Обратно разсейване на бета-лъчи цел на упражнението



Дата06.02.2018
Размер75.43 Kb.
#55834
ОБРАТНО РАЗСЕЙВАНЕ НА БЕТА-ЛЪЧИ

Цел на упражнението е изучаване взаимодействието на -лъчи с веществото в т. нар. геометрия на разсейване.

Теоретични бележки

При преминаването си през веществото -частиците могат да се отклонят от първоначалното си направление вследствие на еластично разсейване както от ядрата, така и от атомните електрони. При достатъчно дебели пластинки (d >> 1/n0, където n0 е броят на атомите в 1 cm3, а   ефективното сечение на разсейване) се увеличава вероятността за многократно разсейване, при което част от -лъчите се разсейват на ъгли, по-големи от /2, т. е. наблюдава се обратно разсейване. Коефициентът на отражение, наречен албедо, се определя от отношението на потока на разсеяните към потока на падащите частици. Албедото зависи от:

1. Ъгъла на разсейване.

2. Енергията на -лъчите.

3. Дебелината на отразяващата пластинка. При малки дебелини интензитетът на разсеяните лъчи е малък. С увеличаване на дебелината, а с това и на броя на разсейващите центрове, расте и вероятността за многократно разсейване  интензитетът на разсеяното лъчение се увеличава. При дебелини от порядъка на половината от максималния пробег на -лъчите в това вещество настъпва насищане.

4. Поредния номер на разсейвателя. Ако той е чист химичен елемент – от неговото Z, а ако е химично съединение или сплав - от средния атомен номер.

5. Повърхността на разсейвателя. Повърхността трябва да е гладка, за да бъдат възпроизводими резултатите от измерванията.

При изследване на обратното разсейване се работи с “постоянна геометрия”: източникът на -лъчи и броячът се поставят така, че да се регистрират разсеяните под даден фиксиран ъгъл -частици, и се търси зависимостта на албедото от другите фактори.


Опитна постановка.



Фиг. I


Опитната постановка е показана на фиг.I и фиг. II. На пластмасовата подложка 1 са закрепени източника (90Sr/90Y) на -лъчение 2, отражателната поставка 4 и Гайгер-Мюлеров брояч 8. -лъчите, колимирани с помощта на колиматор 3, се насочват към разсейващата пластинка 5. Отразените под ъгъл /2 -лъчи попадат през алуминиев колиматор 6 в брояча. Отражателната поставка осигурява еднаква геометрия при провеждане на измерванията с различни разсейващи пластинки.


Изпълнение на упражнението

1. Измерва се фонът (без разсейваща пластинка) за 10 минути.

2. Върху отражателната поставка се слагат последователно алуминиеви пластинки с различни дебелини и се измерва интензитетът на разсеяното лъчение с точност 13 %. Прави се корекция за фон и се строи графика на получената зависимост на интензитета от дебелината на разсейвателя.

3. Изследва се зависимостта на интензитета на разсеяното лъчение от атомния номер на разсейвателя. Използват се пластинки с “безкрайна” дебелина, т. е. значително по-голяма от максималния пробег на -частиците в това вещество. Измерванията се извършват с точност 13 %. Прави се корекция за фон и се строи графика на получената зависимост.

4. Измерва се интензитетът на разсеяното лъчение на пластинка, която представлява сплав от два известни елемента. След като се направи корекция за фон, се определя процентното съдържание на двата елемента.




Контролни въпроси

1. Какво представляват -лъчите ?

2. Защо дебелината d на разсейващите пластинки се измерва в g/cm2 ?

3. Колко импулса трябва броячът, за да се достигне точност от 1%, а за точност от 3% ?

4. Какво е устройството на Гайгер-Мюлеровият брояч ?



Допълнение 1:

-разпадане

-лъчите представляват електрони (или позитрони), които се излъчват от атомните ядра при превръщане под действие на слабото взаимодействие на свързан в ядрото нуклеон в другата му изотопична разновидност (неутрон в протон или обратното). При -разпадането масовото число A остава непроменено, а Z се изменя с единица.

-разпадане ()

При превръщане на един неутрон в протон се излъчват две частици  електрон и антинеутрино:

(ІІІ.74) .

Неутриното е неутрална частица с почти нулева маса, спин 1/2 и участваща само в слабото взаимодействие. Излъчването на две частици (електрон и антинеутрино) с полуцял спин обяснява не само непрекъснатия -спектър, но се налага и от закона за запазване на спина.

Енергията на разпадане е:

(ІІІ.75) Q-= M(A,Z)  [M(A,Z + 1) + m0 + m ]/c2 = [M(A,Z)  M(A,Z + 1)]c2.

Тук с Мат е означена атомната маса Мат = М(А, Z) + Zm0 + Eсв(А,Z). Масата на неутриното е пренебрегната, както и разликата в енергиите на свързване на електроните в двата атома Eсв(A,Z)  Eсв(A,Z + 1), която е не повече от няколко keV. Енергията на разпадането се поделя между електрона и неутриното, но когато електронът се излъчи с максималната възможна енергия Еmax , връзката между нея и енергията на разпадането е

(ІІІ.76) Еmax = Q-Ei,

където Ei е енергията на нивото на дъщерното ядро, до което се осъществява прехода (основно или възбудено).

+-разпадане

При позитронното разпадане един протон в ядрото се превръща в неутрон и се излъчват позитрон и неутрино. Този процес се записва аналогично на (4.13):

(ІІІ.77)

Енергията на разпадане е

(ІІІ.78) Q+ = M(A,Z) - [M(A,Z  1) + m0 + m ]/c2 = [M(A,Z)  M(A,Z  1)  2m0]c2.

Максималната възможна енергия на позитрона е

(ІІІ.79) Еmax = Q+  2m0c2Ei,

Тук 2m0c2 ~ 1022 keV е удвоената маса на покой на електрона. За да бъде възможно позитронното разпадане, е необходимо

(ІІІ.80) Q+Ei > 2m0c2.

Енергията на -прехода се разпределя между две частици  електрона (позитрона) и неутриното, и съответно енергетичното разпределение е непрекъснато от 0 до Emax  фиг. ІІІ.58. При преход от основно състояние на матерното ядро до основно състояние на дъщерното ядро максималната енергия на електрона е равна на енергията на разпадането с точност до масата на неутриното (< 5 eV).

-разпадането се извършва под действие на слабото ядрено взаимодействие. Процесите, извършващи се под действие на това взаимодействие са бав­ни, а съответните времена на живот  големи. Експериментът показва, че периодите на полуразпадане са в интервала от 10-2 s до 1015 години. За характеризиране на -преходите е по-удобно вместо константата на разпадане  (или времето на живот ) да се въведе величината lgf, където f е функция на атомния номер и енергията на разпадането, а нейните стойности се взимат от таблици. С тази функция, наречена функция на Ферми, се отчита кулоновото взаимодействие между ядрото и излъчения електрон. Голяма част от -преходите имат lgf между 3 и 14.

Времето на живот на едно -радиоактивно ядро се определя не само от енергията, но и от спиновете на нивата, между които се извършва преходът. С това са свързани и т. нар. подборни правила. Нека началното състояние на матерното ядро има спин Ii, а крайното състояние на дъщерното ядро  If. Двойката електроннеутрино може да отнесе орбитален ъглов момент L, както и спинов момент S, кой­то може да бъде 1, 1 или 0. От закона за запазване на ъгловия момент следва, че

(ІІІ.81) Ii = If + L + S,

както и връзката между четностите на началното и крайното състояние:

(ІІІ.82) .

Разрешени се наричат преходите, за които електронът и неутриното не отнасят орбитален момент (L = 0), а преходите, при които L = n, се наричат забранени от n-ти порядък. Колкото е по-висок порядъкът на забраната, толкова е по-голямо времето на живот на даденото ниво.

Преходите, при които електронът и неутриното са с антипаралелни спинове (синглетно състояние) се наричат преходи на Ферми, а тези, при които частиците излитат с паралелни спинове (триплетно състояние)  преходи на Гамов-Телер.



Електронно захващане (ЕС – electron capture)

При този процес един орбитален електрон се захваща от ядрото и с един от неговите протони се превръща в неутрон. Единствената частица, която се излъчва, е неутрино:

(ІІІ.83) .

Както и при +-разпадането, атомният номер на дъщерното ядро е с единица по-малък. Енергията на разпадането е

(ІІІ.84) QEC = [M(A,Z)  M(A,Z  1)  m ]/c2 = [M(A,Z)  M(A,Z  1)]c2

Електронното захващане е свързано с излъчване на моноенергетично неутрино с енергия ЕX (X = K, L, M,...):

(ІІІ.85) ЕX = QEC Ei Есв(X)

Ei е енергията на ядреното ниво, към което се извършва прехода (Ei = 0 ако електронното захващане се извършва към основното ниво), Есв е енергията на свързване на електрона в слоя (или подслоя) Х на дъщерния атом. Енергетичното условие за електронно захващане от слоя Х е

(ІІІ.86) QEC Ei Есв(X).

Ако QEC-Ei >>Есв, захващането от K-слоя е много по-вероятно от захващането от други слоеве. Освен това, ако QEC Ei 2m0c2, е възможно и позитронно разпадане. От зависимостите (ІІІ.78) и (ІІІ.84) се вижда, че винаги, когато е възможно +-разпадане, е възможно и електронно захващане, но обратното не винаги е изпълнено. В схемите на разпадане се дават парциалните вероятности за тези конкуриращи се процеси.

Допълнение 2:

β източник.



Използваният в упражнението β-източник е колимиран стронциев източник. Естественият стронции е нерадиоактивно и нетоксично вещество, но изотопът 90Sr е радиоактивен. 90Sr претърпява β- - разпад с енергия на разпада 0.546 MeV в резултат се образува 90Y (итрий). От своя страна 90Y също претърпява β- - разпад до стабилен изотоп на цирконий (90Zr) с енергия на разпада 2.28 MeV. Периодите на полуразпадане на 90Sr и 90Y са съответно 28,2 години и 2,7 дни. Следователно в използвания стронциев източник имаме два β- - изотопа - 90Sr и 90Y.











Сподели с приятели:




©obuch.info 2024
отнасят до администрацията

    Начална страница