Az előadás letöltése folymat van. Kérjük, várjon

Az előadás letöltése folymat van. Kérjük, várjon

Radioaktív sugárzások 1. α – sugárzás (Hélium atommag) Ionizáló hatása nagy, legveszélyesebb. Hatótávolsága kicsi. Akár egy vékony papír is elnyeli. Csak.

Hasonló előadás


Az előadások a következő témára: "Radioaktív sugárzások 1. α – sugárzás (Hélium atommag) Ionizáló hatása nagy, legveszélyesebb. Hatótávolsága kicsi. Akár egy vékony papír is elnyeli. Csak."— Előadás másolata:

1 Radioaktív sugárzások 1

2 α – sugárzás (Hélium atommag) Ionizáló hatása nagy, legveszélyesebb. Hatótávolsága kicsi. Akár egy vékony papír is elnyeli. Csak az emberi szervezetbe bejutva káros. β – sugárzás (elektron) Közepes ionizáló hatás Közepes hatótávolság: levegőben cm, néhány mm vastag Al lemez elnyeli. γ- sugárzás (foton) Nagy energiájú, a gerjesztett atommagból eredő elektromágneses sugárzás. Ionizáló hatása a legkisebb, viszont hatótávolsága a legnagyobb. Radioaktív sugárzások 2

3 Véletlen jelenség, időbeni valószínűsége állandó. A bomlások száma arányos a radioaktív magok számával: dN(t)/dt = -λN(t)  N(t) = N o. e -λτ = N o. 2 -t /T 1/2 Bomlásállandó: Közepes élettartam (τ) az az idő, amely alatt a magok e-ed része bomlik el: τ = 1/λ. Felezési idő (T 1/2 ) az az idő, amely alatt a magok fele bomlik el: T 1/2 = ln2/ λ 3 A radioaktív bomlás és jellemzői

4 4 Az exponenciális bomlástörvény

5 Természetes radioaktív anyagok év Földünk keletkezése óta folyamatosan sugároznak, sőt a testünknek is részét alkotják. 40 K  bomló, míg a többi izotóp elsődlegesen  -bomló; de itt a keletkezett végmagok is radioaktívak. Radioaktív bomlási sorok  és  bomlásokkal. 5 A szoba-háttér jelentős részét az építőanyagok 40 K  -sugárzása adja.

6 A Th-232 bomlási sora 6 Kék nyíl:  -bomlás, piros nyíl:  bomlás Építőanyagokban a Th tartalom jelentős lehet. Ez is hozzájárul a lakások sugárterheléséhez.

7 Az U-238 bomlási sora Nevezetes izotópok: 226 Ra: először M. Curie vonta ki szurokércből! 222 Rn: gáz, a lakások levegőjének α-radioaktivitását adja; 210 Po: mono-energiás α-forrás volt magreakciók előidézésére. 7

8 235 U előfordulási gyakorisága a természetes uránban kicsi: 0.7% Atomreaktorok számára jelentős izotóp. α- és β -bomlások után a stabil 207 Pb-be bomlik. Az U-235 bomlási sora 8

9 Radioaktív bomlásmódok Jelenleg kb atommagot ismerünk. 260 stabil atommag, a többi radioaktív. A mesterséges radioaktív anyagok előállítása reaktorokban, vagy gyorsítókkal történik. A radioaktivitás alapvető fajtái: α-bomlás,  -bomlás, és az ezeket gyakran követő elektromágneses átmenetek, pl.  -sugárzás. 9

10 Alfa bomlás  részecske = He atom-mag 10 Energetikai feltétel: Q  /c 2 = M X (A,Z) – [M Y (A-4,Z-2) + M  (4,2)] > 0

11 Tipikus α-bomló izotóp bomlási sémája A kibocsátott részecske energiája kiszámítható a kezdeti és a végállapot energia-különbségéből. Gerjesztett állapotra történő bomlás valószínűsége rohamosan csökken. 11

12 Kísérleti tapasztalatok Az  sugárzások energiája csak keveset változik: E   MeV, míg a megfelelő felezési idők tartománya: T 1/2  év – s. E  és T 1/2 közötti összefüggés a Geiger-Nuttal szabállyal írható le: lg( ) = a. lg(E  ) + b 12

13 A Geiger-Nuttal szabály 13

14 m, E  részecske, V(r) potenciálfal, D: átjutás valószínűsége Gamow: a kvantummechanika első magfizikai alkalmazása A G-N szabály értelmezése az alagút-hatással 14

15 Az α-bomláskor felszabaduló energia különböző elemek izotópjaira a neutronszám függvényében A 128-as neutronszámnál megfigyelhető maximum az atommagok héj-szerkezetével magyarázható. 15

16 A  -bomlás: tapasztalati tények 0.02 MeV  E   16 MeV, év  T 1/2  s Várakozás: E  =  E 16 Tapasztalat: a 0 < E  <  E intervallumban folytonos energia spektrum!

17 Megengedett  -spektrum Elektron spektrum maximum ~E max /3-nál (ábra tengely imp.) Könnyű magok  -spektruma szimmetrikusabb. Neutrínó hipotézis (Pauli 1931): 0 1 n 1  1 1 p e ̃ 0 17 ~0.5p

18 Reines és Cowan kísérlete (1954) T1 és T2: CdCl 2 -os víz. D1,D2, D3: ~1 m 3 folyadék szcintillátor. 1.Neutrínó-kölcsönhatásból származó pozitron lefékeződik, 2.majd annihilálódik egy elektronnal 3.A két 511 keV-es gammát a szcintillátorok detektálják 18 Elve: 1 1 p ̃ 0  0 1 n e 0

19 Reines és Cowan kísérlete (folyt.) 1400 óra mérés 4000 esemény σ  cm 2 A neutron - lefékeződés után - befogódik a Cd atommagba, és késleltetett gamma sugárzást kelt. A fékeződés miatti késleltetési idő kb. 6 μs. A késleltetett hármas koincidenciát detektálva a neutrínók detektálhatók. 19

20 A Csikai-Szalay kísérlet (Debrecen) elektron neutrinó 20 Az impulzus megmaradása miatt a meglökött mag és a kilépő elektron iránya egy harmadik részecskére utalt!

21 A  -bomlás típusai A  -bomlás során nukleonok alakulnak át:   bomlás: n  1 p 1 + –  0 e 0 + ν̃   bomlás: p  1 n  0 e 0 + ν EC: p + –  0 e 0  ν monoenergiás neutrínó! 21   -bomlás Z A X N  –  0 e 0  + Z+1 A Y N  1   -bomlás Z A X N  +  0 e 0  + Z-1 A Y N  1 e  befogás (EC) Z A X N + –  0 e 0   + Z-1 A Y N  1

22 Példa: a 40 K bomlási sémája Ez az izotóp mindkét típusú  -bomlással bomlik. A  -bomlás rendszerint nem csak az alapállapotra történik. A gerjesztett állapotok lebomlásakor rendszerint több, különböző energiájú  -sugárzás is keletkezik. 22

23 A  -spektrum alakjának értelmezése A maradék-mag az E 0 a teljes bomlási energiának csak nagyon kis részét viszi el, vagyis : E e + E = E 0 Fermi-felt.: az elektron és a neutrínó minden lehetséges kvantumállapotot egyenlő valószínűséggel vesz fel. A fázistérfogatokból megkapható a  (E e ) elektron spektrum; az energiától független tényezők elhagyásával: 23 Ha a neutrínó tömege elhanyagolható: m  0, akkor

24 A mag Z töltése az elektronokat fékezi, a pozitronokat taszítja.  Kis energiáknál az elektron-spektrum magasabb, a pozitron-spektrum alacsonyabb. Ennek figyelembevétele  F(Z,E) tényezővel. 24 A Fermi-féle korrekció

25 A Fermi-Kurie diagram n(E) 25 A mért N(E) spektrum helyett célszerűbb annak linearizált alakját ábrázolni: Megengedett  -bomlások esetén ez egyenes, E 0 metszésponttal!

26 A teljes  -bomlási valószínűség; az f(E 0 ) függvény A  (E) spektrumot ~ E 4 -el közelítve, és 0-tól E 0 -ig integrálva, a teljes  -bomlási valószínűség E 0 függése:   1/ , ezért: a  -bomlás leírásában nélkülözhetetlen!  26 vagyis

27 Ha m = 0, akkor Ha m > 0, a spektrum nem E 0 -nál végződik A neutrínó tömege 27

28 A KATRIN-kísérlet: KArlsruhe TRItium Neutrino Elv: fékező térrel méri az elektronok energiáját. A tricium bomlásából E 0 = 18.6 keV 28

29 Neutrínó csillagászat Nap-neutrínó probléma: a keletkezett neutrinóknak csak ~35%-át detektálták. - "Hova tűnt a nap az égről?" R. Davis: Dél-Dakota, Homestake Mine  Nobel-díj 2003 Kísérletek, USA Super-Kamiokande, Japán 1998, Sudbury Neutrino Observatory, Kanada → Neutrínó oszcillációk! 29

30 Az elektron-, müon-, tau-neutrínó egymásba átalakulhat! Detektorok csak az elektron-neutrínókra érzékenyek,  a mérés eredménye: intenzitáscsökkenés.  magyarázat a Nap-neutrínó-problémára. Oszcilláció csak tömegkülönbség esetén jöhet létre,  legalább az egyik fajta neutrínónak van tömege! Neutrínó oszcillációk 30

31 31 55 Japán reaktorból származó neutrínók spektrumának változása 180 km átlagos távolság megtétele után. A neutrínók detektálására használt magreakció: Detektor: 1000 t hidrogéntartalmú folyadék szcintillátor. A neutrínó energiájának meghatározása a pozitron (E p ) és a neutron átlagos energiájából (E n ) történt: Késleltetett koincidencia mérés a szcintillátorban lelassult (lassulási idő kb. 207 μs), és a protonokkal deuteront formáló befogás során keletkezett 2.2 MeV-es γ-sugárzásokkal. Evidencia: (KamLAND kísérlet )

32 32 A neutrínók által keltett pozitronok energia-spektruma összevetve az oszcillációt elhanyagoló (fekete szaggatott vonal) és az oszcillációt feltételező (kék szaggatott és folytonos vonalak) elméleti eredményekkel. Reaktor neutrínók fluxusának spektrális változása

33 Kettős  -bomlás 33 (A,Z-1)  2.   + 2. ̃ + (A,Z+1) vagy (A,Z-1)  2.   + (A,Z+1) Ha ̃ = (Majorana), akkor  az első bomlás utáni  + n  p +   folyamattal - kettős  - -bomlás neutrínó kibocsátás nélkül is történhet.  Vonalas spektrum E 0 -nál! Jelenleg is intenzív kutatás.

34 Megengedett és tiltott átmenetek Megengedett átmenet: l = 0, P 1 = P 2 Fermi-féle átmenet: s e + s  =  Gamow-Teller átmenet: s e + s  =  1  Tiltott átmenetek: l > 0 és/vagy P 1 ≠ P 2  kis átmeneti valószínűség, a Kurie-diagram eltér a lineáristól. F∙  a kísérleti élettartamból kiszámítható. Jellemzi az átmenet tiltottságát. Minél nagyobb az F∙ , annál tiltottabb az átmenet. 34

35 Hogyan keletkezhet két protonból deutérium? A Pauli-elv miatt a spinek összege 0. A deutérium spinje viszont 1. Fermi-féle átmenettel (s e + s n = 0  ) a reakció nem mehet végbe. Gamow-Teller átmenettel (s e + s n = 1  ) viszont igen! A Gamow-Teller átmenet nélkül nem sütne a nap 107

36 Paritássértés a  -bomlásban (Lee, Young, Wu) 60 Co forrás polarizációja B=10 T, és T=0.01 K 36 Csúcstechnológia 1957-ben! Az elektronok főként a mag spinjével ellentétes irányba lépnek ki!

37 A  -bomlás elmélete (nem-relativisztikus) 37 Tapasztalat: hosszú élettartamok  gyenge a kölcsönhatás  perturbációszámítás alkalmazható Az E körüli egységnyi energiaintervallumba eső elektronok kibocsátási valószínűsége: Tapasztalat: a megengedett spektrum ~  (E);  H nem függ az energiától, állandó! H = g, értéke kísérleti élettartamokból kapható.

38 A  -bomlás elmélete (relativisztikus) 38 Elektron, neutrínó ½ħ spínű, Dirac-elmélet írja le, 4-komponensűek, 16 szorzat képezhető. Lehetséges Lorentz-invariáns lineárkombinációk: skalár (S: 1), pszeudoskalár (P: 1), vektor (V: 4), axiálvektor (A: 4), antiszimmetrikus tenzor (T: 6). Tapasztalat: a természetben V és A valósul meg, a megfelelő g V és g A állandók kissé különböznek.

39 A mag elektromágneses átmenetei 39

40 A  -bomlás elágazási arányai, a nívók spinje és energiái keV-ben.  -átmenetek: függőleges nyilak + intenzitások + energiák. 40 Nívósémák

41 Megmaradó mennyiségek 0 = p  + p M E  – E  = E  + E M A mag által elvitt mozgási energia kicsi: |I 1 - I 2 |   I  l  I 1 + I 2 l : a  impulzusmomentuma Multipolaritás szögeloszlásból: l = 1 dipól sugárzás, l = 2 kvadrupól, l = 3 oktupól, … 41

42 Kiválasztási szabályok Polarizációból: elektromos (E), mágneses (M) jellegű átmenet. Elektromos átmenet: P k /P v = (-1) l Mágneses átmenet: P k /P v = (-1) l +1 Hasznos becslések: 42

43 Magállapotok élettartama (s) Weisskopf-becslés: energia (E  )-, és multipolaritás- függés. E   (MeV) T 1/2 (s)

44 Belső konverzió és belső párkeltés Felfedezése: 0 +  0 + átmenetben, amikor a  -átmenet tiltott. Belső konverzió: Belső konverziós együttható(k):  = N el /(N   + N el ) =  K +  L +  M  multipolaritás meghatározása Belső párkeltés: elektron-pozitron pár keletkezése a vákuumból. 44 M L K kilökött elektron

45 Konverziós elektron spektrum A 70 Ga-tól származó konverziós-elektron spektrum a K, L és M konverziós csúcsokkal. 45

46 Átmenetek multipolaritásának meghatározása Kísérleti és elméleti K-konverziós együtthatók E  függvényében. Elméleti görbék: E1, E2, M1, E3 és M2 esetére. 46

47 A Mössbauer-effektus γ-legerjesztődés során az emittáló atommag visszalökődésére forduló energia: ahol E e az átmenet energiája, M pedig az atommag tömege. Egy hasonló atommag gerjesztéséhez az energiaveszteséget kompenzálni kell! 47

48 A meglökődés miatti energiaveszteség minimalizálása → egykristály alkalmazása. Az energiaveszteség kompenzálása: Doppler effektus E f  = E 2 -E 1 -E V  E e. cos(v/c). 48 Rezonancia abszorpciós mérés egy ugyanolyan anyagból készült céltárgyon. Az abszorpciós minimum a v sebesség függvényében A Mössbauer-effektus (folyt.)

49 Nagyon jó energia-felbontás: Mössbauer spektroszkó piára Mágnesesen felhasadt Mössbauer-spektrum. 57 Fe magon végrehajtott kísérlet 49


Letölteni ppt "Radioaktív sugárzások 1. α – sugárzás (Hélium atommag) Ionizáló hatása nagy, legveszélyesebb. Hatótávolsága kicsi. Akár egy vékony papír is elnyeli. Csak."

Hasonló előadás


Google Hirdetések