РПЛ-3, РЛ және ИРФ-22 рефрактометрлердің құрылысы

132 
 
 
б) 
16.5 сурет. РПЛ-3, РЛ (а) және ИРФ-22 (б) рефрактометрлердегі 
 сәулелер жолының принциптік схемасы. 
1-жарықтандырғыш  (айна),  2-  жарықтандырғыш  призма,  3-  өлшеуіш  призма,  4- 
дисперсиялық  компенсатор, 5- көру трубасының объективі, 6- бұратын призма, 7- визирлік 
сызықтары бар тор, 8- сыну көтсеткіштерінің мәндерін көрсететін шкала, 11,13,14 – бұратын 
призмалар  жүйесі,  12-8,  шкаланы  7  визирлік  сызықтары  бар  торға  фокустайтын 
микрообъектив, 15 қорғаныс шынысы.  
 
Жарықты  түссіз  және  әлсіз  боялған  сұйықтар  үшін  жоғары  (жарықтандырғыш) 
призмаға  бағыттап  жібреді.  Интенсивті  боялған,  жарықты  күшті  жұтатын,  сұйықтардың 
сыну көрсеткіштерін өлшеу үшін төменгі (өлшеуіш) призманың терезешесін пайдаланады. 
РПЛ-3  және  РЛ  рефрактометрлерінде  сыну  көрсеткіші  шкаласымен  қатар  қанттың 
концентрациясын  процентпен  көрсететін  екінші  шкала  бар.  Әрине,  жалпы  шкаланың  бұл 
бөлігі тек қант ерітінділерімен жұмыс істегенде ғана пайдаланылады. 
РПЛ-3  және  РЛ  рефрактометрлер  үшін 
 сыну  көрсеткішінің  өлшеу  шектері  1,3000 
тен 1,5400 ге дейін, ал ИРФ-22 үшін 1,7000-ке дейін болады. 
Көп ретті өлшеулер үшін сыну көрсеткіштері 
 шкаласы бойынша жіберілетін қателік 
2
. 
 
 16.4. Жұмыс тапсырмалары және эксперимент әдістемесі 
16.4.1. РПЛ-3 (ИРФ-22) рефрактометрдің құрылысымен және жұмыс істеу принципімен 
танысыңыздар. 
16.4.2. Рефрактометрдің ноль-пунктке қойылуын тексеріңіз. Ол үшін алдымен өлшеуіш 
бас тетіктің жоғарғы камерасын ашу керек. Содан кейін дистилляцияланған сумен жоғарғы 
және төменгі камералардың жазықтықтарын жуу керек және призмалардың беттеріне фильтр 
қағаздарды  төсеп  сұйықтың  қалдықтарын  кетіру  қажет    (призмалардың  беттерін  сүртуге 
болмайды). 
а)
 

133 
 
Ұшы  балқытылған  шыны  таяқшамен  (капельница)  өлшеуіш  призма  жазықтығына  1-2 
тамшы дистилляцияланған суды тамызады да бас тетіктің жоғарғы камерасын жабады. 
РПЛ-3-тің рукояткасын окулярымен қоса төменгі  орнына түсіріп, оны көріну өрісінде 
жарық-көлеңке  шекарасы  пайда  болғанша  жылжытып  отырады.  ИРФ-22  рефрактометрінде 
мұндай жұмысты маховичок 10 бұру арқылы іске асыруға болады (7). 
 
 
16.6-сурет. РПЛ-3 (РЛ) рефрактометрінің жалпы түрі: 
1-прибордың  негізі,  2-діңгек,  3-прибордың  корпусы,  4-дисперсиялық  компенсатордың 
шкаласы,  5-компенсаторды  бұру  винті,  6-өлшеуіш  призмасы  бар  төменгі  камера,  7-қызыл 
жарық  фильтрлі  жарықтандырғыш  (немесе  РЛ-рефрактометрі  үшін  –  айна),  8-
жарықтандырғыш  призмасы  бар  жоғарғы  камера,  9-прибор  шкаласы,  10-тордың  визирлік 
сызықтарын жарық-көлеңке шекарасымен беттестіретін рукоятка (жоғары-төмен жылжыту), 
11-окуляр. 
 
 
16.7-сурет. ИРФ-22 рефрактометрінің жалпы түрі: 
1-прибордың негізі, 2-прибордың корпусы, 3-зерттелетін затты жарықтандыратын айна, 
4-жарықтандырғыш призмасы бар камера, 5-өлшеуіш призмасы бар камера, 6-заттың орташа 
дисперсиясын  бағалайтын  шкала,  7-дисперсиялық  компенсатордың  призмаларын 
айналдыратын  маховичок,  8-прибордың  көру  трубасының  окуляры,  9-оны  бұрай  отырып 
 
 

134 
 
жарық-көлеңке  бөліну  шекарасын  тордың  айқас  сызықтарымен  (визир)  тұспа-тұс  келтіруге 
болады. 
Көріну  өрісін  бақылағанда  окулярдың  бағыттағыш  венчигін  көріну  өрісінде  шкала 
бөліктері мен тордың визирлік сызықтарының айқын кескіні пайда болғанға дейін айналдыру 
қажет. 
Жарықтандырғышты    прибордың  кіру  терезешесінің  алдында  жоғары  және  төмен 
жылжыта    (айнаның  бағытын  өзгерте)  отырып,  көріну  өрісінің  жарықталынуының  дұрыс 
болуына қол жеткізу керек. Ал 6-суреттегі 4 шкаласы бар секторды (7-суреттегі 7 маховикті) 
бұра  отырып,  дисперсиялық  компенсатордың  призмаларын  айналдыру  қажет.  Сонда  ғана 
жарық-көлеңке шекарасының бояулығы жойылады. 
Тордың  визирлік  сызығын  жарық-көлеңке  шекарасымен  тұспа-тұс  келтіре  отырып 
шкала бойынша есеп жүргізіледі. Приборды дұрыс қалыпқа келтіріп орнықтырғанда 
С-да 
жарық-көлеңке  шекарасы  сыну  көрсеткіштері  шкаласының 
1,33299  бөлігіне  тұспа-тұс 
дәл  келуі  керек.  Көрсетудің  осы  мәнінен  ауытқыған  жағдайда  пайда  болатын 
айырмашылықты барлық келесі өлшеулерде ескеру қажет. 
16.4.3.  Концентрациясы  әртүрлі  екі  компонентті  және  бір  компонентті  сұйықтардың 
сыну көрсеткіштерін өлшеңіздер. Өлшеу әдістемесі 4.2-пунктегідей. 
16.4.4.  4.3-пунктегі  біркомпонентті  сұйықтардың  сыну  көрсеткіштерін  өлшеу 
нәтижелерін  пайдаланып  молекулалардың 
 поляризациялануы  мен  тиімді 
  
радиустарын (16.13) формулаға сәйкес есептеп табыңыздар. 
16.4.5.  (15)-Лоренц-Лорентц  формуласын  тексеріңіз.  Тексеруді  4.3-пунктегі  өлшеудің 
берілгендерін пайдаланып, есептеумен және 
 график түрінде жүргізіңіздер. 
16.4.6. Концентрациясы белгісіз екі компонентті ерітіндінің сыну көрсеткішін өлшеңіз. 
Концентрациясының мәнін 4.5-пунктегі графиктен анықтаңыз. 
16.4.7.  Зерттелінетін  сұйық  қабатын  мүмкін  болатын  екі  әдіспен  прибордың  өлшеуіш 
бас  тетігінің  жоғарғы  және  төменгі  терезелері  арқылы  –  жарықтандырған  сәттегі  сыну 
көрсеткішті өлшеудегі дәлдікті бағалаңыз. 
16.1. Кесте 
%                     n 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
16.5. Бақылау сұрақтары 
16.5.1. Абсолют және салыстырмалы сыну көрсеткіштері дегеніміз не? 
16.5.2. Толық ішкі шағылу құбылысының мәні неде? 
16.5.3.  Аббе  жүйесі  бойынша  рефрактометрдің  жұмыс  істеу  принципін  түсіндіріңіз 
(жарық және қара-қоңыр өрістің айқын шекарасының түзілуі). 
16.5.4.  Рефрактометрдегі  дисперсиялық  компенсатордың  қажеттілігі  мен  жұмыс  істеу 
принципін түсіндіріңіз. 
16.5.5. Меншікті, атомдық және молекулалық рефракция дегеніміз не? 
 
16.6.Әдебиет 
16.6.1. Ландсберг Г.С. Оптика. –М: Наука, 1976 
16.6.2. Калитеевский Н.И. Волновая оптика. –М.: Наука, 1971 
16.6.3. Шишловский А.А. Прикладная физическая оптика. –М.: Физматгиз, 1961 
16.6.4. 
Физический  практикум.  Электричество  и  оптика.  Под  редакцией 
В.И.Ивероновой. –М.: Наука, 1968.  
 
 
№17 ЖҰМЫС 

135 
 
Ауада альфа-бөлшектердің орташа жүрімін анықтау 
 
17.1. Жұмыстың мақсаты: 
17.1.1.  Радиоактивті  изотоптардың  сипаттамаларын  альфа-бөлшектердің  ауадағы 
жүрімінің ұзындығынан анықтау. 
17.1.2. Альфа-ыдыраудың негізгі заңдылықтарымен танысу. 
 
17.2. Негізгі теориялық қағидалар 
17.2.1. Альфа-бөлшектер, 
X
A
Z
 ядросының 
He
Y
X
A
Z
A
Z
4
2
4
2
 
                                     
(17.1) 
(
X
A
Z
-аналық  ядро, 
Y
A
Z
4
2
-ұрпақ  ядро)  схемасына  сәйкес  ыдырауы  кезінде  бөлініп  шығатын, 
He
4
2
 атомдарының ядролары болып табылады. 
Аналық ядро альфа-бөлшекті, энергиялық 
m
Y
M
X
M
A
Z
A
Z
)
(
)
(
4
2
                         
 
(17.2) 
шарты  мен  импульс,  толық  импульс  моменті,  изотоптық  спин  мен  кеңістіктік  жұптылық 
бойынша сұрыптау ережелері орындалса ғана, шығара алады. 
Тәжірибелерден альфа-ыдыраудың мынадай заңдылықтары тағайындалды: 
Альфа-радиоактивті  ядролардың  жартылай  ыдырау  периодтары  өте  кең,  3*10
-
7
с<
2
/
1
T
<5*10
15
  жыл,  алқапта  өзгереді.  Кейде  жартылай  ыдырау  периодының  орнына 
изотопты, жартылай ыдырау периодымен 
693
.
0
2
/
1
T
 
 
                          
 
(17.3) 
өрнегімен  байланысқан, 
 ыдырау  тұрақтысымен  сипаттайды.  Табиғи  радиоактивті 
изотоптар шығаратын альфа-бөлшектердің кинетикалық энергиялары, негізінен, 4 МэВ пен 9 
МэВ аралығында жатады. Тек кейбір элементтер, ұзын-жүрімді деп аталатын, энергиялары 9 
МэВ-тен жоғары бөлшектер шығарады. 
Альфа  бөлшектердің  энергиялық  спектрі  (бөлшектердің  энергия  бойынша  таралуы), 
альфа радиоактивті элементтердің көбісі үшін, моноэнергиялы. Бірақ кейбір элементтер үшін, 
моноэнергиялык,  альфа-бөлшектердің  бірнеше  тобының  шығарылуына  байланысты,  нәзік 
түзіліс  байқалады.  Альфа-бөлшектердің  энергиялық  спектрінің  дискреттілігі  -  аналық  және 
ұрпақ ядролардың рұқсат етілген энергия деңгейлерінің дискреттілігінің салдары. 
Альфа-ыдырау құбылысы нағыз (өте) кванттық эффект және потенциалдық тосқауыл 
арқылы  өтуге  байланысты.  Бұл  құбылыстың  теориясынан  жартылай  ыдырау  периодының 

136 
 
шығарылатын  бөлшектердің  энергиясына  бір  мәнді  тәуелдігі  шығады,  Бөлшектердің 
энергиясын  тәжірибелерден  (мысалы,  альфа  белшектердің  жүрімінің  үзындығынан) 
анықтауға болады. 
 
 
17.1-сурет. Гейгер-Неттол заңы. 
 
2
/
1
T
-ді  теориялық  болжау  кванттық  механиканың  ядролық  құбылыстарға  бірінші  рет 
қолданылуы  болды.  Оның  нәтижесі,  тәжірибелерде  бақыланатын  Гейгер-Неттол 
тағайындаған 
R
B
A
lg
lg
                        
 
 
(17.4) 
заңдылығымен  сапалық  үйлеседі.  Мұндағы,  R-  альфа-бөлшектің  ортадағы  жүрімі,  А  мен  В 
эмпирикалық  тұрақтылар.  R  және   шамаларының  логарифмдерінің  арасындағы  графиктік 
тәуелділік  уран  қатары  үшін  4.1-суретте  көрсетілген.  Бұл  графиктен  альфа  бөлшектің 
жүрімінің  белгілі  ұзындығы  үшін 
 шамасының  мөлшерін,  ал  одан  (17.3)-формуласын 
пайдаланып, радиоактивті препараттың жартылай ыдырау периодын бағалауға болады. 
17.2.2.  Зат  арқылы  өту  кезінде  альфа-бөлшек  ортаның  атомдарымен  серпімді  және 
серпімсіз  соқтығысады.  Атом  ядроларымен  төменгі  энергиялы  (
T
<10  МэВ)  бөлшектер 
кулондық  тебілудің  салдарынан,  әсерлеспейді  деуге  болады.  Сондықтан  табиғи 
элементтердің  альфа  бөлшектері  жұтқыштармен  әсерлесу  кезінде  энергияларын,  негізінен, 
атомдарды иондауға иә қоздыруға жұмсайды. 
Релятивистік  емес  энергиялы  бөлшектердің  жолдың  ұзындық  бірлігіне  келетін 
энергиялық орташа иондау және қоздыру шығыны Бете формуласымен өрнектеледі. 
I
mv
NZ
mv
Z
e
dx
T
d
ион
2
2
2
4
2
ln
4
                                    (17.5) 

137 
 
Мұндағы 
T
-альфа  бөлшектің  кинетикалық  энергиясы, 
eZ
-оның  заряды,  Z-  жұтқыштың 
затының  реттік  нөмірі,  N-заттың  атомдарының  көлем  бірлігіндегі  саны, 
m
-электронның 
массасы, 
v
-бөлшектің жылдамдығы, I-атомның орташа қоздырылу энергиясы. 
(17.5)-теңдеуін  интегралдау  арқылы  R  жолдың  ұзындығының  альфа-бөлшектің 
бастапқы энергясына бір мәнді тәуелді екенін табуға болады: 
МэВ
E
15
 үшін 
NZ
T
R
2
~
, (Виддингтон заңы)                        (17.6) 
немесе 
МэВ
E
10
4
~
 үшін 
NZ
T
R
2
/
3
~
, (Гейгер заңы)                          (17.7) 
Бұл қатынастарға сәйкес, жұтқыш арқылы өткен монохроматтық альфа-бөлшектердің 
N
 санының жұтқыштың 
r
 қалыңдығына тәуелділігі 17.2-суретте келтірілгендей болады. (1-
сызық). 
17.2-суретте  2-нөмірімен  белгіленген  тәжірибелік  қисық  есептелген  сызықпен  тұтас 
алғанда,  ең  ақырғы  бөлігінен  басқасы,  үйлеседі.  Бұл  айырмашылық  (17.5)-(17.7) 
формулаларды алғанда ескерілмеген энергия шығынының статистикалық  сипатынан туады. 
Бастапқы энергиялары бірдей альфа-бөлшектердің өтетін жолдарының шашыраңқылығының 
себептері  мыналарда:  а)  альфа-бөлшектер  өз  жолында  кездестіретін  атомдардың  санының 
флуктуациясы,  б)  ортада  қозғалыс  кезінде  альфа-бөлшектердің  зарядының  өзгеруі,  альфа-
бөлшекке бір не екі электрон жабысуы мүмкін, ал ол оның иондау қабілетін кемітеді. Сөйтіп 
бұл процеске статистикалық сипат тән. 
 
 
17.2-сурет. 4.2-суреттегі 2-ші қисықтан, санау жылдамдығы 
0
N
 екі есе кемитін, 
op
R
 орташа 
жүрімді табуға болады. Альфа-бөлшектердің ауадағы жүрімі үшін мынадай эмпирикалық 
тәуелділік табылған (
МэВ
T
10
4
~
 үшін) 
2
/
3
32
.
0
T
R
op
   
                                     
(17.8) 

138 
 
Мұндағы R-см-мен алынған жол, 
T
-альфа-бөлшектің МэВ-пен алынған бастапқы энергиясы. 
(17.8)-формула  ауада  t  =15  °С  мен  Р  =  760  мм  сынап  бағанасы  жағдайында  жүргізілген 
тәжірибелерден алынған. 
(17.5)  формуладан,  иондау  шығынының  заттың 
NZ
~
 тығыздығына  тура 
пропорционалдығы  шығады.  Сондықтан  альфа-бөлшектің  бастапқы  энергиясы  оның 
жолының ұзындығы мен ауаның   тығыздығының көбейтіндісін анықтайды. (17.5-17.7 қара). 
Осылардан,  альфа-бөлшектердің  энергиясын  осы  көбейтіндінің  мәнінен,  иә  заттың 
тығыздығы тұрақты кезінде ететін жолдың ұзындығын өзгерту арқылы, иә көз бен тіркегіш 
арасындағы  бекітілген  қашықтық  кезінде  заттың  тығыздығын  өзгерту  арқылы  табуға 
болатыны байқалады. 
Бұл  кезде  алынатын 
)
(P
N
 тәуелділігі  мен  17.2-суреттің  2-сызығында  көрсетілген 
)
(r
N
 тәуелділігінің ұқсас болатыны анық. 
17.3. Жұмысты орындау тәртібі 
17.4.1.Қондырғымен танысу. 
17.4.2.  Қондырғыны  жұмысқа  дайындау,  «Сеть»  тетігін  басып,  қондырғыны  5  мин. 
қыздыру.  «Сброс»  тетігін  басып,  time  және  imp  көрсеткіштерін  0-ге  келтіру.  «Установка» 
тетігін басып, «+» немесе «-» таңбалары арқылы уақытты орнату. Есептегішті жауып тұрған 
пердені ашу.  
17.4.3.  Альфа-бөлшектердің  санау  жылдамдығын  әртүрлі  қашықтықтар  үшін  өлшеу. 
Өлшеуді  0,5  см  көрсетуінен  бастап,  4  см-ге  дейін  жүргізеді,  әр  мәні  үшін  альфа-
бөлшектердің санау жылдамдығы 3 рет өлшеулер саны жүргізіледі, уақыт барлық қашықтық 
үшін 10 сек. деп алыңыз.   
К түзетуді мына өрнектен анықтау керек: 
0
2
0
/
1
1 ( / )
x r
K
x r
, 
мұндағы 
0
ab
r
, 
,
a b
есептегіштің  терезесінің  параметрлері,  оны  сызғышпен 
өлшеп алыңыз.  
Мәліметтерді 1-кестеге тіркеп,  графаларды толтыру.  
Кесте 1 
t
, сек 
x
, см 
№ 
n
, имп 
'
n
, имп 
Z
, 
имп/сек 
'
Z
, 
имп/сек 
К 
'
Z
Z
K
 
10 
0,5 
1 
2 
 
 
 
 
 
 

139 
 
3 
1 
1 
2 
3 
 
 
 
 
 
 
1,5 
1 
2 
3 
 
 
 
 
 
 
.... 
 
 
 
 
 
 
 
4 
 
 
 
 
 
 
 
 
17.4.4. 
'
Z
Z
K
-ның 
x
-қа тәуелділігі графигін сызу. 
17.4.5. Графиктен 
'
Z
Z
K
 санау  жылдамдығының бастапқыдан екі  есе кемуіне сәйкес 
келетін бөлік санын табу (
op
R
 орташа жолды табу).  
17.4.7. 
op
R
 табылған  мәнінен  (17.8)-формуланы  пайдаланып,  альфа  бөлшектердің 
бастапқы энергиясын анықтау. 
17.4.8.1-графиктен 
 ыдырау  тұрақтысы  мен 
2
/
1
T
 жартылай  ыдырау  периодын 
анықтау. 
 
17.5. Өздік дайындалу сұрақтары. 
17.5.1. Альфа ыдырау және альфа ыдырауға қажет шарттар. 
17.5.2. Альфа ыдыраудың негізгі эмпирикалық заңдылықтары. 
17.5.3. Туннелдік өтуді талдап, изотоптардың жартылай ыдырау периоды мен альфа-
бөлшектердің энергиясы арасындағы байланысты анықтау. 
17.5.4. (17.5) формулаға сүйеніп, (17.6) формуланы алу. 
17.5.5. (17.10) формуласын қорытып шығару. 
 
17.6. Әдебиет 

140 
 
17.6.1.Жуковский Ю.Г., Сергеев В.О., Антонова И.М. Практикум по ядерной физике.-
М: Высшая школа, 1975. 
17.6.2.Немец О.Ф., Гофман Ю.В. Справочник по ядерной физике.-Киев, 1975. 
17.6.3.Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика. Теория элементарных частиц. 
- М.:Наука, 1983. 
17.6.4. Кадыров Н. Ядролық физика негіздері.- Алматы: Қазақ университеті, 2000. 
 
№18 ЖҰМЫС 
Бета-нұрдың максимал энергиясын толық жұтылу әдісімен анықтау 
 
18.1. Жұмыстың мақсаты: 
18.1.1. Бета-ыдыраудың негізгі ерекшеліктерімен танысу. 
18.1.2. Бета-нұрдың затпен әсерлесуін зерттеу. 
18.1.3.  Радиоактивті  сынаманың  бета-нұрының  максимал  энергиясын  тәжірибелік 
анықтау. 
 
18.2. Негізгі теориялық қағидалар 
18.2.1.  Бета-ыдырау  деп  нықсыз  ядролардың  өздігінен  зарядтары  +1-ге  (
-ыдырау) 
немесе -1-ге (
-ыдырау немесе электрондық қарпу) өзгерген изобар-ядроларға, мына: 
e
A
Z
A
Z
e
Y
X
~
0
1
1
  
                                               (18.1) 
e
A
Z
A
Z
e
Y
X
0
1
1
  
                                         
(18.2) 
e
-қарпу           
e
A
Z
A
Z
Y
e
X
1
0
1
   
                                             (18.3) 
 
схемалар  бойынша  лептондар  шығарып  иә  жұтып,  түрленуін  атайды.  Мұнда 
Y
X
A
Z
A
Z
1
,
- 
алғашқы  және  ақырғы  ядролар, 
e
0
1
-электрон, 
e
0
1
-позитрон, 
e
-электрондық  нейтрино, 
e
~
-
электрондық антинейтрино. 
Бұл  реакцияларға  ядроның  құрамындағы  нуклондардың  өзара  түрленулері  сәйкес 
келеді. 
Атап айтқанда, ядроның (18.1) ыдырауына нейтронның 
e
e
p
n
~
0
1
1
1
1
0
 
                                     
 
(18.4) 

141 
 
арнасымен, ал (2) мен (4)-ке протонның 
e
e
n
p
0
1
1
0
1
1
 
                                     
 
(18.5) 
e
n
e
p
1
0
0
1
1
1
 
                                           
 
(18.6) 
арналарымен түрленулері сәйкес келеді. 
(18.4)-ыдыраудың еркін нейтрон үшін де, ядродағы байланысқан нейтрондар үшін де 
мүмкін  екендігін,  ал  (18.5)  пен  (18.6)  ыдыраулардың  тек  байланысқан  протонда  ғана  өте 
алатындығын атап өткен жөн. 
(18.1)-( 18.6) - реакциялары нәзік әсерлесулер қатарына жатады. Олар үшін бариондар 
мен лептондардың сандары сақталады. Бірақ нәзік әсерлесу кезінде изоспиннің, изоспиннің 
үшінші  проекциясының,  адрондардың  тағы  да  басқа  кванттық  сандарының  сақталмауы 
мүмкін. Бұл әсерлесу үшін кеңістіктік жұптылықтың сақталу заңы әрқашан бұзылады. 
Келтірілген  реакцияларда  изотоптық  спиннің  үшінші  проекциясының  сақталу 
заңының  орындалмайтыны  анық  көрінеді,  ал  жұптылықтың  сақталу  заңының 
орындалмайтынын бастапқы және ақырғы бөлшектердің үйектенулердің өлшеу арқылы ғана 
байқауға болады. 
-ыдыраулардың энергиялық шарты былай жазылады: 
0
}
)
1
,
(
)
,
(
{
2
c
m
Z
A
M
Z
A
M
E
e
яд
яд
ыд

                        
(18.7) 
Электрондық қарпу үшін бұл шарт 
0
)}
1
,
(
)
,
(
{
2
c
Z
A
M
m
Z
A
M
E
яд
e
яд
яд
                                 (18.8) 
түрінде  жазылады.  Бұлардағы 
ыд
E
 -  бөлшектердің  кинетикалық  энергиясы  түрінде  бөлініп 
шығатын, ыдырау энергиясы, 
яд
M
 -ядролардың массалары. 
Тәжірибелерден мынадай заңдылықтар тағайындалды: 
-ыдыраулардың энергиялық спектрі (
e
0
-бөлшектердің энергия бойынша таралуы) үздіксіз. 
Осы  іс  жүзінде  тек  қана  ұшып  шығатын  -бөлшек  тіркелетін, 
-ыдырау  құбылысының 
спектрінің үздіксіздігін түсіндіру үшін, бұл ыдырау кезінде тағы да бір бөлшек (
e
 немесе 
e
~
) 
ұшып  шығады,  оның  салдарынан  ыдырау  энергиясы  осы  бөлшек  пен  -бөлшекке  әртүрлі 
бөлінеді деп пайымдауға тура келді. 
Бір элементтің ядролары шығаратын электрондардың (позитрондардың) кинетикалық 
e
Т  энергиясы 
max
)
(
0
e
e
T
T
 арасында жатады. Мұнда 
ыд
e
E
T
max
)
(
. Энергияның 
e
ыд
T
E
E
 
бөлігі нейтриноның (антинейтриноның) еншісіне тиеді. Бета-бөлшектерінің санының энергия 
бойынша таралуының әлбеттік түрі 18.1-суретте бейнеленген. Әр бета-сынама өзіндік 
max
)
(
e
T
 
мен 
ор
e
T )
(
 мәндерімен сипатталады. 
 

142 
 
 
18.1-сурет. Бета-спектр 
 
Зерттеулер белгілі  -радиоактивті сынамалардың максимал энергияларының мәндері 
15  КэВ  пен  15  МэВ  арасындағы  кең  алқапты  қамтитынын  көрсетті.  Ауыр  ядролар  үшін 
орташа энергия 
max
)
(
5
/
1
)
(
e
ор
e
T
T
, ал жеңіл ядролар үшін 
max
)
(
2
/
1
)
(
e
ор
e
T
T
 
Бета-радиоактивті ядролардың жартылай ыдырау периодтары 10
-2
с-тан 2*10
15
  жылға 
дейін өзгереді. 
18.2.2.  Зарядталған  бөлшектер  зат  арқылы  өткенде,  оның  энергиясы  иондау  тежелуі, 
радиациондық тежелу және Черенков нұрлануы есебінен кемиді. 
Электронның әр соқтығысында оның импульсы мен энергиясы айтарлықтай өзгереді 
және  бұл  өзгерістер  аса  шашыраңқы  болады.  Сол  себептен  энергиялары  бірдей 
электрондардың  өзінің  заттың  бірдей  калыңдығын  өткен  кездегі  шытырман  сынық  сызық 
жолдары әртүрлі болады. Сондықтан, монохроматты электрондардың затта жұтылу қисығы 
18.2-суретте  көрсетілгендей  болады.  Мұндағы,  N-заттың  калыңдығы  d  қабатын  өткен 
электрондардың, N
0
-заттың сырт бетіне түскен электрондардың саны, d-заттың электрондар 
өткен қалыңдығы. Егер спектрі үздіксіз электрондардың (яғни, радиоактивтік сынамалардың 
бета-бөлшектерінің)  затта  жұтылуын  бақыласа,  онда  жұтылу  қисығының  түрі  басқаша 
болады.  (18.2-суреттегі  2-қисық).  Ол  моноэнергиялық  электрондар  жұтылуын  сипаттайтын 
қисықтардың өте көп санының міңгесуінің салдарынан пайда болады. 
 

143 
 
18.2-сурет. 
 
Радиоактивті  бета-нұрланғыштардың көпшілігі  үшін N мен N
o
-дің  өзара  тәуелділігін 
жорамал түрде қанағаттанарлық дәлдікпен 
d
e
N
N
0
   
  
                                    (18.9) 
өрнегімен  бейнелеуге  болады.  Мұндағы 
-жұтылу  (жұту)  коэффициенті,  d-жұтқыштың 
қалыңдығы.  Қалыңдықтың  кіші  және  өте  үлкен  мәндері  үшін  экспоненциалдық  заң  дәл 
орындалмайды. Тәжірибе жұтылу   коэффициентінің заттың   тығыздығына пропорционал, 
ал 
/
 қатынасының  заттың  табиғатына  тәуелсіз  дерлік  екенін  көрсетеді. 
/
 шамасын 
массалық жұту коэффициенті деп атайды. Оның өлшемі [см
2
 г
-1
]. 
Жұтылудың физикалық факторларының әр қайсысының ролін қарастырайық. 
2
c
m
T
e
e
 электрондар  үшін  бірлік  жолдағы  иондау  шығынын  (ауыр  бөлшектер  үшін 
шығынмен  шатастырмау  керек)  қарапайым  түрде 
nZ
dx
dE
нур
~
)
/
(
 түрінде  жазуға  болады. 
Мұндағы n-ортаның ядроларының тығыздығы, Z-заттың ядросының электр заряды. 
Электрондардың  бірлік  жолдағы  тежелу  шығынын  жуықтап 
2
~
)
/
(
Z
nT
dx
dE
e
нур
 
қатынасымен анықтауға болады. Мұндағы 
e
T
 - электрондардың кинетикалық энергиясы. 
Егер 
e
T
 МэВ-пен өлшенсе 
800
)
/
(
)
/
(
Z
T
dx
dE
dx
dE
e
ион
нур
 
 
                                     
(18.10) 
Берілген  жұмыста  жұтқыш  ретінде  қолданылатын  мыс  (Z=29)  пен  алюминий  (Z=13) 
мен белгілі бета-нұрланғыштардың максимал энергиясы (15 МэВ) үшін (18.10)-нан, тежелу 
шығынының  елеусіз  аз  болатыны  көрінеді.  Біз  қарастыратын  орта  жарық  өткізбейді, 
сондықтан Черенков нұрлануы болмайды. 
Сонымен,  біз  үшін  иондау  шығынының  ғана  мәні  бар.  Тек  иондау  шығынын  елеп, 
электрондардың  максимал 
max
)
(
e
T
 энергиясы  мен  олардың  заттағы  максимал  жүру  жолы 
арасындағы қатынасты былай жаза аламыз: 
МэВ
T
МэВ
T
d
R
e
e
m
15
.
0
)
(
05
.
0
],
0028
.
0
)
(
15
.
0
[
max
max
 
үшін (18.11) 
МэВ
T
МэВ
T
R
e
e
18
.
0
)
(
15
.
0
,
)
(
407
.
0
max
58
.
1
max
 
үшін (18.12) 
МэВ
T
T
R
e
e
8
.
0
)
(
],
155
.
0
)
(
542
.
0
[
max
max
 
      
үшін (18.13) 

144 
 
Мұндағы 
R
-г/см
2
-пен  алынған,  бета-бөлшектерді  толық  жұтуға  (демек,  максимал 
энергиялы  бета  бөлшектерді  жұтуға)  керек  алюминийдің  қалыңдығы, 
max
)
(
e
T
 бөлшектердің 
МэВ-пен алынған максимал энергиясы, d-см-мен алынған қалыңдық. 
Бұл  қатынас  бета  спектрдің  максимал  энергиясын  заттың  тәжірибеден  алынған, 
радиоактивті  сынаманың  бета-бөлшектері  толық  жұтылатын,  қалыңдығынан  анықтауға 
мүмкіндік береді. 
 

жүктеу/скачать 3,87 Mb.

Достарыңызбен бөлісу: