочерний радионуклиды. При каждом α-распаде число протонов Z и число нейтронов А-Z в дочернем ядре уменьшается на две единицы по отношению к материнскому. Все тяжелые ядра с массовым числом, превышающим значение А>209, нестабильны по отношению к α-распаду. Поэтому α-распад характерен для тяжелых радионуклидов. Примером может служить α-распад плутония:

                             ²³⁹₉₄Pu → ²³⁵₉₂U + ⁴₂He⁴  (5.12)

Небольшое количество α-активных ядер средней массы имеется среди лантаноидов. Энергетическая возможность α-распада обеспечивается, если масса исходного ядра больше суммы масс ядер продуктов распада, т. е.

          М(^A_ZX) > М(^A-4_Z-2Y ) + М(⁴₂He) (5.13)

Энергии α-частиц, испускаемых источником, соответствуют разнице энергий уровней ядра, между которыми проходит α-переход. Они являются дискретными и находятся в диапазоне от 1,8 до 15 МэВ. Периоды полураспада α-излучателей простираются от долей микросекунды до 10¹⁰ лет, причем чем ниже период полураспада, тем больше энергия испускаемых α-частиц. α-распад, как правило, сопровождается β- и γ-излучением, так как образующиеся в результате распада ядра находятся в возбужденном состоянии.

5.2.2. Источники β-частиц и электронов.

Испускание моноэнергетических электронов внутренней конверсии и β^+- - излучения является спонтанным процессом преобразования ядра, в результате которого ядро изменяет свой заряд на ΔΖ = ±1, сохраняя при этом неизменное число нуклонов А. При β-распаде образуются свободные β-частицы (электрон β^- или позитрон β⁺) или перестает существовать один из электронов («захват» ядром электрона из электронной оболочки) соответствующего атома. Потоки образующихся β-частиц называются β-излучением.

β-распад – самый распространенный вид радиоактивных превращений ядер в природе. В отличие от α-распада, который наблюдается исключительно у тяжелых ядер, β-распаду подвержены ядра практически во всей области значений массового числа А, начиная от единицы (свободный нейтрон) и заканчивая массовыми числами самых тяжелых ядер. Как отмечалось выше (рис.5.1) только одной оптимальной комбинации числа нейтронов и протонов в ядре отвечают стабильные ядра. Энергетически выгодно превращение ядра с иной комбинацией нуклонов в ядро с оптимальным числом нейтронов и протонов. Это превращение и ведет к β-распаду.

Максимальная энергия β-частиц, опять же, в отличие от α-распада, лежит в довольно широком интервале значений от 0,02 МэВ при распаде ядра трития ³Н до 16,4 МэВ при распаде ядра азота ¹²N. Периоды полураспада β-активных ядер изменяются в очень широких пределах от долей секунды до 10¹⁰лет.

Известны три разновидности β-распада.

Если ядро имеет избыток нейтронов по сравнению с оптимальным составом ядра такой же атомной массы А, то оно претерпевает

1. Электронный (β^-- распад): 

                   ^A_ZX→ ^A_Z+1Y + β^- +            (5.14),

при котором выбрасываются электрон β^- и антинейтрино , а дочернее ядро получает заряд на единицу больший, чем материнское, так как в ядре уменьшается число нейтронов на единицу за счет увеличения на единицу числа протонов. Как пример β ^- -распада можно привести распад естественного ⁴⁰K с превращением его в ⁴⁰Ca:

                   ₁₉⁴⁰К→₂₀⁴⁰Са + _-1⁰е+        (5.15)

2. Позитронный (β⁺- распад)происходит, если ядро имеет избыток протонов:

                                   ^A_ZX→ ^A_Z-1Y + β⁺ + ν            (5.16),

при котором выбрасываются позитрон β⁺ и нейтрино ν, а дочернее ядро получает заряд на единицу меньший, чем материнское, так как в ядре увеличивается на единицу число нейтронов из-за уменьшения на единицу числа протонов. Примером β⁺- распада может служить распад

                 ₁₅³⁰P = ₁₄³⁰Si + ₁⁰е+ ν        (5.17)

  Некоторое подобие позитронного распада представляет К-захват.

3.  К-захват- захват орбитального электрона, находящегося на К- оболочке, ядром

                              ^A_ZX+ е^- → ^A_Z-1Y + ν                 (5.18),

где е^- - атомный электрон. В общем случае, если энергия перехода меньше энергии связи К-электрона, то процесс наблюдается на L-электронах и т.д. При этом выбрасывается нейтрино ν, а дочернее ядро получает заряд на единицу меньше, чем материнское. Выражение (5.19) описывает процесс К-захвата ядром ₂₉⁶⁴Сu: 

               ₂₉⁶⁴Сu +_-1⁰e = ₂₈⁶⁴Ni + ν          (5.19)

К-захват и β⁺- распад часто конкурируют между собой, так как ядра претерпевают одинаковые превращения.

Таким образом, при β-распаде любого вида число нуклонов в ядре сохраняется, но происходит самопроизвольное превращение либо нейтрона в протон (β^-- распад), либо протона в нейтрон (β ⁺-распад и К-захват). Именно поэтому К-захват можно отнести к процессам β ⁺- распада. Так как при β ⁺- распаде изменяется только один из нуклонов ядра, то этот процесс можно отнести к внутринуклонному, а не внутриядерному.

В процессе β-распада одинаковых ядер испускаются три частицы, поэтому в соответствии с законами сохранения энергии и импульса энергия каждой частицы может принимать значение от нуля до максимальной в зависимости от взаимной ориентации импульсов. Таким образом, в результате β- распада образуются β -частицы всех энергий от нуля и до энергии Е_βmax, называемой верхней границей β-спектра.

На рис. 5.6 представлены для примера энергетические спектры β^--частиц, испускаемых при распаде часто используемых радионуклидов. Средняя энергия β- частиц, испускаемых при максимальной энергии β-спектра выше 0,5 МэВ примерно равна (1/2)·Е_βmax. Обычно средняя энергия β-частиц близка к 1/3 максимальной.

Рис.5.6. Спектры β-частиц, испускаемых при распаде различных β - излучателей

Помимо β-распада испускание электронов атомом может происходить и по иным причинам. Кулоновское поле ядра может передать всю энергию возбуждения ядра одному из атомных электронов, при этом из атома вылетает электрон внутренней конверсии.Так как энергия возбуждения ядра имеет конкретное дискретное значение, то кинетическая энергия электронов внутренней конверсии Е_е^К,L тоже имеет конкретное дискретное значение:

                   Е_е^К=Е^*-Е_К,;Е_е^L=Е^*-Е_L               (5.20)

где Е_К, Е _L  - энергия связи электронов на соответствующих оболочках,   Е^* - энергия возбуждения ядра.

При К-захвате или при внутренней конверсии за счет захвата или вылета электрона, находящегося на внутренней оболочке атома, образуется вакансия, которая быстро (за время 10^-15с) заполняется электроном с внешней по отношению к вакантной оболочки. При этом энергия возбуждения атома может передаваться непосредственно одному из внешних электронов атома, что сопровождается испусканием низкоэнергетических электронов 0же. При образовании вакансии на К-оболочке самые легкие атомы испускают Оже электроны с энергией равной Е_К,-Е_{2L ,} Е_2L – энергия связи двух электронов на L-оболочке, , тогда как атомы с Z>32 испускают главным образом кванты характеристического излучения, и с меньшей вероятностью Оже электроны.

Все радионуклидные источники бета и электронного излучения испускают сопутствующее фотонное излучение. Физическая природа его образования многообразна.

Как правило, за счет энергии β-распада ядро остается в возбужденном состоянии, переход из которого в основное состояние чаще всего сопровождается γ –переходами между возбужденными уровнями ядра, т.е. радионуклид одновременно является и γ –излучателем (см. рис.5.4, 5.5), что представляет основную радиационную опасность при работе с источниками β-излучения. Иногда энергия возбуждения ядра превышает энергию связи нуклона в ядре. В этом случае снятие возбуждения реализуется испусканием протона, нейтрона или α – частицы. К категории таких радионуклидов можно отнести около десятка радионуклидов - продуктов деления ядер, дающих при β-распаде запаздывающие нейтроны. При внутренней конверсии после вылета электрона с К-оболочки или при К-захвате атом остается в возбужденном состоянии; образовавшаяся энергетическая вакансия на К-оболочке заполняется одним из электронов с внешних оболочек атома с испусканием квантов характеристического излучения с энергией равной разности энергий связи электронов, находящихся на соответствующих оболочках. Учитывая, что разница энергий электронов на электронных оболочках атома зависит от нуклида, испускаемое моноэнергетическое характеристическое излучение часто используется для идентификации нуклида. В процессе β⁺ - распада образовавшийся позитрон практически тут же в поле ядра аннигилирует со свободным электроном, образуя два аннигиляционных γ –кванта c энергией 0,511 МэВ. Количество таких гамма-квантов определяется вероятностью β⁺-распада радионуклида. Образовавшиеся в процессе β-распада, К-захвата и внутренней конверсии электроны, замедляясь и взаимодействуя с электромагнитным полем атомов материала либо самого источника, либо защиты формируют поле тормозного гамма-излучения.

Для оценки интенсивности образующегося тормозного излучения при полном поглощении β - частиц или электронов в материале с атомным номером Z можно использовать приближенные формулы:

 для β – излучения:

              Y_β  = 1,23·10^-4 ·(Z+3)     (5.21) 

или более точную:

               Y_β  = 8,5·10^-4 ·(Z+3)        (5.22),

для моноэнергетических электронов с энергией ниже 1 МэВ:

              Y_e  =5,77·10^-4 ·Z                  (5.23).

В формулах: Y_β , Y_e  - выход тормозного излучения, МэВ/распад, Z – атомный номер материала, в котором происходит торможение частиц, ,  - выход β - частиц или электронов на один распад ядра,  ,  ,  - максимальная и средняя энергии β-излучения и моноэнергетических электронов i-ой энергетической группы соответственно, МэВ, I – число энергетических β – переходов в радионуклиде.

Спектральное распределение тормозного излучения приведено на рис.5.7, где по оси абсцисс энергии фотонов тормозного излучения приведены в долях  для β - частиц и  для моноэнергетических электронов. Характерно, что спектры тормозного излучения, хотя по энергии и простираются до и , но в значительной степени обогащены низко энергетичными фотонами.

Рис.5.7. Энергетическое распределение тормозного излучения

 Кстати видно, что спектр тормозного излучения, создаваемого электронами с энергией равной , жестче соответствующего спектра, создаваемого β – частицами. Знание схем распада определенного радионуклида позволяет учесть корректно все сопутствующее излучение.

5.2.3. Источники γ-излучения.

Рассматривая радионуклиды, как гамма-излучатели, следует отметить, что по природе образования фотонов их можно разделить на две категории: гамма-излучение ядер и гамма-излучение при атомных переходах.

Гамма-излучение ядер

Излучение γ-кванта является основным процессом освобождения ядра от избыточной энергии, при условии, что эта энергия не превосходит энергию связи нуклона в ядре. Образование фотонов в ядре происходит только под действием электромагнитных сил и сопровождается перераспределением в ядре либо электрического заряда (электрические переходы), либо магнитных моментов (магнитные переходы). При этом изменяется или переориентируется спин ядра или его составляющие. В любом случае испускание радионуклидом γ–квантов с дискретным набором энергий обусловлено γ-переходами с одного энергетического уровня ядра на другой. Энергетические спектры испускаемых γ-квантов определяются схемой распада радионуклида и могут быть моноэнергетическими, например, у ¹³⁷Cs, испускающего γ-кванты с энергией 0,662 МэВ, и содержащими сотни дискретных энергий, например у ²²⁶Ra с его дочерними продуктами распада. Диапазон энергий испускаемых γ-квантов простирается от десятков кэВ до примерно 3 МэВ.

Гамма-излучения при атомных переходах, являющееся сопутствующим в источниках электронов и β – частиц, подробно описано выше.

Мощность источника γ-квантов определяется его активностью, которая может изменяться от десятков до 10²⁰ Бк. Временные параметры распада радионуклидов тоже находятся в широких пределах: от короткоживущих с периодами полураспада от долей секунды до долгоживущих с периодами полураспада до нескольких миллиардов лет.

Источники нейтронов.

К радионуклидным источникам нейтронов можно отнести два типа источников: источники спонтанного деления ядер и нейтронного распада и источники, в которых нейтроны получают путем облучения мишени различного вида излучениями радионуклидов. Последние источники отсутствуют в естественных условиях и требуют специального приготовления с использованием искусственных радионуклидов. В отличие от выше приведенных источников излучений характеристикой источников нейтронов обычно является мощность источника, определяемая числом нейтронов, испускаемых источником в единицу времени.

Источники спонтанного деления ядер - есть результат радиоактивных превращений искусственных радионуклидов, относящихся к трансурановым элементам, в которых происходит спонтанное деление ядра на осколки с испусканием нейтронов. Спонтанное деление могут испытывать только ядра, содержащее большое количество протонов, а именно, для которых выполняется условие: Z²/A> 45 , где Z — число протонов, а A — общее число нуклонов. Для ядер таких элементов как уран и торий спонтанное деление является очень редким процессом; их ядра намного чаще распадаются другими путями. С увеличением показателя Z²/A >100 доля спонтанно делящихся ядер растёт. К таким можно отнести некоторые изотопы Pu, Cm, Cf.

Характеристики спонтанного деления в виде периодов полураспада при спонтанном делении и числа делений в секунду в 1 кг вещества приведены в табл.5.1.

Таблица 5.1.