Dyskusja indeksu:M. Skłodowska-Curie - Promieniotwórczość.djvu

PROMIENIOTWÓRCZOŚĆ

KOMITET WYDAWNICZY PODRĘCZNIKÓW AKADEMICKICH PRZY MINISTERSTWIE WYZNAŃ RELIGIJNYCH I OŚWIECENIA PUBLICZNEGO MARIA SKŁODOWSKA-CURIE PROFESOR SORBONY, LAUREATKA NAGRODY NOBLA Z FIZYKI, LAUREATKA NAGRODY NOBLA Z CHEMII Zl\ad Chemii — Fizycznej Politechniki Gdańskiej PROMIENIOTWÓRCZOŚĆ r PRZEŁOŻYŁ LUDWIK WERTEN STEIN i[zo«M’![3raai3ii »Byisw 1939 NAKŁADEM KOMITETU WYDAWNICZEGO PODRĘCZNIKÓW AKADEMICKICH SKŁAD GŁÓWNY W KASIE IM. MIANOWSKlEGO WARSZAWA-PAŁAC STASZICA A-M 37 WYKONANO W DRUKARNI KASY IM. MIANOWSKlEGO W WARSZAWIE, PALĄC STASZICA Chemii ż’:..yci’.aej Politechniki Gdańskiej OD TŁUMACZA Wobec znacznych postępów nauki o promieniotwórczości i fizyki jądra atomowego, jakie zaszły od chwili ukazania się dzieła MAKII SKŁODOWSKIEJ-CURIE pL ((Promieniotwórczość)), okazało się rzeczą wskazaną uzupełnić polski przekład kilkoma rozdziałami, zawiera jącymi opis głównych odkryć doświadczalnych, dokonanych w tej dziedzinie oraz dodać treściwe przedstawienie tych poglądów teore tycznych, o których można sądzić, że stanowią trwały nabytek nauki. Chociaż w języku polskim istnieje kilka dzieł poświęconych nauce o promieniotwórczości, to jednak terminologia w tym dziale fizyki nie jest jeszcze ustalona. Terminy użyte w moim przekła dzie różnią się w niektórych szczegółach od terminów stosowanych przez innych autorów, częściowo zaś są to terminy nowe. Podczas opracowywania przekładu sporządziłem z polecenia Komisji Słownic twa Akademii Nauk Technicznych spis terminów nauki o promie niotwórczości. Ponieważ redakcja odnośnego działu słownika nie jest jeszcze zakończona, jest rzeczą możliwą, że ostatecznie przy jęte terminy będą różniły się częściowo od terminów w tekście. Dokonywając przekładu kierowałem się zasadą wierności orygi nałowi; w nielicznych miejscach pozwoliłem sobie na nieznaczne zmiany, wynikające z postępu nauki i na dodanie odnośników. Dzieło SKŁODOWSKIEJ — C U H I E ukazało się w roku 1934. Nie zwykle wielki rozwój nauki o promieniotwórczości i fizyki jądrowej w ostatnich latach spowodował konieczność dodania uzupełnień. W opracowaniu tych uzupełnień usiłowałem według możności utrzy mać charakter i poziom ((Promieniotwórczości)) z olbrzymiego materiału starałem się wybrać tylko niewątpliwe fakty większego znaczenia oraz teorie dobrze ugruntowane na podstawie doświad czalnej. W celu ułatwienia czytelnikowi orientowania się w obszer nym dziele dodałem skorowidze nazwisk i przedmiotów ((Promie niotwórczości)) oraz «Uzupełnień». Ponadto umieściłem na końcu «Uzupełnień» tablicę dokładnych mas atomowych oraz tablicę sztucznych radiopierwiastków. W uzupełnieniach pominięto dział promieni kosmicznych, który rozwinął się tak znacznie, że wymagałby napisania osobnej książki. L. WER TENS TEIN Warszawa, w sierpniu 1939. .

Rękopis tej książki, opracowywany przez Panią CURIE w ciągu kilku lat, był ukończony przed Jej zgonem, a nawet druk był już rozpoczęty. Zajęliśmy się wydaniem tego dzieła. Pomimo staranności z jaką do konaliśmy korekty, jest rzeczą możliwą, że przeoczyliśmy omyłki, które nie byłyby uszły uwadze Autorki. Wyrażamy podziękowanie pp. GREGOIRE, GUILLOT, FOURNIER, SAVEI. i SURUGE, współpracownikom Instytutu Radowego, za pomoc w spraw dzeniu korekt i tablic. IRENA FRYDERYK JOL 10 T-CURIE JOLlOT PRZEDMOWA Książka ta zawiera treść wykładów, które wygłaszałam w Sor bonie w ciągu kilku lat i w których co rok czyniłam zmiany wy nikające z postępów nauki o promieniotwórczości. Niewątpliwie postęp będzie trwał w dalszym ciągu, niemniej sądzę, że z punktu widzenia potrzeb nauczania jest rzeczą pożądaną, aby od czasu do czasu ukazywały się dzieła dające zestawienie głównych wiado mości z danej dziedziny. Takie jest zadanie tej książki, jest ona przeznaczona dla studentów i dla osób pragnących zaznajomić się z traktowanymi w niej zagadnieniami w ogólnych zarysach bez wnikania w szczegóły. Pierwsza część wykładów zawiera treściwe przedstawienie pod stawowych wiadomości o jonach wytwarzanych w gazach, o elek tronach i o promieniach, które powstają w rozrzedzonych gazach, będących siedliskiem wyładowania elektrycznego. Wiadomości te są bardzo pożyteczne w nauce o promieniotwórczości i dlatego znalazły się w zwięzłym ujęciu w tym podręczniku, którego druga a zarazem główna część jest poświęcona radiopierwiastkom ’oraz wysyłanym przez nie promieniom. Ponieważ książkę tę traktuję jako podręcznik, nie zaś jako źródło informacyj w badaniach naukowych, przeto pominęłam roz ległą bibliografię przedmiotu. Bibliografię tę można znaleźć w dzie łach, których spis przytaczam. W tekście ograniczyłam się do cytowania nazwisk autorów, którzy przyczynili się do poznania pod stawowych faktów i wysunięcia pomysłów teoretycznych. Dziękuję bardzo serdecznie p. IRENIK CURIE za pomoc w części rękopisu oraz pp. G. FOURNIER, MANO R. GREGOIRE za pomoc w opracowywaniu tablic. SPIS RZECZY Słowo wstępne tłumacza. Przedmowa. CZĘŚĆ PIERWSZA JONY, ELEKTRONY I PROMIENIE X ROZDZIAŁ Jonizacja gazów. Pomiary prądu w gazach zjonizowanych. 1. Prą d P r z e n o s z o n y p r z e z j o n y. Przewodnictwo metali elektrolitów. Przewodnictwo gazów. 2. Komora jonizacyjna. 3. P r z y r z ą d Y e I e k t r o s t a t y c z n e. E I e k t r o s k o P Y I i s t k o w e i n i t k o w e. E I e k t r o m e t r k wad r a n t o wy. 4. Metody kompensacji i stałego odchylenia. Metoda stałego odchylenia..... .. .1 .1 3 .6 .6 .6 .8 .9 .1 1 ROZDZIAŁ II Własności jonów gazowych. Elektrony. 5. Związek po m iędzy prądem a różn icą potencjałów. Prąd nasycenia. 6. U n o s z e n i e j o n ć w w prąd z i e g a z u. P r a w o rek o m b i n a c j i. 7. Przesunięcia jonów w polu elektrycznym. Ruchliwość. P o m i a r r u c h I i w o ś c i. .13 .13 .14 .17 .20 8. Dyfuzja jonów. Stosunek i ładunek jonu. .22 9. M a ł e j o n y. W i e I k i e j o n y. E I e k t r o n y..24 10. Emisja elektronów przez ciała naświetlone oraz przez ciała rozżarzone. 26 11. Kondensacja wody na jonach. Ładunek jonów. Ładunek elementarny. 29 12. Jonizacja spowodowana zderzeniami jonów i wyładowanie iskrowe. 33 ROZDZIAŁ III Promienie katodowe. 13. Powstawanie. Rozchodzenie się i własności..37 Ł a d u n e k p r o m i e n i..38 14. Działanie pola magnetycznego pola elektrycznego na promienie katodowe. .38 x o d c h y I e n i e m ag n et y c z n e..38 O d c h y I e n i e e I e k t r y c z n e..4 1 15. Stosunek c/m. Masa i energia kinetyczna elektronu..42 16. Absorpcja i rozpraszanie promieni katodowych. Zasięg. Zdolność jonizacyjna.44 17. Dyfrakcja elektronów..48 18. Elektrony dodatnie...49 ROZDZIAŁ IV Promienie dodatnie. 19. Powstawanie promieni dodatnich w rurce z rozrzedzonym gazem. Promienie anodowe. Ich energia i własności..51 20. Pomiary stosunku e/m promieni dodatnich..52 Analiza za pomocą widm optycznych..56 Energia wiązania jądrowego..57 21. Analiza mas. Izotopy. Energia wiązania.54 22. Chemiczny ciężar atomowy. Liczba atomowa. Oddzielanie izotopów. 58 ROZDZIAŁ V P r o m i e n i e X. 23. Otrzymywanie, własności i zastosowania promieni X.60 24. Pochłanianie i rozpraszanie promieni X. Promienie wtórne 61 25. D Y f rak c j a p r o m i e n i X w kry s z t a ł a c h..65 26. Anal iza widni i budowa kryształów..67 27. Załam an i e. Całkowi te od b i ci e. Po I ary zacj a..69 28. Widma emisyjne i absorpcyjne. Jądro atomowe. Poziomy energii. 70 29 Prawo fotoelektryczne Einsteina. Widma korpuskularne. Przejście o d ś w i a tł a d o p r o m i e n i X. P o z i o m y..7 5 Dziedzina pośrednia między światłem promieniowaniem X 77 Częstości prążków i poziomy..78 30. Teoria rozpraszania według Comptona.79 31. Dawkowanie promieni X. Jednostka natężenia. Skuteczna długość fali 82 ROZDZIAŁ VI Związek między elektronami i promieniowaniem. Teoria elektromagnetyczna. Teoria kwantów. 32. E I e k t r o n i p r o m i e n i o w a n i e..83 33. Bezwładność, masa i energia elektronu. Elektromagnetyczna teoria prom ien iowan ia.84 34. Zastosowanie teorii kwantów do nauki o promieniowaniu. Teoria Bohra.89 Wpływ ruchu jądra..92 Przypadek ogólny. Atom zawierający wiele elektronów..92 35. M e c h a n i k a kwa n t o w a..96 Zasada nieoznaczoności..97 Zasady statystyki..98 XI CZĘŚĆ DRUGA PROMIENIOTWÓRCZOŚĆ ROZDZIAŁ VII Odkrycie promieniotwórczości i radiopierwiastków. 36. Promienie uranu. Promienie toru. 37. Promieniotwórczość jest własnością atomową. Nowa metoda analizy chemicznej, oparta na promieniotwórczości. Odkrycie polonu i radu. 38. Widmo i ciężar atomowy radu. Rad metaliczny. 39. Radiopierwiastki. Pochodne uranu. a) gałąź radu. b) gałąź aktynu..L Pochodne toru. .99 . 100 .104 .106 .107 .107 .109 .111 ROZDZIAŁ VIII Minerały promieniotwórcze i otrzymywanie radiopierwiastków. 40. M i n e r a ł y P r o m i e n i o t wór c z e..118 41. Minerały uranowe, zawierające tylko ślady toru. Przeróbka blendy smolistej..115 42. M i n er ały to rowo — u ran owco.120 ROZDZIAŁ IX Gazy promieniotwórcze. 43. Emanacje..121 44. Wyznaczanie stałej zaniku emanacyj..122 Radon..122 Toron..123 Aktynon..124 45. Dyfuzja. Wypływ..124 46. Absorpcja w cieczach i ciałach stałych. Rozpuszczalność. Konden sacja w niskich temperaturach..127 47. Własności chemiczne. Promieniowanie..129 48. Powstawanie i nagromadzanie się radonu. Definicja curie 130 49. Oznaczanie radonu. Oznaczanie radu za pomocą pomiaru utworzo nego radonu,.’..132 50. Wytwarzanie i wydzielanie się toronu i aktynonu..136 51. Otrzymywanie czystego radonu. Widmo. Objętość jednego curie. 136 ROZDZIAŁ X Osady aktywne. 52. Promieniotwórczość wzbudzona. Ogólne cechy. Osad aktywny. 140 53. Przemiany aktywnego osadu radonu. Ciała A, li, C. Osad długo t r wał y: c i a ł a D, E i F..141 54. Przemiany osadów aktywnych toronu i aktynonu..144 55. Chemiczne i elektrochemiczne własności aktywnych osadów. Desty lacja. Oddzielanie składników..1’, 6 56. Pochodzenie osadu aktywnego. Zjawisko odskoku..147 X II ROZDZIAŁ XI Teoria przemian promieniotwórczych. 57. Wykładnicze prawo przemiany radiopierwiastka. Dwa rodzaje p r z e m i a n..1 5 O 58. Zastosowanie teorii prawdopodobieństwa. Fluktuacje promienio twórczości..151 59. Niezmienność stałych zaniku. Hipotezy dotyczące pochodzenia pro mieniotwórczości..154 60. Zagadnienie dwóch substancyj..155 61. Zagadnienie trzech substancyj. Zagadnienie n substancyj 158 62. Równowaga przejściowa. Równowaga promieniotwórcza..160 63. Zastosowanie teorii do analizy krzywych dezaktywacji..161 ROZDZIAŁ XII Wstępne wiadomości o promieniowaniu ciał promieniotwórczych. 64. Promienie a, 1\ i y. Oddzielanie promieni w polu magnetycznym. P r z e n i k I i wo ś Ć..1 65 65. Sposoby badania promieniowania. Metoda wykrywania oddzielnych cząstek..166 ROZDZIAŁ XIII Cząstki a. 66. Pochłanianie. Zasięg w powietrzu. Krzywa jonizacji. Grupy promieni. 169 67. Zestawienie metod służących do mierzenia zasięgów oraz do od dzielania grup promieni a..175 68. Zasięg w gazach. Jonizacja całkowita. Zasięg w cieczach i ciałach stałych. Zdolność hamowania.176 69. Odchylenie magnetyczne i odchylenie elektryczne. Stosunek ładunku do masy. Cząstki a są to jądra helu. Masa i energia jednej cząstki. S t rat a ł a d u n ku.... 1 81 70. Zależność między prędkością początkową i zasięgiem. Zależność mię dzy prędkością początkową i stałą zaniku...189 71. Ładunek cząstek a. Oznaczanie średniego czasu życia radu 191 72. Liczenie cząstek a. Liczba jonów wytworzonych przez cząstkę a wzdłuż całkowitej drogi..195 73. Powstawanie helu z rad iopierwiastków..199 74. Oznaczanie substancyj radioaktywnych w stanie stałym na podstawie pomiarów promieniowania a.200 75. Promienie 8. Wtórne promienie X wzbudzone przez promienie a. 203 76. Odskok p ro m i e n i otwć rczy..205 77. T eo ri a przechodzen ia cząstek a przez materię. 208 78. Fluktuacja zasięgu..217 79. Rozproszenie cząstek a. Zderzenia wyjątkowe. Wyznaczanie ładunków j ą d e r ato m o w y c h..21 9 80. Cząstki wodorowe i odskok lekkich atomów..221 81. Anormalne rozproszenie cząstek a..225 ROZDZIAŁ XIV Promienie 82. Badanie promieni 1\ za pomocą metody absorpcji. Współczynnik absorpcji. Grupy..228 83. Odchylenie magnetyczne i elektryczne. Stosunek e/m i v. Widma m ag n etyczn e... 232 84. Mierzenie ładunku i liczenie cząstek..236 85. Strata prędkości w przechodzeniu przez materię. Zasięg. Zdolność j o n i z a c y j n a.241 86. Teoria przechodzenia cząstek fi przez materię..243 87. Odskok a 247 88. Oznaczanie substancyj promieniotwórczych za pomocą promienio wan ia B..248 ROZDZIAŁ XV Promienie Y. 89. Badanie promieni Y na podstawie absorpcji w materii. Grupy. Współ c z y n n i k a b s o r p c j i. W s pół c z y n n ikr o z p r o s z e n i a..250 90. Absorpcja jądrowa i wytwarzanie elektronów dodatnich..256 91. Promienie wtórne. Liczenie fotonów Y..258 92. Dyfrakcja promieni f. Wyznaczanie długości fali..259 93. Wyznaczanie długości fali promieni Y za pomocą widma wtórnych promieni i5..261 94. Interpretacja naturalnego widma promieni 3..264 95. Natężenie promieni l.266 96. Jonizacja wytworzona przez promienie Y. 267 97. Oznaczanie radu za pomocą promieniowania {. Wzorce 270 ROZDZIAŁ XVI Związki energetyczne pomiędzy jądrowymi promieniami.; promieniami a. 98. Promienie Y i poziomy jądrowe..273 99. Odpowiedniość między grupami cząstek a i promieni y 274 ROZDZIAŁ XVII Działania promieni ciał radioaktywnych. 100. Jonizacja gazów, cieczy i ciał stałych. Powstawanie ładunków 277 1 01. D z i a ł a n i a ś w i e t I n e. T er r a o I u m i n e s c e n c j a..281 102. Działania fotograficzne..283 103. Zabarwienia. Działania chemiczne. Halo pleochroiczne..285 104. Wydzielanie ciepła w przemianach promieniotwórczych 292 ROZDZIAŁ XVIII Biologiczne działania promieni. Zastosowania lecznicze. 105. D z i a ł a n i a b i o log i c z n e..297 106. Zastosowania lecznicze..:101 107. Ochrona od promieniowania;)04 ROZDZIAŁ XIX Przemiana lekkich atomów w zderzeniach z cząstkami «  Neutrony. Zderzenia z protonami. 108. Transmutacja z emisją protonów..306 109. Wzbudzanie przenikliwego promieniowania w lekkich atomach p o d d z i a ł a u i e m p r o m i e n i o..31 2 XIV 110. Promieniowanie neutronowe. Masa neutronu. 111. Transmutacja wskutek zderzeń z protonami. .315 .317 ROZDZIAŁ XX Doświadczalne otrzymywanie radiopierwiastków. 112. Otrzymywanie nowych ciał promieniotwórczych za pomocą czą s t e k a I u b i n n y c h c z ą s t e k.320 ROZDZIAŁ XXI Wiadomości o budowie atomów. 113. Składniki budowy. Trwałość. Próby klasyfikacji. 11 4. Sam o r z ut n e p r z e m i a n y p r o m i e n i o t wór c z e. 1 1 5. S z t u c z n e p r z e m i a n y j ą d r o w e. .322 .326 .329 ROZDZIAŁ XXII Klasyfikacja pierwiastków. 1 1 6. Z a s a d y k I a s y f i k a c j i..333 117. Klasyfikacja na podstawie rodzin promieniotwórczych..333 118. Własności chemiczne radiopierwiastków. Własności elektroche m iczne. Wartościowość..335 119. Prawo przesu n ięcia wartościowości..345 120. Grupy radiopierwiastków izotopowych. Klasyfikacja w układzie pe r i o d Y c z n y m..........347 1 2 1. R a d i o P i e r w i a s t kij a k o w s kaź n i ki..350 ROZDZIAŁ XXIII Rodzina uranowa i jej związek z rodzinami radu i aktynu. 122. Skład rodziny. Uran I i uran II. Wzorce tlenku uranowego 351 123. Uran X i X 2. Uran Z i uran Y..354 124. Związek między radem i uranem w minerałach..356 125. Pochodzenie radu. Jon..357 126. Względna aktywność radiopierwiastków w minerałach uranowych. 359 ROZDZIAŁ XXIV Rodzina radu. 127. Skład rodziny. Rad. 128. Radon i krótkotrwały osad aktywny. 129. Osad długotrwały. 130. Ewolucja radu. .362 .363 .365 .369 ROZDZIAŁ xxv Rodzina aktynowa. 131. Skład rodziny. Protaktyn. Aktyn. 132. Radioaktyn. Aktyn X..... 133. Aktynon i osad aktywny aktynu. 134. Ewolucja rodziny aktynowej. .372 .374 .377 .378 i; <>/!>z i A i XXVI Rodzina torowa. 135. 136. 137. 138. 139. Skład rodziny. Tor. M e z o t o r 1 i m e z o t o r 2. Radiotor. Tor X Toron i osad aktywny toronu. Ewolucja toru i mezotoru. .380 .381 .383 .386 .388 ROZDZIAŁ XXVII Nagromadzanie się radiopierwiastków i produktów ich przemiany w minerałach promieniotwórczych. 140. Końcowe produkty przemian promieniotwórczych. Hel. Ołów ura nowy. Ołów torowy. Wiek minerałów. Ołowie izotopowe. Względna zawartość radiopierwiastków w minerałach. .393 .396 .400 .403 141. 142. 143. ROZDZIAŁ XXVIII Promieniotwórczość w przyrodzie. 1 44. R o z p r a s z a n i e s i ę P Y ł k ć w p r o m i e n i o t wór c z y c h w I a b o r a t o r i a c h 405 145. Promieniowanie potasu i rubidu..406 146. Promieniotwórczość samaru..407 147. Radiopierwiastki w glebie i w skałach..408 148. Radiopierwiastki w wodach i gazach naturalnych...410 149. Zawartość rado n u i osad u aktywn ego w atm osferze..412 150. Jonizacja atmosfery. Jonizacja w zamkniętym naczyniu..416 151. Promienie kosmiczne. Pomiary jonizacji. Przenikliwość promie niowania..420 152. Rola promieniotwórczości w bilansie cieplnym ziemi i słońca. 424 ROZDZIAŁ XXIX Techniczne laboratoria promieniotwórczości. 153. Pracownie pomiarów i kontroli. .428 P R Z Y P I S Y Nr 1. Funkcja e-* i log 1 o C *..432 Nr 2. Tablica głównych stałych...434 Nr 3. Jednostki p ro m i en i otwć rczośc i..437 Nr 4. Układ periodyczny pierwiastków..438 Nr 5a. Tablica izotopów..439 Nr 5b. Tablica izotopów p ro m i en i otwć rczyc h..442 Nr 5c. Tablica rodzin p ro m i en i otwć rczych..443 Nr 6a. Energie poziomów K.444 Nr 6b. Energie poziomów z, M, N, O pierwiastków..445 Nr 7a. Tablice dotyczące promieni a.446 Nr 71». Tablica prędkości cząstek a według wzrastających wartości V. 448 Nr 7c. Naturalne grupy promieni a.451 Nr 8. Nr 9. Nr 10. Nr 11. Nr 12. Nr 13. Nr 14. Nr 15. Nr 16. Tablice dotyczące cząstek II (protonów). Związek m i ędzy prędkością cząstek fi, ich en erg i ą, pro m i en iem krzywizny w polu magnetycznym Iloraz długością fali fotonu o tej samej energii ’ Jądrowe promienie y. Współczynnik absorpcji promieni y w ołowiu jako funkcji dłu gości fal i. Zanik radonu 7=l o e-X«. Nagromadzanie się radonu w preparacie radu. Dezaktywacja aktywnego osadu radu. Dezaktywacja aktywnego osadu aktynu. Dezaktywacja aktywnego osadu toru. .455 456 .462 .464 .465 .468 .470 .471 .472 UZUPEŁNIENIA ROZI)ZIAI. I Postępy techniki w dziedzinie fizyki jądrowej. A. Przyrządy służące do otrzymywania szybkich cząstek..475 B. Metody wykrywania cząstek wysyłanych w reakcjach jądrowych 480 ROZDZIAŁ II Reakcje jądrowe. A. Uwagi ogólne..487 B. Reakcje cząstek naładowanych..491 C. Neutrony.500 D. Fotony. Reakcja (y, n)..522 ROZDZIAŁ III Budowa jądra. A. Rozmiary jądra. Dokładne wartości mas atomowych. B. Trwałość jąder. C. Siły wiązania jądrowego. Teoria deuteronu. D. Złożone jądro (Bahr). .525 .527 .531 .534 ROZDZIAŁ w Sztuczna promieniotwórczość. A. Uwagi ogólne..544 B. P r o m i e n i o w a n i e..545 C. Sztuczne radiopierwiastki. Izomeria jądrowa. Chemia sztucznych ra diopierwiastków..550 D. Sztuczna promieniotwórczość uranu i toru..553 E. Chemiczne i biologiczne zastosowania sztucznych radiopierwiastków 558 Tablica I. Dokładne masy atomowe lekkich pierwiastków trwałych i nie trwałych..560 Tab I i c a II. Tab I i c a s z t u c z n y c h rad i o P i e r w i as t k ów..561 Skorowidz nazwisk..563 Sko row i d z p rzed m i otów..567 Skorowidz nazwisk i przedmiotów uzupełnień..575 Errata.5’8 CZĘŚĆ PIERWSZA JONY, ELEKTRONY I PROMIENIE X ROZDZIAŁ I JONIZACJA GAZÓW. POMIARY PRĄDU W GAZACH Z.IONIZOWANYCII 1. Prąd przenoszony przez jony. Przewodnictwo metali elektrolitów. Przypomnijmy w krótkości prawa rządzące zachowaniem się elektryczności w metalach elektrolitach. Zależność między natężeniem prądu elektrycznego płynącego przez drut metalowy oraz różnicą potencjałów V między końcami drutu wy r a ż a s i ę P r a w e m O h m a, V = ri; r o z n a c z a o pór d r u t u, I d ł u g ość; m a m y p r z y t Y m r = p 1/&’ = l/ts; g d z i e.9 j e s t to p r z e k rój d r u t u, P o pór w ł a ściwy danego metalu, 7 zaś przewodnictwo właściwe. Jeżeli będziemy p o s ł u g i wal i s i ę P o j ę c i e m g ę s t o ś c i prą d u: / = = i/s i r o z waż a I i t Y I k o t a k ą część rurki prądu, w której pole elektryczne h jest jednorodne, prawo Ohma przyjmie postać j = “( h. W lej postaci prawo wyraża, że w prze wodniku metalowym gęstość prądu jest proporcjonalna do natężenia pola elektrycznego w badanym punkcie. Mechanizm przepływu prądu w metalach nie jest jeszcze dokładnie znany, zakładamy jednak, że polega na przesuwaniu się e I e k t r o n ć w wewnątrz metalu pod wpływem pola elektrycznego. Prąd w metalach jest to więc prąd konwekcyjny, elektryczność jest w tym przypadku przenoszona przez cząstki elektryczności ujemnej, które przesuwają się nie unosząc masy w ilości dostrzegalnej. Zgodnie z teorią Hittorfa i Arrheniusa, prąd w roztworach elektro litycznych jest to także prąd konwekcyjny, przesuwaniu się elektrycz ności towarzyszy jednak w tym przypadku przenoszenie materii, w myśl prawa Faraday’a. Prawo Ohma stosuje się do elektrolitów podobnie jak do metali. Nośniki prądu w elektrolitach nazywamy j o n a m i; kationy niosące ładunek dodatni są utworzone z atomów wodoru lub metali, a n i o n y zaś n a ł a d o w a n e u j e m n i e z a t o m ć w m e t a lo i d ć w I u b r e s z t k w a si. Curie-Sklodowska. Promieniotwórczość. sowych. Jony powstają w roztworze i zarazem ulegają rekombinacji. W stanie statecznym istnieje określony stosunek pomiędzy liczbą drobin I.jonizowanych i całkowitą liczbę drobin. Stosunek ten nazywamy stop niem dysocjacji. Jeżeli w chwili początkowej stężenie roztworu nic jest jednakowe we wszystkich punktach, roztwór staje się z czasem jednorodny wskutek dyfuzji, spowodowanej ruchami molekularnymi. Zjawisko dy f u z j i n i e p r o wad z i d o o d d z i e I a n i a s i ę j o n ć w p r z e c i w n e g o z n a ku. Nernsi pokazał, że następstwem elektrycznego przyciągania się różnoiniiennych jonów jest powstawanie pewnej wspólnej prędkości dyfuzji: jeżeli war stwa kationów wyprzedza warstwę anionów lub odwrotnie, powstaje w danym miejscu pole elektryczne, które wyrównywa prędkości. Pole elektryczne wytworzone w elektrolicie za pomocą dwóch elektrod, między którymi istnieje różnica potencjałów I’, kieruje jony dodatnie ku elektrodzie ujemnej czyli katodzie, jony zaś ujemne ku elektrodzie do datniej czyli anodzie. W ten sposób zachodzi przenoszenie się elek tryczności, któremu towarzyszy przenoszenie materii w ilości proporcjo nalnej do ładunku, zgodnie ze znanymi prawami elektrolizy. Podstawowy wzór, pozwalający obliczyć gęstość prądu, otrzymamy biorąc pod uwagę rurkę prądu, zawartą pomiędzy dwiema równoległymi płytkami A i C, między którymi istnieje jednostajne pole elektryczne skierowane od A (anody) do C (katody) (rys. 1). Gęstość prądu j jest to ilość elektryczności przechodząca w jednostce czasu przez jednostkę przekroju rurki. W prze noszeniu elektryczności biorą udział zarówno jony dodatnie jak ujemne przesuwające się w kierunkach przeciwnych; prąd elektryczny po chodzący od anionów dodaje się do prądu wytwo rzonego przez kationy. Ponieważ ruch jonów zachodzi w środowisku stawiającym opór analogiczny do tarcia płynu, zakładamy, że każdy jon uzyskuje określoną prędkość, proporcjonalną do natężenia h pola elektrycznego. Prędkości w, I U., anionów i kationów są przeto równe kAh k 2 h, gdzie ki i k 2 są to stałe współczynniki zwane r u c h I i wo ś c i ą m i. Ilość elektryczności danego znaku, przechodzącej przez jednostkę przekroju w jednostce czasu, jest równa sumie ładunków tego znaku, zawartych wewnątrz cylindra o podstawie 1 cm 2 i wysokości równej prędkości jonów. Jeżeli c, oznacza stężenie molekularne w gra modrobinach, d stopień dysocjacji, F ładunek jonu jednowartościowego i v wartościowość, gęstość naboju elektrycznego każdego znaku prze n o s z o n e g o p r z e z d r o b i n y d y s o c j o w a n e w y n o s i cdvF, g ę s t ość prą d u wynosi zatem 1-. , A Rys. I. W z ć r ten wyraża prawo d aj e war t ość: J = cdvF(k l + kt) h. Ohma w elektrolitach = I I ’ = cdvF{k + k). na przewodnictwo y y Jak w i d a ć, j e s t t o w ł a s n ość addytywna o b u r o d z aj ć w j o n ów. D o ś w i a d czenia, których nie będziemy opisywali, pozwalają obliczyć wartości w s pół c z y n n i k ć W ki i k 2. N a j w i ę k s z ą r u c h I i wo ś ć p o s i a d a j o n wo d o r u. W r o z c i e ń c z o n y m r o z t w o r z e k was u s o I n e g o w 1 8 o, ki = O, O O 3 3 c m / s e k. (jon //+) oraz k 2 = 0, 00068 cm/sek. (jon Gr..., ), jeżeli pole mierzymy w wo I t a c h n a c m. J o n y róż n y c h m e t a I i P o c z ą w s z y o d P o t a s u (k = O, O O 068 cm/sek.) posiadają ruchliwości mało roznlące się od siebie, o wiele mniejsze od ruchliwości jonu wodorowego. Ruchliwość jonów elektroli tycznych jest na ogół rzędu wielkości 1 cm. na godz. Wiemy dzisiaj, że te elementarne rozważania teoretyczne zawodzą w przypadku roztworów soli silnych zasad i kwasów, gdyż prowadzą do błędnego wniosku, że dysocjacja tych elektrolitów jest niezupełna. Now sze prace każą raczej przypuszczać, że w tych roztworach dysocjacja jest zupełna, lecz że przewodnictwo jest ograniczone z powodu istnienia sił elektrostatycznych, które działając na jony hamują ich ruch i zmniej szają zarówno ruchliwość, jak i ciśnienie osmotyczne (Debile). Przewodnictwo gazów.-Gazy n p. p o w i e t r z e malnych warunkach temperatury i ciśnienia ze złotym lub glinowym listkiem, którego wewnątrz metalowego uziemionego pudła w (parafina, siarka, bursztyn) o bardzo czystej wywać w ciągu wielu godzin a nawet dni tryczny powodujący odchylenie listka. zachowują się w nor jak izolatory. Elektroskop elektroda jest umocowana dobrze izolującym korku powierzchni, może zacho bardzo słaby nabój elek Izolacyjna zdolność powietrza jest ograniczona warunkiem, że róż nica potencjałów między dwiema elektrodami oddzielonymi warstwą powietrza nie może przekraczać pewnej wartości krytycznej zwanej po t e n c ja ł e m i s k r z e n i a. Gdy ta wartość zostaje osiągnięta, prąd elektryczny przechodzi nagle w postać wyładowania samoistnego; o tym zjawisku będzie mowa później (9 12). Już w pierwszych swoich pracach Goulomb stwierdził, że bardzo po wolna strata ładunku ciała naelektryzowanego, np. elektroskopu, wy nika częściowo z niedoskonałości izolatora, głównie zaś stąd, że zdol ność izolacyjna powietrza bynajmniej nie jest doskonała. W zwykłych wa runkach powietrze posiada zawsze przewodnictwo elektryczne, co prawda bardzo słabe, lecz w dostatecznym stopniu aby je można było zmierzyć. Różne okoliczności mogą spowodować, że powietrze uzyskuje prze wodnictwo o wiele większe od zwykłego; oto kilka przykładów. Gdy zbliżamy do elektrody płomień, nawet nie dotykający jej bez pośrednio, następuje szybkie wyładowanie elektroskopu; gazy pochodzące z płomienia są przewodnikami i udzielają swego przewodnictwa powie trzu, w którym się rozchodzą. Ten sam wynik otrzymamy przybliżając do elektrody drucik meta lowy rozżarzony do białości. W okolicy tego drutu powietrze uzyskuje pewne przewodnictwo. Wiele reakcyj chemicznych powoduje w oto czeniu wzrost przewodnictwa powietrza; w ten sposób działa np. utle nianie się białego wilgotnego fosforu w obecności powietrza. Jeżeli ta reakcja zachodzi w pobliżu elektrody elektroskopu, elektroskop wyłado wuje się. Możemy również uczynić powietrze przewodnikiem elektryczności po sługując się działaniem niektórych rodzajów promieniowania, np. pro mieni Róntgena lub promieni wysyłanych przez pierwiastki promienio twórcze (promienie Beccjuerela). W tym celu wystarcza przepuścić wiązkę promieni X w pobliżu elektrody lub zbliżyć ciało radioaktywne, np. nie wielką ilość soli radowej. We wszystkich wspomnianych przypadkach wyładowanie zachodzi niezależnie od znaku ładunku elektrody. Zwykłe światło nie wywołuje dostrzegalnego wzrostu przewodnictwa powietrza. Jeżeli jednak elektroda elektroskopu wyrobiona z cynku zostaje naświetlona światłem nadfiolko wym, można zaobserwować szybkie wyładowanie, lecz tylko w przy padku, gdy elektroda jest naładowana ujemnie. Szczegółowe badania przewodnictwa uzyskiwanego przez gazy w róż nych warunkach doprowadziły do utworzenia ogólnej teorii tych zjawisk. Przewodnictwo gazów, podobnie jak elektrolitów, przypisujemy obecności centrów naładowanych czyli j o n ć w dodatnich ujemnych. Mówimy że oaz. zawierający jony jest zjonizowany. Prąd elektryczny w gazie I.jonizowanym jest to prąd konwekcyjny, polegający na przesuwaniu się jonów w polu elektrycznym. Szczególnie dokładne doniosłe wyniki otrzymano używając, jako czynnika jonizującego, promieni X lub promieni radu działających w po dobny sposób; te ostatnie stanowią główny przedmiot lej książki. Jonizacja w gazach nie polega, jak w przypadku elektrolitów, na roz szczepieniu drobiny na dwie grupy atomowe, ponieważ gazy jednoato inowe: hel, argon, para rtęci, mogą być również zjonizowane podobnie jak gazy wieloatomowe. Zakładamy, że jonizacja jest następstwem oder wania się elektronu od drobiny gazu (9 9). Uwolniony elektron, kté rego masa jest około 1800 razy mniejsza od masy atomu wodoru, może pozostawać w stanie swobodnym tylko w gazie bardzo rozrzedzo nym; w gazie, którego gęstość jest normalna, elektron łączy się wsku tek przyciągania elektrostatycznego z napotkaną obojętną drobiną, two rząc jon ujemny. Drobina która utraciła elektron tworzy jon dodatni, posiadający taki sam ładunek, lecz znaku przeciwnego. Do takich jonów jodnodrobinowych mogą przyłączyć się inne drobiny; wówczas powstają kompleksy jonowe. Jony gazowe rozproszone w gazie są to cząsteczki naładowane, bio rące udział w ruchach cieplnych; jako takie są posłuszne prawom ana logicznym do tych, którym podlegają jony w elektrolitach. Podobnie jak te ostatnie, mogą ulegać rekombinacji w przypadku napotkania jo nów o znaku przeciwnym; w ten sposób może wytworzyć się stan rów 5 nowagi pomiędzy szybkościami tworzenia się jonów i rekombinacji. Je żeli koncentracja jonów w gazie nie jest wszędzie jednakowa, jony dy fundują, a ponieważ przestrzenne gęstości ładunków są najczęściej bar dzo małe, dyfuzja może doprowadzić do częściowego rozdzielenia jonów dodatnich i ujemnych, na ogół dyfundujących z różną prędkością. W naczyniu, zawierającym gaz I.jonizowany, ścianki naczynia wywie rają działania, których następstwem są skierowane ku ściankom ruchy dyfuzyjne. Jon znajdujący się bardzo blisko ścianki jest przyciągany przez nią w ten sposób, jak gdyby źródłem przyciągania był obraz elek tryczny, tj. cząsteczka podobna lecz posiadająca ładunek przeciwnego znaku umieszczona symetrycznie względem jonu z drugiej strony ścianki. Wskutek tego jony osiadają na ściance, która usuwa z gazu jony znajdujące się w jej bezpośrednim sąsiedztwie. Dyfuzja sprawia, I że te jony zostają natychmiast zastąpione przez inne. Działanie ścianek wzrasta wraz z wielkością ich powierzchni, tak np. filtrując gaz poprzez watę można pozbawić go jonów w zupełności. Przy pomocy prostego doświadczenia można udowodnić istnienie centrów naładowanych w gazie I.jonizowanym. W tym celu wystarczy powstrzymać zapomocą izolującej zasłony ruch jonów powstający pod wpływem pola elektrycznego. Taką zasłoną jest np. płytka parafinowa P (rys. 2) umieszczona na krążku stanowiącym zewnętrzną część elektrody elektroskopu. Jeżeli do elektroskopu zbliżymy źródło jonizujące S w postaci blaszki zawierająS cej polon, jony o znaku przeciwnym znakowi elektrody, przesuwając się zgodnie z liniami sil pola, skierują się ku niej i osiądą na parafinie; natomiast jony o tym samym znaku, co elektroda, skierują się do ścianki osłony elektroskopu, kté rej oddadzą swój nabój. Jeżeli usuniemy płytkę parafinowa przed zupełnym wyładowaniem się elektroskopu, stwierdzimy, że płytka jest nałado wana i że znak jej ładunku jest taki, jaki prze widywaliśmy. Rys. 2. Natężenie prądu w gazie I.jonizowanym może zmieniać się w szero kich granicach, co zmusza do używania przyrządów pomiarowych róż nych typów. Prądy przenoszone w samoistnym wyładowaniu np. w postaci iskry mierzy się przy pomocy amperomierzy lub miliamperomierzy. Prądy powstające w gazach I.jonizowanych pod działaniem promieniowania po siadają na ogół małe natężenie. Możemy je mierzyć za pomocą galwano metrów, których czułość jest rzędu 1 Q — “ amp., najczęściej jednak używa się elektroskopów lub elektrometrów, pozwalających mierzyć prądy o na tężeniu od 1 Q10 do 1 Q15 amp. a nawet słabsze. W urządzeniach przeznaczonych do tego celu należy rozróżnić dwie części główne: aparat pomiarowy, oraz komorę jonizacyjną. 6 S 2. Komora jonizacyjna. Komora jonizacyjna, tj. naczynie zawierające badany gaz I.jonizowany składa się najczęściej z metalowego naczynia, w którym znajduje się elektroda osadzona w korku z substancji izolującej. Między naczyniem do oteJrtmatsu Rys. 3. Koniora jonizacyjna, której dwie elektrody są to: pudełko połączone z baterią akumulatorów, oraz płytka A połączona z elektrometrem. Korek izolu jący jest zaopatrzony w połączoną z ziemią rurkę ochronną g która uniemożliwia bezpośrednie prze wodzenie elektryczności przez powierzchnię izolatora pomiędzy elektrodą A i zbiornikiem B. Źródłem jonizacji jest substancja promieniotwórcza umiesz czona wewnątrz komory na krążku spoczywającym na dnie lub umieszczoną nazewnątrz komory. W tym ostatnim przypadku promienie przenikają do komory stanowiącą dno komory. Można również posługiwać się tą ko B z ziemią, elektrodę A zaś z elektroskopem. przez cienką ściankę morą łącząc pudełko Jo eU/tlromdru Rys. ’i. Komora jonizacyjna z dwiema płytkami A i B izolowanymi od odsłony c korkami izolującymi a i b. Płytka A jest połączona z elektrometrem którego po tencjał jest zbliżony do potencjału ziemi. Płytka B jest połączona z jednym z biegunów baterii akumu latorów, której drugi biegun jest połączony z ziemią, wskutek czego powstaje znana różnica potencjałów między elektrodami A i B. Jonizacja jest wytwarzana przez promienie substancji promieniotwórczej umie szczonej na krążku który kładziemy na krążku B. A B Jo boleli lub Jo itemi a elektrodą wytwarza się różnicę potencjałów. Jeżeli gaz zawarty w ko morze jest zjonizowany, wówczas może w nim płynąć prąd elektryczny. d o tdokLromei, u Z a m i a s t j e d n e j e I e k t r o d y i z o I o wa n e j n a c z y n i e /5 m o ż e z a w i e r a ć d w i e, p o m i ę d z Y k t ć r y m i w y t w a rzamy różnicę potencjałów powodującą powsta L wanie prądu; naczynie należy wówczas uziemić w celu zrealizowania osłony elektrostatycznej. Kształt komory rozmieszczenie elektrod są zależne od rodzaju doświadczenia; typy Rys. 5. Komora jonizacyjna używanych komór jonizacyjnych są przedsta podobna do poprzedniej lecz z prętem A zamiast płytki. wione na rys. 3, 4, 5. S 3. Przyrządy elektrostatyczne. Elektroskopy listkowe nitkowe. W większości elektro skopów, przystosowanych do mierzenia jonizacji, izolowana elektroda elektroskopu posiada listek przymocowany do płytki metalowej. Ruch listka obserwuje się za pomocą mikroskopu zaopatrzonego w podziałkę mikrometryczną. Elektroda znajduje się w metalowym naczyniu, zaopa trzonym w okienko dla umożliwienia obserwacji. Elektroskop jest to metalowa może służyć nizujące przenikają po elektroskop składa się mora jonizacyjna, jak to pokazują rys. 6 i 7. Elektroskop może być również używany w po łączeniu z komorą jo nizacyjną stanowiącą osobny przyrząd. bardzo prosty przyrząd pomiarowy. Jego skrzynka jako komora jonizacyjna, do której promienie jo przez bardzo cienką ściankę. Najczęściej jednak z dwóch części, z których jedna służy jako ko Różnica poten cjałów między izo lowaną elektrodą a osłoną wynosi zazwyczaj kilkaset woltów. Elektro skop można nała dować bądź za po mocą ciała naelek tryzowanego przez pocieranie, bądź też za pomocą malej maszyny elektrostatycznej, lub baterii akumulatorów albo ogniw. Jeżeli elektroskop jest zaopatrzony w urządzenie pozwalające zmniejszać jego pojemnosc w odpowiedni sposób, wówczas wystarcza bateria utworzona z kilku ogniw. Rys. 6. Elektroskop połączony z ko morą jonizacyjną z płytkami A i B z kté rych pierwsza jest połączona z elektrodą E, druga zaś z osłoną /<“. Na płytce B można umieścić sub stancję promieniotwórczą. Guzik b zabezpieczony przykrywką służy do ładowania elekroskopu. Rys. 7. Komora jo nizacyjna umiesz czona bezpośrednio pod elektroskopem. Izolowana elektroda komory stanowi ca łość z elektrodą elektroskopu i może posiadać kształt prę ta lub płytki. Natężenie prądu wyładowania nie jest proporcjonalne do prędkości ruchu listka, a to dlatego, że pojemnosc przyrządu zmienia się wraz ze zmianą położenia listka. Jeżeli jednak porównywamy odstępy czasu pomiędzy chwilami przejścia listka przez dwie raz na zawsze wy brane podziałki, wówczas te odstępy czasu odpowiadają przepływowi tej samej ilości elektryczności q. Średnia wartość prądu w ciągu badanego c z a s u t w y n o s i z a t e m i = g/t, c o P o z wal a m i e r z y ć prą d i w j e d n o s t k a c h względnych. Wielkość prądu otrzymana w doświadczeniu powinna być poprawiona drogą odjęcia b i e g u w ł a s n e g o, tj. prądu obserwowa nego w nieobecności badanego czynnika jonizacyjnego. W celu wyznaczenia bezwzględnej wartości prądu należy aparat wy cechować. Czułość elektroskopu może jednak zmieniać się wskutek znie kształcenia listka. Z tego powodu elektroskopy są używane raczej do pomiarów względnych niż do absolutnych. Niekiedy używa się elektroskopów, których listek znajduje się wpróżni. W ten sposób pozbywamy się prądów powietrza w okolicy listka, oraz jonizacji w części elektroskopu zawierającej listek. Dla przy kładu przytoczymy, że elektroskop zwykłych rozmiarów, zawierający litr powietrza może posiadać pojemność około 1 cm i że strata ła dunku zaobserwowana w normalnym powietrzu jest rzędu wielkości kilku woltów na godzinę, co odpowiada prądowi rzędu wielkości 10’“ 15 amp. W niektórych elektroskopach ruchomym organem jest zamiast listka bardzo cienka nić przewodząca; w takim elektroskopie używa się bądź jednej nitki, odpychanej od nieruchomego pręta, bądź leż układu dwóch nitek połączonych końcami i odpychających się wzajemnie. Elektro metrem nitkowym nazywamy przyrząd, w którym nitka jest rozpięta między dwiema blaszkami posiadającymi potencjały jednakowe, lecz znaków przeciwnych (np. + 100 woIL); nitka wychyla się w kierunku jednej z tych pły tek, zależnie od znaku ładunku, jaki otrzy m uj e. E I e k t r o m e t r k wad r a n t o w Y. N aj częściej jest używany elektrometr typu kwa drantowego przystosowany do mierzenia słabych prądów. Przyrząd ten musi być po łączony z komorą jonizacyjną. Rys.8 przed stawia schemat najprostszego urządzenia doświadczalnego. Rys. 8. O ruchoma igla elek trometru zawieszona na cienkiej wstążce metalowej pomiędzy dwiema parami kwadraniów, P i P, Q i Q’. A i «-płytki komory jonizacyjnej. Płytka A jest połączona z jedna z par kwad rantów QQ’. Płytka li jest połączona z jednym z biegunów baterii C, której drugi biegun jest uziemiony. Para kwadran tów PP’ podobnie jak osłona przyrządu jest uziemiona. Igla O jest połączona z jednym z bie gunów baterii f) której drugi biegun jest uziemiony. Kwadran ty QQ’ oraz płytka A tworzą układ który może być bądź od izolowany, bądź połączony z zie mią za pomocą klucza f. I. Igła jest zaopatrzona w zwierciadelko którego odchylenia są obserwo wane na podzielonej skali. Jeżeli klucz f.’ jest zamknięty, między kwadrantami nie ma różnicy potencjałów, natomiast pomiędzy płytkami.1 i /I po wstaje napięcie w przybliżeniu równe róż nicy potencjałów między biegunami ba terii C. Jeżeli powietrze między płytkami staje się przewodnikiem, powstaje prąd p ł Y n ą c y o d A d o li. P o o t w o r z e n i u k I u c z a f. “, prąd ten ładuje układ izolowany i zmienia jego potencjał, powodując stopniowe od chylanie się igły. W określonych warun kach prędkość tego ruchu jest proporcjo nalna do natężenia prądu i może służyć jako jego miara. Elementarna teoria elektronietru pou cza, że w przypadku gdy między kwa d ran ta mi istnieje stała różnica potencja łów c mała wobec potencjału igły V, igła otrzymuje stałe odchylenie a = ki>, gdzie f( oznacza czułość napięciową; wielkość ta jest w pewnych granicach proporcjonalna do potencjału Vigły i zmienia się poza tym w stosunku odwrotnym do momentu kierującego, wynikającego ze skręcenia nitki zawieszenia. Można łatwo osiągnąć czułość, której odpowiada odchyle nie o 1 metr na 1 wolt, na skali umieszczonej w odległości jednego metra od zwierciadła. Czułość ładunkowa s, określona wzorem a = sq, gdzie q jest to ła d u n e k u d z i e lon y i z o I o w a n y m k wad r a n 10m, n i e j e s t p r o p o r c j o n a I n a d o f, —. Przypuśćmy, że igła naładowana dodatnio ( I ’ > O ) skręca się o kąt a w kierunku kwadruntów uziemionych; na kwadrantach izolowanych oswo badza się wówczas ilość elektryczności ujemnej proporcjonalna do o. i do potencjału igły, np. Aa I’; wyraz ten należy uwzględnić w obliczaniu po tencjalii kwad rantów o. Oznaczając przez c pojemność izolowanego układu, ol rz\ iniijeniy: (q Aą V)/o; s = z/q = kttc + k A I’), skąd wynika, że do pojemności geometrycznej c należy dodać wyraz uzupełniający, mianowicie tzw. «pojemność dodatkowa», proporcjonalną do 1’2. Łatwo widzieć, że czułość ładunkowa s wzrasta wraz z poten cjałem igły, aż do pewnego maximum, które zostaje osiągnięte, gdy po jemność dodatkowa staje się równa pojemności geometrycznej. W zwykle używanych elektrometrach, igła jest naładowana do potencjału około 100 woltów i maximum czułości odpowiada potencjałowi, który nie znacznie przekracza tę wartość. Jeżeli prąd o stałym należeniu i udziela układowi izolowanemu ła dunku 8, mamy t/ = it, gdzie / jest to czas przepływu prądu. Ruch, który uzyskuje igła, zależy od i, jak również od momentu kierującego. Przy odpowiednio dobranym współczynniku tłumienia prędkość igły ustala się dość szybko i przesuwanie obrazu staje się proporcjonalne do czasu. Gdy ten stan zostaje osiągnięty, kątowa prędkość odchylenia to jest proporcjonalna do i. Otrzymujemy stąd, że czułość na prąd wynosi 1 ) m/i = r=k/CdĄ-ĄA V). Wzór u = si pozwala wyznaczyć względną wartość natężenia I’. W tym celu wystarcza obserwować przesuwanie się obrazu w tej części skali, w której ruch jest jednostajny. Aby zmierzyć bezwzględną war lose natężenia bez wyznaczenia wszystkich wielkości, które występują we wzorze na s, należy wyrugować c,.1 i I“, używając dodatkowej po jemności ć’, połączonej z układem izolowanym. Wskutek zwiększenia si<; pojemności układu, prędkość ruchu igły zmniejsza się do wartości to’. Otrzymujemy w ten sposób dwa równania fiu = (c + kA V)/k, i’/a’ = ( c + C + k. 1 V)/k, skąd i/a i’/m’ c/k. Wartość absolutną i można w ten sposób obliczyć na podstawie zna n ej poj e m n ości C oraz czułości n ap i ęci owej X-o 9 4. Metody kompensacji i stałego odchylenia. Położenie obrazu na skali może być stale utrzymywane na zerze, je żeli prąd mierzony jest w każdej chwili kompensowany prądem równym, lecz przeciwnego znaku, dostarczonym do układu izolowanego przez od powiednio dobrany przyrząd. ’J Prawa rządzące ruchem igły znajdują wyraz w równaniu różniczkowym ruchów periodycznych tłumionych. Całkując to równanie, znajdujemy, że prędkość kątowa tu = da/di dąży do wartości granicznej si, która zostaje osiągnięta drogą ciągłego wzrastania pręd kości, jeżeli układ jest aperiodyczny, lub drogą kolejnego wzrastania i zmniejszania się prędkości w przypadku, gdy tłumienie jest małe. Należy unikać tego ostatniego przy padka, gdyż obserwowanie wahań nie jest dogodne, (zob. Mme Curie, Radioactivite 1910, I. 9 25). 1 O a) Kwarc piezoelektryczny (rys.*9 i 10). Główno częścią tego urzą dzenia kompensacyjnego jest płytka kwarcowa w postaci równoleglo ś c i a n u d t u g o ś a i (I) k i I k u c m, o koł o 15m m s z e rok o ś c i i o koł o 0, 5 m m grubości (ej. Płytka jest wyszlifowana w ten sposób, że oś główna (potrójna) kry ształu Dx jest równo legła do szerokości, jedna zaś z trzech osi 4łJ podwójnych ();/ jest równoległa do naj mniejszego rozmiaru, tj. do grubości. Płyt ka jest zaopatrzona w dwie oprawki, z których jedna a służy do zawieszenia, do drugiej zaś li jest przytwierdzona szal ka, na której można umieścić odważnik wywierający silę roz ciągającą/„w kie run ku pionowym Oz; wsku tek polaryzacji na obu ściankach płytki powstają ilości elektrycz ności q równe i przeciwnego znaku. Jeżeli ścianki są zaopatrzone w m e t a I o w e o kła d kiJ \ i P2’ o g r a n i c z o n e i z o I uj ą c y m i s z p a r a m i m i n, okładki te otrzymują ładunki pows tające na płytce wskutek polaryzacji. Znaleziono, że: Ij«-a z

Rys. 9. Rysunek przedstawia płytkę widziani) l. przodu i z boku wraz l. okładkami oraz ustawienie płytki względem sześciokątnego przekroju kryształu kwarcu w płaszczyźnie prostopadłej do głównej osi. Długość płytki jest prostopadła do dwóch boków sz.escioka.ta, szerokość prostopadła do płaszczyzny sześcioknta. Kie runek grubości jest taki sam jak kierunek linii łączącej dwa przeciwne wierzchołki sześciokąta g i h (kierunek jednej z osi podwójnych). /ATAN 8 q = 0, 068. File, gdzie q jest wyrażone wi.es. i FW ki logramach. W celu skompensowania prądu jo nizacyjnego należy unogić stopniowo odważnik umieszczony na szalce, tak, aby ładunek q na krysztale wyzwalał się w sposób ciągły i aby obraz I u sterka elektromelru stale pozostawał na zerze 1 ). Jako wartość natężenia prądu i otrzymujemy wówczas i-q/(, gdzie / oznacza czas trwania kompen sacji; na podstawie tych danych można zatem obliczyć wartość bezwzględną i. „I P2 1 A .--B ZGarnia. Rys. 10. Rysunek przedstawia sche mat aparatury doświadczalnej, sche mat len jest analogiczny do schema tu na rys. 8 i różni się tylko doda niem kwarcu. Jedna oprawka P, jest połączona z układem izolowanym, druga zaś P 2 z ziemia. ’) Przyrząd ten jest w ciągłym użyciu w Paryskim Instytucie Radowym i służy do otrzymywania małych ładunków elektrycznych, których wartość jest znana; zoslal wyna leziony przez i J. Curie i stanowi zastosowanie odkrytego przez tych uczonych zjawi ska piezoeleklryczności występującego we wszystkich kryształach bez środka symetrii, między innymi w kwarcu, subslancji bardzo dogodnej dla badań tego rodzaju. Przydat ność kwarcu jako absolutnego wzorca elektryczności zależy od oszlifowania i dobroci kryształów. Dla kontroli łych warunków mierzy się bezpośrednio w jednostkach bezwzględ nych ładunek wyzwolony przez znany ciężar. Płytki zwykle używane wyzwalają od 5 do 10 j.es. na kilogram i po zwalają mierzyć prądy od 109 do 10 13 amp. Przykład. Ładunek wyzwa lany przez płytkę: G j.es. na kilogram F = 200 g; / = 30sek. L = 0, 2X6/30 = 0, 04 j.es. = 1, 3 X 10-» amp. b) Zmiana ładunku kondensatora. Prąd ko m pe n sacyj ny jest d ostar czany drogą stopniowego ładowania kondensatora o znanej pojemności C, aż do znanego potencjału I’, lub też drogą postępowania odwrotnego. Jeżeli czas trwania kompensacji wynosi t, natężenie i prądu posiada war t ość b e z w z g I ę d n ą i = C V/t. Schemat aparatury jest przed stawiony na rys. 11. Schemat ten jest powtórzeniem rys. 8 z doda niem kompensatora. Przykład: C = 30 j.e.s., 10 wolt. = — j.es. / 300 v= = 20 sek. 30X10 300X20 = 0, 05 j.es.= 1, 7 X1 O““ amp. Rys. 11. Wewnętrzna okładka A’ kon densatora jest polączna z układem izo lowanym, okładka zewnętrzna I. z su wakiem ruchomym wzdłuż wielkiego oporu li włączonego w obwód ogniwa /’ którego jeden z biegunów jest uzie miony. Zmieniając położenie suwaka z m i e n i a m y p o t e n c ja ł z o d O d o V, potencjał ten mierzymy za pomocą woltmetru W. c) Mierzony prąd jonizacyjny można również skompensować prą dem przeciwnego znaku, dostarczo nym przez inną komorę jonizacyjną, która służy jako wzorzec porów nawczy. Pomiar laki na ogól nie daje absolutnych wartości; można je jednak otrzymać w przypadku, gdy kondensator zosta! uprzednio wyce chowany. Metoda stałego odchylenia. W niektórych przypadkach jest rzeczą pożyteczną posługiwać się metodą pomiarów elektrometrycz nych, w której, podobnie jak w metodzie galwano metrycznej, danemu prądowi odpowiada stale odchylenie. W tym celu od układu izolowa nego odprowadzamy odgałęzienie do ziemi po przez duży opór p, w kté rym przepływ prądu odbywa się zgodnie z prawem Ohma (opór omowy). Potencjał układu izolowanego będzie wówczas wzrastał aż do chwili, gdy upływność przez opór p skompensuje prąd jonizacyjny i. Mierzony prąd jest proporcjonalny do końcowej wartości potencjału Vp i, a ża lem również do odchylenia elcktrometru. Trudność tej metody polega na doborze oporu p. Chcąc zmierzyć prąd rzędu 10 10 do 10“ 12 amp. musimy użyć oporu od 10 9 do 10“ omów, aby potencjał I’ osiągnął wartość 0, 1 wolta. Nie jest rzeczą la Iwą spo rządzenie takiego wielkiego oporu z metali lub z cieczy. Posługujemy Sil’. przeto gazem zjoniżowanym, który w pewnych warunkach zacho wuje się jak opór omowy (patrz 9 5). Opór taki jest przedstawiony na 1 2 rys. 12 w postaci komory jonizacyjnej, której jedna elektroda K jest połączona z układem izolowanym, druga L z ziemią. Powietrze zawarte w komorze jest I.jonizowane działaniem odpowiednio dobranego pro mieniowania. Obie elektrody powinny być wykonane z tego samego metalu; jeżeli na jednej z nich jest umieszczony preparat radioaktywny, należy ją osłonić siatką metalową: taka sama siatka metalowa powinna również pokrywać drugą elektrodę. W ten sposób zaradza się skutkom różnic potencjału zwanych k o n t a k t o w y m i, których istnienie ujawnia się w przepływie prądu w I.jonizowanym powietrzu, aż do chwili gdy wskutek naładowania się elektrod ustali się różnica potencjałów przeciwnego znaku. Szczegóły aparatury. Dobroć izolacji aparatu jest najistotniejszym warunkiem pomiaru Rys. 12. słabych prądów. Zwłaszcza doskonalą izolację musi posiadać układ izolowany w ściślejszym zna czeniu, czyli elektrody elektroskopów, kwadranty elekliomelrów, oraz wszystkie elektrody z nimi połączone. Najlepszą izolację daje bursztyn lub tzw. ambroid otrzymywany z bursztynu prasowanego, substancja, którą można toczyć i polerować i która izoluje również w wilgotnym powietrzu. Izolatory mniej doskonałe, jak np. ebonit, mogą być używane do obsadzania elektrod połączonych z bateriami, lecz nic stanowiących części układu izolowanego. Jeżeli promieniowanie izolujące jest bardzo przenikliwe, to działa nie tylko na powietrze zawarte w komorze jonizacyjnej, lecz również powoduje powstawanie prądów pasożytniczych na zewnątrz komory. Z tego powodu aparaty łączymy często drutami przeciągniętymi w rur kach metalowych wypełnionych stałym dielektrykiem lub uszczelnio nych i opróżnionych. Te rury połączone z ziemią tworzą elektrosta tyczną osłonę układu izolowanego. Dwie takie rury są przedstawione na rysunku 11. Należy zmniejszyć do minimum objętość tych części aparatury, np. elektrometrów, w których chcemy uniknąć jonizacji; najkorzystniej jest, aby w tych częściach była próżnia. Nieodzownym warunkiem dobrych pomiarów elektromelrycznych jest przestrzega nie stałości potencjału wszystkich części aparatury. Zazwyczaj obie ramy, jako potencjał odniesienia czyli zerowy, potencjał ziemi, usta lony przy pomocy kontaktu z siecią kanalizacji wodnej. Wszystkie elek trody układu powinny być połączone bądź z ziemią, bądź też z jednym z biegunów baterii, której drugi biegun jest uziemiony. Osłony połą czone z ziemią pozwalają usuwać wszelkie bezużyteczne pola elektryczne w przestrzeni zajętej przez aparaturę. Do pomiarów prądu jonizacyjnego używa się często potencjałów rzędu kilkuset woltów, napięć tych dostarczają baterie zbudowane z ogniw lub akumulatorów malej pojemności 1 ). Ponieważ wszystkie jony wytworzone w komorze jonizacyjnej są zdolne do przenoszenia prądu, jest rzeczą ważną, aby przestrzeń I.joni zowana nie zawierała ((przestrzeni szkodliwych* gdzie natężenie pola elektrycznego jest stosunkowo mate. ’) W ostatnich czasach używa się w tym celu często prostowników zaopatrzonych w urządzenia do wyrównywania wahań prądu zmiennego i stabilizacji napięcia (przypi sek tłu macza). ROZDZIAŁ II WŁASNOŚCI JONÓW GAZOWYCH. ELEKTRONY Natura jonów powstających w gazach bywa zależna od okoliczności ich wytwarzania. Przede wszystkim omówimy wyniki otrzymane rzyp zastosowaniu jako czynnika jonizującego promieni Róntgena lub pro mieni Beccjuerela (9 5 do 9 8). 9 5. Związek pomiędzy prądem a różnicą potencjałów. Prąd nasycenia. Przy pomocy urządzenia doświadczalnego przedstawionego np. na rys. 8, 10 i 11 można mierzyć natężenie prądu, powstającego w komorze jonizacyjnej, w zależności od różnicy poten c j a łów V m i ę d z y e I e k t r o d a m i k o m o r y A i li. K r z y waj = = f(V) n i e j e s t na ogół linią prostą, jak to ma miejsce w przypadku przewodnictwa me tali lub elektrolitów. Jeżeli’ czynnik jonizacyjny o słabym natężeniu wy wiera jednakowe działanie we wszystkich punktach obszaru zawartego między elektrodami, wówczas krzywa ta, w zwykłych warunkach tempe ratury i ciśnienia, przybiera postać przedstawioną na rys. 13. W P r z e d z i a I e m a ł y c h war t o ś c i V, i roś n i e p r o p o r c j o n a I n i e d o V, z g o d nie z prawem Ohma; w fazie początkowej zatem przewodnictwo jest omowe, dalszemu wzrostowi V odpowiada coraz to powolniejszy wzrost prądu aż do wartości granicznej /, zwa nej pi-ądem nasycenia. Teoretyczne wyjaśnienie tego zjawiska jest następujące: jony wytworzone w ga zie biegną pod wpływem pola elektrycz nego ku elektrodom z prędkością tym większą im natężenie pola jest większe. Dopóki prędkość ta jest mała, niektóre joRvs.13. ny ulegają rekombinacji wskutek zderzeń, nie dosięgając elektrod. Gdy prędkość staje się duża, możliwość re kombinacji zmniejsza się i w dostatecznie silnym polu prawie wszystkie wytworzone jony zostają pochwycone przez elektrody. Niech będzie to liczba jonów dodatnich lub ujemnych, wytworzonych w jednostce czasu w objętości komory. Oznaczmy przez e bezwzględną wartość ładunku jednego jonu; największa ilość elektryczności, jaką każda elektroda może o t r z y m a ć w j e d n o s t c e c z a s u w y n o s i Oe; jak o war t ość prą d u n a s y c e n i a n a p i s z e m y z a t e m I = Oe. Prąd nasycenia odgrywa bardzo wielką rolę w badaniu gazów I.joni zowanych; używamy go jako miary wydajności czynnika jonizującego. W elektrolitach prąd stosuje się do prawa Ohma, pomimo, że pro dukcja jonów jest z natury rzeczy ograniczona, podobnie jak w gazach. Przewodnictwo omowe elektrolitów odpowiada początkowej części krzy we j i = f(V), prą d u n a s y c e n i a w e I e k t r o I i t a c h n i e o b s e r w u j e m y, p o n i e waż liczba jonów jest zbyt wielka, ich ruchliwość zaś zbyt mała. W przy padku elektrolitów bardzo słabo Ijonizowanych zaobserwowano w potęż nych polach elektrycznych przewidywane teoretycznie odstępstwa od prawa Ohma, nie osiągnięto jednak prądu nasycenia. Jeśli chcemy, aby opór gazu I.jonizowanego zachowywał się jak opór omowy (9 4), ograniczamy się do początkowej części krzywej i =1’ (1/); im silniejsza jest jonizacja, tym wyższy jest potencjał, który można za stosować bez przekroczenia granicy proporcjonalności. 9 6. Unoszenie jonów w prądzie gazu. Prawo rekombinacji. Własności jonów wytworzonych w gazach mogą być badane za po mocą metody unoszenia ich w prądzie gazu. Urządzenie doświadczalne ( r y s. 1 4 ) s kła d a s i ę z a s a d n i c z o z rur y m e t a I o w e j T’, n a k t ć rej o s i u m i e s z c z o n e s ą i z o I o w a n e e I e k t r o d y At, A 2, A s i t d., j e d n a k o w e i rów n o o d dalone. Do rury jest przyłożony potencjał V; jedną z elektrod łączymy A. A3 Rys. 14. z elektrometrem. Przez rurę przepuszczamy tego prądu może być zmierzona. Jonizację (promienie Róntgena lub promienie radu), w okolicy R. W celu otrzymania dokładnych uprzednie filtrowanie płynącego gazu przez kurz. prąd powietrza, prędkość wytwarza promieniowanie przechodzące przez rurę wyników konieczne jest watę, która pochłania Prąd gazu unosi jony równolegle do osi uzyskują prędkość prostopadłą do osi pod rurki, ponadto jednak jony wpływem pola rozłożonego promieniście między jedną z elektrod rurą. Elektroda ta otrzymuje prąd, który mierzymy za pomocą elektrometru. Możemy wówczas uczy nić następujące spostrzeżenia. 1°. Żadna elektroda nie otrzymuje prądu, dopóki gaz jest w spoczynku. Jeżeli prędkość płynącego gazu jest stała, natężenie prądu elektrycz nego otrzymywanego z pierwszej elektrody wzrasta wraz z potencjałem rury V aż do pewnej granicy, która zostaje osiągnięta, gdy taelektroda otrzymuje prąd nasycenia i gdy gaz nie zawiera już jonów po ominięciu elektrody. Aby się o tem przekonać, można pierwszą elektrodę połączyć z ziemią zamiast z elektrometrem, co nie zmienia w dostrzegalny spo sób pobieranego przez nią prądu; jeżeli następnie połączymy z elektro metrem którąkolwiek z pozostałych elektrod, stwierdzimy, że żadna z nich nie pobiera prądu. 2°. Rekombinacja powoduje zmniejszenie się liczby jonów unoszo nych przez gaz nawet wówczas, gdy nie ma pola elektrycznego. Mo żemy to stwierdzić mierząc kolejno prąd nasycenia I pobierany przez każdą elektrodę w przypadku, gdy wszystkie poprzedzające są izolowane; każda z elektrod izolowanych ładuje się wówczas wskutek chwytania jonów; ładowanie to trwa dopóty, dopóki potencjał elektrody nie stanie się równy potencjałowi rury, po czym dopływ jonów ustaje. W tym s t a n i e s t a t e c z n y m prą d i m i e r z o n y z a p o m o c ą e I e k t r o d A 2. A 3 i t d. j e s t o w i e I e m n i e j s z y o d prą d u m i e r z o n e g o z a p o m o c ą e I e k t r o d y At. Z m n i e j szenie to wynika ze straty jonów, które ulegają wzajemnej rekombinacji wzdłuż drogi między elektrodami. 3°. W doświadczeniach wyżej opisanych dyfuzja jonów ku ściankom rury odgrywa bardzo małą rolę. Można jednak uwidocznić to zjawisko, umieszczając korek z waty na drodze gazu, pomiędzy okolicą R i elek trodami i dbając przy tym, aby prędkość płynięcia gazu nie zmieniła się. Wata absorbuje jony, gaz przypływający ku elektrodom nie prze wodzi żadnego prądu elektrycznego. p r a w o rek o m b i n a c j i. Oznaczmy przez nt koncentrację jonów dodatnich, przez n 2 koncentrację jonów ujemnych w pewnym obszarze gazu I.jonizowanego (koncentracją nazywamy liczbę jonów w jednostce objętości). Liczba jonów każdego znaku, ulegających rekombinacji w jed nostce czasu, jest proporcjonalna do prawdopodobieństwa spotkania się dwóch jonów, a zatem do iloczynu koncentracyj; stąd otrzymujemy na szybkość rekombinacji w chwili I dn, dn 2 dl dt = a ni n 2 Współczynnik a jest niezależny rekombinacji. Jeżeli jony dodatnie nej ilości i jeżeli wpływ dyfuzji od n j n 2 nosi nazwę współczynnika ujemne zostały wytworzone w rów może być zaniedbany, koncentracje ni I n 2 są sobie stale równe. Oznaczając wspólną wartość przez ra, otrzymamy dn 1 ran ara: a t; « = di n « I + « o a I gdzie no oznacza koncentrację w chwili 1 = O. Krzywa ra = 1’(/) jest to łuk hiperboli. Zgodnie z tym prawem czas, w ciągu którego jonizacja zmniejsza się do określonego ułamka swej wartości, jest odwrotnie proporcjonalny do jonizacji początkowej. Jeżeli czynnik jonizujący działa na gaz, mamy do czynienia jedno cześnie z w y t war z a n i e m i z rekombinacją jonów. Oznaczmy przez \ liczbę jonów wytwarzanych w jednostce objętości i czasu załóżmy, żc A’ zachowuje niezmienną wartość w całym badanym obszarze. Jeżeli zaniedbamy działanie! dyfuzji, wzrost koncentracji n jonów dodatnich lub ujemnych jest uwarunkowany nadwyżką szybkości wytwarzania nad szyb kością rekombinacji; mamy zatem d n AT dt Wraz ze wzrostem czasu t koncentracja n dąży do wartości granic 1 neJ osiąganej w chwili, gdy produkcja jonów kompensuje się z ich rekombinacją. Teoretycznie ten stan trwały może być osiągnięty dopiero w chwili 1= 00. Biorąc jednak rzeczy praktycznie, wartość różna od wartości granicznej o dany mały ułamek ustala się po upły wie czasu t odwrotnie proporcjonalnego do 1’.Ya, a więc tym krótszego im szybkość wytwarzania jest większa. Posługując się metodą prądu gazowego, możemy zmierzyć współczyn nik a za pomocą urządzenia podobnego do urządzenia przedstawionego na rys. 14 (I. Townscnd). Niech będzie I odległość między dwiema ko lejnymi elektrodami, jA wydatek prądu gazowego, tj. objętość przepły wająca w jednostce czasu, e-ładunek jonu dodatniego lub ujemnego, U-średnia prędkość gazu; T-czas przejścia gazu pomiędzy środkami dwóch kolejnych elektrod. Zgodnie z prawem rekombinacji T, «  n n g d z i e n i n’ s ą t o k o n c e n t r a c j e w o k o I i c a c h e I e k t r o d. 1, i A 2. Z d r u g i e j strony prądy nasycenia I i l’, które można otrzymać na tych elek t r o d a c h, w y n o s z ą I = ne; /’ ri e. Na tej podstawie otrzymujemy wzór eA.1 1 1 \ 0.’7 = a I U i, I ) który pozwala wyliczyć stosunek ale. wyznaczony bezpośrednio, przeto wzór czynnika a. W celu otrzymania dokładnej wartości współczynnika rekombinacji jest rzeczą konieczną używać gazu filtrowanego, tj. pozbawionego kurzu. Kurz powoduje zakłócenia pomiarów, gdyż jony osiadają na pyłkach wskutek przyciągania elektrostatycznego, co zmienia ich ruchliwość. War t ość ale w s u c h y m p o w i e t r z u w n o r m a I n y c h war u n k a c h t e m p e r a t u r y i ciśnienia wynosi 3400 jednostek e.s. Przyjmując na e 4, 77.1010 j.e.s. (9 11), znajdujemy, że wartość a w powietrzu w warunkach normalnych wynosi 1, 65.106. Współczynnik ten najpierw wzrasta wraz z ciśnieniem, przechodzi przez maximum i następnie zmniejsza się prawidłowo. Ponieważ ładunek e może być powyższy daje wartość współ 9 7. Przesunięcia jonów w polu elektrycznym. Ruchliwość. Chcąc zdać sobie sprawę z tego w jaki sposób zmienia się prąd-I wraz z różnicą potencjałów między elektrodami, musimy wziąć pod uwagę zarówno działanie pola jak i wpływ rekombinacji. Dyfuzja może być zaniedbana w zwykłych warunkach temperatury i ciśnienia, jeżeli gaz jest zawarty w komorze jonizacyjnej, której ścianki nie są zbytnio zbli żone do siebie. Zagadnienie to nie posiada jednak na ogół prostego roz wiązania matematycznego, nawet w założeniu, że produkcja jonów jest niezmienna w czasie i przestrzeni i że linie pola są prostopadłe do dwóch równoległych płytek oddalonych od siebie o I. Jony w gazach podobnie jak i w elektrolitach posiadają ruchliwości k j ik 2 Prędkość jonu d o d a t n i e g o w p o I u h w y n o s i kth, j o n u d o d a t n i e g o k 2 h. N a o g ć ł n i e j e s t r z e c z ą p o p r a w n ą z a kładać, jak to czyniliśmy dotąd, że koncentracje jonów obu znaków są jednakowe we wszystkich punktach I.jonizowanego gazu, przez który prze pływa prąd. Niechaj n x i n 2 będą to koncentracje jonów (+) (-) w odległości x od płytki, która służy jako anoda (rys. 15a), eładunek jonu. Ro zumowanie podobne do tego, którym posługiwaliśmy się w przypadku elektrolitu, prowadzi do następującego wzoru, wyrażającego gęstość prądu i: ,... Y I, I = e II (ni kt + n 2 k). Rys. 15 a. Jeżeli pole jest skierowane od A do C, to warstwy nagromadzonych jonów wytwarzają pole do datkowe, które odejmuje się od pola podstawowego w okolicy znajdującej się między tymi warstwami, natomiast dodaje się do pola podstawowego w po bliżu elektrod. Jeżeli produkcja jonów jest stała i jeżeli między płytkami istnieje n i e z m i e n n a róż n i c a p o t e n c ja łów V, w ć w c z a s u s t a I a s i ę s t a n, w k t ć r y m i posiada jednakową wartość we wszystkich punktach x, ponieważ jony nie nagromadzają się w żadnym miejscu zjonizowanego obszaru. Jeżeli pole h jest tak słabe, że można zaniedbać liczbę jonów wyło M. Curie-Sklodowska. Promieniotwórczość.

1 

18 wionych przez prąd w stosunku do liczby jonów wytwarzanych, wów czas zamiast gęstości ra, i n., można napisać ich wspólną wartość n = i / H, , a którą otrzymaliśmy w pole jako jednostajne nieobecności pola. Możemy ponadto traktować rów n e V/I, p o n i e waż d z i a ł a n i a j o n ć w d o d a t n i c h i ujemnych kompensują się wzajemnie w każ dym punkcie gazu. Do tego przypadku sto suje się wzór przewodnictwa omowego Z drugiej strony w polu dostatecznie silnym gęstość prądu I osiąga wartość na sycenia /; pole wyławia wówczas wszystkie w y t w o r z o n e j o n y, I = Nel. S t o s u n e k: » (L. I V I 1* ]/Na( A, + / c, ), Rys. 15. b. Zmniejszanie sit; po tencjału tp w zależności od od ległości x od anody ma prze bieg liniowy w części środkowej; w pobliżu elektrod gradient wzra sta co odpowiada anodowemu i katodowemu spadkowi poten cjału. Spadek katodowy jest większy niż spadek anodowy, c. Pole h, czyli gradient <P, jest silniejsze w okolicy elektrod niż w okolicy środkowej gdzie posiada wartość stałą. czyli ułamek całkowitej liczby wytworzo nych jonów, który może być usunięty z ba danej przestrzeni działaniem różnicy poten cjałów V nie przekraczającej granicy prze wodnictwa omowego, jest odwrotnie propor cjonalny do ]/ N oraz do gęstości jonów w stanie statecznym. Zakres przewodnictwa omowego jest bardziej ograniczony w ga zach niż w elektrolitach, ponieważ koncen tracja jonów jest znacznie mniejsza. Z chwilą gdy przyrost i przestaje być proporcjonalny do przyrostu I’, stwierdzamy że pole między płytami nie jest już jednostajne. To odkształcenie pola jest wynikiem częściowego rozdzielania się jonów obu znaków; jony do datnie gromadzą się przy katodzie, ujemne zaś przy anodzie. Natężenie pola w danej odległości x od anody można wyliczyć mierząc potencjał cp w różnych punktach.(), Krzywe b i c na rys. 15 przedstawiają rozkład pola i potencjału w przypadku równomiernej produkcji jonów w powietrzu mię dzy płytkami A i C. Pole posiada większe natężenie przy katodzie niż przy anodzie; dysymetria pochodzi stąd, że w powietrzu jony ujemne są bardziej ruchliwe niż jony dodatnie. Znalezienie teoretycznego związku między I I V w przypadku gdy h z m i e n i a s i ę w r a z z x, j e s t s p r a w ą t r u d n ą. T e o r i a p o d a n a p r z e z Tliom ’) Pomiar ten może być wykonany za pomocą metod używanych w badaniu elek tryczności atmosferycznej, np. za pomocą sondy z wypływem wody, sondy w postaci drutu metalowego itp. sona l ) w s k a z u jej e d n ak, ż e t e n z w i ą z e k p o s i a d a w p r z y b I i ż e n i u P o s t a ć V=ĄP + Bi w warunkach zbliżonych do stanu nasycenia. Krzywa przedstawiająca ten związek jest częścią paraboli analogiczną do krzywej doświadczal n ej ( r y s. 1 3). K r z y w ą i = f(V) t e g o t Y P u o t r z y m u j e m y z a w s z e w p r z y padku jednostajnej produkcji jonów w badanej przestrzeni, nawet wów czas, gdy elektrody nie są płaskie i równoległe. Pomiar prądu nasycenia daje zawsze całkowitą liczbę wytwarzanych jonów, niezależnie od tego czy jonizacja jest jednostajna. Początkowe przewodnictwo omowe może również służyć do mierzenia jonizacji, ale t y I k o w p r z y p a d k u g d y j e s t p r o p o r c j o n a I n e d o l/N, tj. g d y N j e s t s t a ł e w danym obszarze. Jeżeli produkcja jonów pomiędzy płytami nie jest rów n o m i e r n a, k r z y w a i = f(V) o d b i e g a o d p o s t a c i w s k a z a n e j n a r y s. 1 3, zwłaszcza w części początkowej. Odstępstwo to jest szczególnie charak terystyczne w przypadku, gdy jonizacja jest rozmieszczona w sposób zupeł nie asymetryczny względem elektrod np. gdy jony są wytwarzane w bar dzo cienkiej warstwie powierzchniowej przylegającej do jednej z elek trod; warstwa odpycha jony określonego znaku; tylko te jony wystę pują jako nośniki prądu w gazie, gdy tymczasem jony przeciwnego znaku są pochłaniane przez elektrodę w miarę ich wytwarzania. Jeżeli produkcja j o n ów j e s t d o s t a t e c z n i e d u ż a, k r z y wat’ = f(V) m a w c z ę Ś c i P o c z ą t k o w ej wygląd paraboli, stycznej do osi potencjałów; krzywa ta posiada następ nie punkt przegięcia, po czym i rośnie coraz wolniej, dążąc do wartości granicznej /, która odpowiada usuwaniu przez pole wszystkich wytwa rzanych jonów (rys. 16a). v Rys. 16 a. Rys. 161>. Gaz zawiera w tym przypadku jony Iylko jednego znaku i dlatego re kombinacja nie zachodzi. Przypuśćmy, że są to jony dodatnie wytwo rzone przy anodzie. Znajdujemy wówczas, że h rośnie stale wraz z x i posiada najmniejszą wartość ń a bezpośrednio przy elektrodzie przy której powstają jony; odkształcenie pola jest zatem innego rodzaju niż ’I Rozwiązanie teoretyczne tego zagadnienia jest podane w dziełach l. I. Thomsona , G. 1>. Thomsona. 19 20 w przypadku jonizacji jednostajnej. Jeżeli produkcja jonów jest znaczna w stosunku do liczby jonów usuwanych przez prąd, 1>0 staje się równe zeru (rys. 16b). Jony nie pochwycone przez prąd są z powrotem po chłaniane przez elektrodę. p o m i a r r u c h I i wo ś c i. Dawniej był przyjęty powszechnie po gląd, zgodnie l. którym przypisywano wszystkim jonom określonego znaku jednakową ruchliwość, przynależną jonowi, którego przeciętną strukturę definiowano statystycznie jako skupienie drobin gazu dookoła nała dowanego środka. Nowsze prace pokazały, że w gazie mogą istnieć jony jednoimienne, posiadające różne ruchliwości zawarte w określonych grani cach. Ponadto wyniki są zależne w dużej mierze od stopnia czystości gazu. Pomiar współczynników k, i k., może być dokonany za pomocą prądu gazowego lub w inny sposób. W pierwszym przypadku porównywamy prędkość, którą jon uzyskuje w polu elektrycznym z prędkością unosze nia go przez prąd gazu. W drugim przypadku używa się zazwyczaj pola zmiennego. Przykład aparatury służącej do tego celu stanowi komora z rów n o I e g ł Y m i p ł Y t k a m i A i li, z. k t ć r y c h P i e r w s z a j e s t p o ł ą c z o n a z. e I e k trometrem, do drugiej zaś jest przyłożony potencjał V; płytka B jest źródłem emisji powierzchniowej jonów jednoimiennych; potencjał przy biera kolejno w odstępach czasu x wartości równe i przeciwnego znaku. Jeżeli odkształcenie pola jest znikomo małe, pole posiada wartość V I. gdzie Z jest to odległość między płytkami. Jony wykonywują między płytkami ruchy drgające, przy tym mogą one dosięgnąć płytki.4 tylko w p r z y p a d ku, g d y i I o c z y n hkz j e s t w i ę k s z Y o d I. Jeż e I i w i ę c b ę dziemy stopniowo zwiększali bezwzględną war t ość V, e I e k t r o m e t r z a c z n i e w s k a z y wać prą d A tjL w c h w i I i g d Y hhx = l. W t e n s p o s ć b m o ż n a w \ z n a c z y Ć war t ość ki I u b k.“ z a I e ż n i e o d znaku użytych jonów. Jeżeli istnieją jony o różnych ruchliwościach, zjawienie się prądu o d p o w i a d a p r z y b y w a n i u j o n ć w n aj b a r d z i ej R Y s Płytka A połączona , LIL 7 elektrometrem; siatka B .ruchliwych. łączona naprzemian z biegu

• * *,,,,,,, nami + V i-V. Płytka C po

Płytka A może być wykonana z cynku, siadająca stały potencjał V, gdyż cynk naświetlony światłem ultrafiolektórego wartość absolutna jest towym po przez siatkę metalową staje się większa od V tak iż pole ź ród ł e m e m i s j i j o n ć w u j e m n y c h. M o ż n a rów “\ “ “ u \ r 7 e TM P O. ’ I.. d a ki’“ r u .i i i i i> ii.. i nek stały. W tej komorze po niez Użyć jako elektrody li siatki metalowSlnL jony utworzone przez wej, przez którą przenikają do przestrzeni wiązką promieni przechodzą zawartej między li i A, jonv wytworzone cych między B i C; jony w przyległej komorze jonizacyjnej liC (rys. określonego znak“ aą pory . J b J J. 1J I w wane w stronę siatki B; część Ilj i porywane ku siatce II przez odtych JOIIOW przenika przez powi ed n i o s ki e rowa n e po I e e I ektrycz n e. oka siatki do komory AB. Poniższa tablica podaje wartości 1.-, i l.’., jonów wytwarzanych przez promienie X lub promienie radu w niektórych czystych i suchych gazach pod normalnym ciśnieniem; h jest mierzone w woltach na centymetr. A cm cm

• ’i ek **iek

Powietrze 1, 36 1, 87 o “ 1, 36 1, 80 CCy. 0, 76 0, 81 H 6, 70 7, 95 Widzimy, że w tych gazach k 2 > z-, że jony gazowe są o wiele ruchliwsze od jonów elektrolitycznych (zob. 9 1). W wilgotnym powietrzu ruchliwość jonów ujemnych jest zmniejszona, natomiast ruchliwość jo nów dodatnich zmienia się nieznacznie; tak np. znajdujemy w wilgot n y m p o w i e t r z u ki = 1, 37 k 2 = 1, 51. Rozważania oparte na teorii kinetycznej gazów prowadzą do wniosku, że jeżeli struktura jonu pozostaje niezmienna, ruchliwość powinna być odwrotnie proporcjonalna do ciśnienia gazu. Wnioski te są zgodne z do świadczeniem. W powietrzu iloczyn z ciśnienia p przez każdy ze współ c z y n n i k ć w I, \ i k 2 j e s t w i e I koś c i ą s t a ł ą w s z e rok i m p r z e d z i a I e c i ś n i e ń, zaczyna jednak wzrastać, gdy ciśnienie spada poniżej pewnej granicy. To odchylenie tłumaczymy zmianą budowy jonów w gazach rozrzedzonych. Niektórzy badacze zauważyli, że ruchliwość j o n u m o ż e z a I e żyć o d j e g o wieku, tj. o d c z a su, który upłynął od chwili utworzenia jonu aż d o c h w i I i, k i e d y j o n z o s t aj e s c h w Y t a n y p r z e z elektrodę; wzrostowi wieku towarzyszy zmniej szenie ruchliwości, prawdopodobnie wskutek wzrostu masy i objętości. Badania dyfuzji jonów gazowych pokazały, że jony są skupieniami dro bin (9 8); można przeto przyjąć, że poszczególne jony różnią się stopniem złożoności swej budowy a zatem i ruchliwości. Wynikałoby stąd istnienie rozkładu ruchliwości zamiast jednakowej wspól nej ruchliwości. Rozkład ten badano doświadczal nie wyodrębniając grupy jonów, których ruchli wości są zawarte w dość wąskich przedziałach. (M. Laporte, rys. 18). Otrzymane krzywe mają przebieg zgodny z prawami prawdopodobieństwa; postać ich zależy od natury użytego gazu oraz od jego wilgotności. Zanieczyszczenia powodują rozlanie się krzywej, ruchliwość jest przeto tym lepiej określona im większa jest czystość gazu. Rys. 18. Jony przenikają po przez otwórJD w krążku p do przestrzeni w której istnieje pole elektryczne h, następnie przechodzą przez otwór D’ w krążku P’ po czym zostają schwy tane przez niewidoczną na rysunku elektrodę. Krążki obracali) się synchronicz n ie dokoła osi 00’. Jony mogą dosięduąć elektrody jeż e I i 1 kh T g d z i e / j e s t to odległość DO’, T okres obrotu. Jak się wydaje, powstawanie jonów złożonych jest związane z istnie niem specyficznych sił powinowactwa między elektronami i drobinami. Tak np. stwierdzono, że elektrony osiadają o wiele łatwiej na drobinach tlenu, chloru lub pary wodnej, niż azotu. Drobiny gazów szlachetnych np. argonu, wyróżniają się brakiem powinowactwa do elektronów, to też w argonie istnieją elektrony swobodne nawet pod ciśnieniem atmosfe rycznym. W bardzo czystym argonie do otrzymania prądu nasycenia wystarcza o wiele niższe napięcie niż w powietrzu, jeżeli jonizacja jest w obu przypadkach jednakowa (L aporIe da Silva). Prawdopodobna liczba drobin w jonie o przeciętnej ruchliwości jest rz ęd u d z i es i ęc i u (P. Langeoin). P. Langevin pokazał, że stosunek współczynnika rekombinacji a do sumy ruchliwości KI + k 2 może być wyznaczony doświadczalnie i że zgod nie z przewidywaniami teoretycznemi iloraz s = a/4 S e (I.’, + k) jest za warty między O i 1. W powietrzu pod normalnym ciśnieniem i w tem peraturze 17° znajdujemy s = 0, 27. Stosunek s jest funkcją ciśnienia p i dąży do 1 wraz ze wzrostem ciśnienia. 1\ S 8. Dyfuzja jonów. Stosunek’“ 1 ładunek jonu. Dyfuzja jonów w gazach jest analogiczna do dyfuzji gazu zmie szanego z innym gazem w bardzo małej proporcji. Dyfuzja zachodzi zawsze, gdy istnieją różnice koncentracji jonowej powstające bądź wsku tek absorpcji jonów przez ścianki, bądź wskutek nierównomiernej pro dukcji jonów w danej objętości lub nagromadzania się jonów podczas przepływania prądu. Dyfuzja jest związana z ruchami cieplnymi, w kté rych biorą udział wszystkie drobiny mieszaniny i które dążą do wyrów nania koncentracji drobin każdego rodzaju. Współczynnik dyfuzji D określamy w następujący sposób. Nie chaj n będzie to koncentracja jonów w punkcie O, n + x koncentra dx cja w punkcie położonym w odległości x od pierwszego punktu w kie r u n k u Ox. N i e c h a j q o z n a c z a I i c z b ę j o n ów, p r z e c h o d z ą c y c h w j e d n o s t c e c z a s u p r z e z j e d n o s t kęp o w i e r z c h n i, P r o s t o p a d ł e j d o k i e r u n k u Ox. Z a kładamy, że: A q=-O-/\. dx W s k u t e k d y f u z j i j o n y w p u n k c i e O p o s i a d aj ą z b i o r o w ą prę d koś ć w k i e runku gradientu koncentracji. Oznaczmy przez u prędkość zbiorową, p r z e z U x s kła d o w ą w k i e r u n ku Ox. M a m y w ć w c z a s q = nu x. W s pół czynniki dyfuzji 01 i O 2 jonów (+) i (-), wytworzonych w gazach przez promienie X lub promienie radu, zostały wyznaczone za pomocą metody prą d u g a z o we g o (J. Townsend). Gaz zjonizowany przechodzi przez pęk wąskich rurek, którym oddaje część swego ładunku. Liczba jonów wychodzących z rurki jest R razy mniejsza od liczby jonów, które do niej wchodzą. Zmiejszenie się liczby jonów jest spowodowane przez mechanizm dyfuzji: jeżeli efekt rekom binacji nie może być zaniedbany, można jego wielkość obliczyć. Stosu nek I{ jest funkcją ’“ Dl A, gdzie I oznacza długość rurki, Aobjęto ściowy wydatek gazu. Pomiar H pozwala obliczyć D. Poniższa tablica zawiera wartości D/ i O 2 jonów wytworzonych w nie których suchych gazach, pozbawionych kurzu, w normalnych warunkach temperatury i ciśnienia: D, II 0, 028 0, 025 0, 023 0, 123 0, 043 0, 040 0, 026 0.190 o ’“ co., “ W gazach wilgotnych współczynniki D/ i O 2 są na ogół nieco mniejsze. Jony ujemne dyfundują w powietrzu szybciej niż jony dodatnie. Stąd wynika, że gaz po wyjściu z rurek dyfuzyjnych posiada słaby ładunek dodatni. Pole wytworzone przez ten ładunek dąży do wyrównania pręd kości dyfuzji jonów (+) i (-); efekt ten jest tym większy im znaczniej sza jest jonizacja. W przypadku elektrolitów ustala się w ten sposób wspólna prędkość dyfuzji jonów obu rodzajów. l. porównania współczynników dyfuzji jonów w powietrzu ze współ czynnikami dyfuzji w powietrzu niektórych gazów (np. CO 2: 0.14, pary alkoholu: 0, 10) wynika, ze jony musimy traktować jako ugrupowania wielu drobin; w istocie dyfuzja jonów jest stosunkowo bardzo powolna. Widzieliśmy, że pomiar ruchliwości pozwala badać własności tych zło żonych jonów. Teoria kinetyczna przewiduje, że współczynniki D/ i O 2 podobnie jak ftj i I,:“ powinny być odwrotnie proporcjonalne do ciśnienia. Zgodnie z tymi przewidywaniami, iloczyny z ciśnienia l; przez 01 lub O 2 są stałe w t y c h s a m y c h g r a n i c a c h c o i I o c z y n y pl> \ I u b pk 2. W S pół c z y n n i k i D x i O 2 wrastają wraz z temperaturą co pozostaje w związku ze wzrostem pręd kości ruchów cieplnych. R o z waż a n i a d o t Y c z ą c e s t o s u n k u kip j o n ć w g a z o w y c h d o p r o wad z i ł Y townsenda d o w n i o s k ć w w i e I k i e j d o n i o s łoś c i. M o ż e m y z a ł o żyć, żer u c h jonu w gazie odbywa się z prędkością proporcjonalną do siły, która go wywołuje, niezależnie od charakteru tej siły. W przypadku unoszenia jonów w polu elektrycznym, prędkość kh odpowiada sile eh wywieranej przez pole na ładunek e. Co zaś tyczy się dyfuzji, prędkość — od ra dx powiada pewnej zależnego od ich sile, która wynika z cząstkowego koncentracji ra. Łatwo okazać, że ciśnienia p jonów, siła działająca na z b i ć r j o n ć w w I i c z b i e ndx z a war t y c h w war s t w i e g r u b o ś c i dx, w y n o s i dx; n a j e d e n j o n d z i a ł a z a t e m s i ł a dx Otrzymamy stąd n dx kh dx eh dp dx Niechaj N będzie to liczba drobin zawartych w 1 cm 3 gazu pod ciś nieniem P i w temperaturze w której były mierzone I>i D. Ponieważ ciśnienie jest proporcjonalne do koncentracji, otrzymujemy: p P’ dnNdp dx’“ ’“ Pdx I k Ne ’“ D ’“ ’“ ’“ p, n “’N P o n i e waż NIP j e s t w i e I koś c i ą s t a ł ą, s t o s u n e k k/D j e s t m i arą ł a d u n k u e. Jeżeli ładunek ten rozpatrujemy jako wielokrotność pewnego ładunku e I e m e n t a r n e g o e = v e o, s t o s u n e k k/D j e s t m i arą war t o ś c i o w o Ś c i v ( e o = I ). Możemy ponadto porównać ładunek e jonu gazowego z ładunkiem e’ elek t r o I i t Y c z n e g o j o n u wo d o r u, o b i e raj ą c jak o p o d s t a w ę w i e I koś ć ł a d u n ku 2Ne’ przenoszonego w elektrolizie przez 1 cm 3 wodoru w 15° i pod ciśnie niem normalnym. Jak wiadomo A’e'=1, 22 X 10 10 j.es. S t o s u n e k k/D j o n ć w g a z o w y c h (+) I u b ( ) w y r a ż o n y w j e d n o s t k a c h elektrostatycznych pomnożony przez ciśnienie którego normalna war tość wynosi około 10 G, prowadzi do wartości Ne, mało różniącej się od Ne’ w a n a log i c z n y c h war u n k a c h t e m p e r at u r y i c i ś n i e n i a. N a tej p o d s t a wie wnioskujemy, że ładunek jonu gazowego jest taki sam, jak ładunek jonu jednowartościowego w elektrolitach. Fakt ten stanowa jedną z pod staw, na których opieramy pojęcie elementarnego ładunku. Wspomniany wynik został potwierdzony za pomocą metod, które pozwalają bezpośred n i o z m i e r z y ć s t o s u n e kk/D. S 9. Małe jony. Wielkie jony. Elektrony. Pomiary współczynników rekombinacji, ruchliwości i dyfuzji pozwa lają charakteryzować jony wytworzone w różnych okolicznościach. Jony wytworzone w gazach pod normalnym ciśnieniem i w zwykłej tempera turze przez promienie X lub promienie Becqucrela, są podobne, ponie waż mają jednakową ruchliwość i jednakowy współczynnik dyfuzji. Te same jony otrzymuje się również, gdy w gazie przebiega wyładowanie iskrowe, wreszcie te same jony ujemne powstają, gdy naładowana ujem n i e p ł Y t k a c y n k o waz o s t aj e o ś w i e t lon a ś w i a tł e m u I t r a f i o I e t o w y m. T ak więc we wszystkich tych przypadkach można przyjąć, że jony mają dobrze określone własności; są to tzw. małe jony, których indywidual ność jest niezmienna w dość szerokich granicach ciśnienia i temperatura. Istnieją jednak warunki, w których można zaobserwować jony róż niące się od poprzednich. Tak np. gorące gazy, wypływające z płomieni zawierają jony, których ruchliwość jest bardzo wielka. Na l>, znajdujemy wartości 60 razy większe, a na 1>2 wartości 1000 razy większe niz w przy padku małych jonów. Gdy jednak gazy te oziębiają się, ruchliwości stają się, przeciwnie, bardzo małe, co prawdopodobnie należy przypisać okoliczności, iż jony osiadają na stałych i płynnych cząsteczkach, zawar tych w produktach spalania wskutek tego stają się cięższe. Ruchli wość tych wielkich jonów może być przeszło tysiąc razy mniejsza od ruchliwości małych jonów. Wielkie mało ruchliwe jony tworzą się również w pewnych reak cjach chemicznych. Tak więc utlenianie się fosforu w obecności mokrego powietrza dostarcza jonów bardzo mało ruchliwych. (E. Blach). Otrzy mujemy je również podczas powstawania gazu piorunującego w elektro lizie (J. Townsend). Źródłem emisji wielkich jonów są wreszcie ciała rozżarzone do białości w obecności powietrza. W powietrzu atmosferycznym można zawsze zaobserwować pewną ilość małych jonów jak również i wielkich. Obecność małych jonów jest spowodowana przedewszystkim działaniem jonizujących promieni wysy łanych przez pierwiastki promieniotwórcze rozsiane na powierzchni ziemi w minimalnych ilościach. Obecność wielkich jonów tłumaczy się osia daniem małych jonów na pyłkach i kropelkach znajdujących się w atmo sferze (P. Langetin) Małe jony charakteryzują się ściśle określoną ruchliwością, natomiast wielkie jony, wytwarzane w ten czy inny sposób, posiadają naogół ruchli wości zawarte w szerokich granicach. Wielkie jony są podatne tylko na działanie bardzo silnych pol; trudno jest w tym przypadku osiągnąć prąd nasycenia. Ponieważ dyfuzja wielkich jonów jest powolna, przeto w odróżnieniu od małych jonów nie są one pochłaniane przez watę lub wodę w płuczce, przez którą przepuszcza się prąd powietrza. Pozosta wione wewnątrz zbiornika znikają powoli wskutek stopniowej dyfuzji ku ściankom oraz powolnej rekombinacji. Jeżeli istnieje nadmiar jonów jednego znaku, wzajemne odpychanie powoduje ich ruch ku ściankom, gdzie ulegają absorpcji. Wytwarzanie się jonów dużej ruchliwości w gazach wychodzących z bardzo gorących płomieni dowodzi, że jony mogą w tych warunkach posiadać rozmiary jeszcze mniejsze niż małe jony. Gwałtowne ruchy cieplne zachodzące w wysokiej temperaturze przeszkadzają kształtowaniu się ugrupowań cząsteczkowych dookoła naładowanych centrów. W rozrzedzonych gazach ugrupowania naładowane dodatnio rozpa dają się pozostają tylko naładowane atomy. Centry ujemne doznają o wiele znaczniejszej {jeszcze redukcji, ponieważ ich masa w próżni jest tylko małym ułamkiem, 1/1800, masy atomu wodoru. Centry ujemne w tym stanie noszą nazwę elektronów i stanowią niepodzielny element elektryczności ujemnej atomów. Jest więc rzeczą prawdopodobną, że podstawowe zjawisko jonizacji w gazach połega zawsze na rozdzielaniu drobin na elektron oraz na resztę dodatnią że drobiny gazu skupiają się dokoła tych dwu nała dowanych części, tworząc małe jony. Warunki ciśnienia sprzyjające for mowaniu się małych jonów sprawiają zarazem, że ich ruchliwość jest określona; opór, którego jony doznają podczas ruchu w gazach, spowo dowany zderzeniami z napotykanymi drobinami jest analogiczny do siły tarcia, mianowicie proporcjonalny do prędkości i skierowany do ruchu. zarazem część składową wszystkich Zgodnie z teorią kinetyczną gazów współczynniki k i D wyrażają się w przybliżony sposób w następującej prostej postaci: k = eVmu; D = X M /3, (P. Langetin) (e--ładunek j o n u, rn masa, u p ręd kość ruchów cieplnych, X-średnia swobodna droga). Wzory te wyrażają po p r a w n i e z m i e n n ość k i D w r a z z c i ś n i e n i e m (X z m i e n i a s i ę jak lip) o r a z wzrost D wraz z temperaturą. Liczbowa interpretacja tych zależności sprawia pewne trudności z powodu niepewnych wartości in i X. 10. Emisja elektronów przez ciała naświetlone oraz przez ciała rozżarzone. I. Niektóre metale jak np. cynk (oraz metale utleniające się jeszcze łatwiej) uwalniają elektryczność ujemną wówczas, gdy są naświetlone światłem nadfiołkowym. W gazach normalnej gęstości emisja ta występuje w postaci jonów ujemnych. Przewodzenie elektryczności zachodzi tylko w p o I u, k t ć rej e s t s k i e r o w a n e k u e I e k t r o d z i e o ś w i e t lon ej. K r z y w a i=t(V) posiada postać przedstawioną na rys. 16 a. Jony znajdujące się w prze strzeni międzyelekrodami, mogą być porwane przez prąd powietrza i osa dzone na izolowanym kawałku waty, któremu oddają ładunek ujemny. Jeżeli naświetlona elektroda znajduje się w próżni, wysyłane elek trony nie tworzą jonów i nie doznają żadnego oporu w ruchu między elektrodami, mogą więc wskutek nabytego przyśpieszenia odchylić się od kierunku linij sił pola. Ładunki ujemne rozmieszczone w przestrzeni odkształcają nałożone pole, jeżeli ich ilość jest znaczna. W nieobecności pola ustala się wskutek wzajemnego odpychania się ładunków stan trwały, w którym naświetlony metal pochłania tyleż elektronów, ile ich wysyła w tym sa m y m czasie. K r z y w a i = t{V) prą d u e I e k t r o n ć w p ł Y n ą c e g o w p róż n i, m i ę d z y a n o d ą katodą naświetloną światłem nadfiołkowym, posiada postać tego sa mego typu co krzywa odpowiadająca przewodzeniu jonów ujemnych w obecności gazu (rys. 16a). Pochodzi to stąd, że odkształcenie pola jest wabu przypadkach uwarunkowane rozkładem ładunku ujemnego, którego gęstość zmniejsza się w kierunku od naświetlonej katody do anody. Stąd więc pewna analogia między dwoma sposobami przewo dzenia, pomimo żc związek między prędkością nośników różny w obu przypadkach. II. Rozżarzony metal może być źródłem o wiele znaczniejszej emisji ładunków, niż metal naświetlany światłem ultrafioletowym. Naj częściej metal (platyna lub wolfram) ma kształt drucika, przez który przepływa prąd elektryczny (rys. 19). Można również użyć włókna węglo wego. Emisja cial rozżarzonych n o s i n a z w ę e m i s j i lenn łonowej. Elektroda,! pobiera prąd elek tryczny zależny od temperatury żarzącego się włókna oraz od ci śnienia gazu zawartego w na czy nili. Jeżeli przyrząd zawiera po wietrze lub inny gaz, istnieje równoczesna emisja elektrycz ności dodatniej i ujemnej i prze wodzenie zachodzi w obu kierun kach pola. Emisja wzrasta bar dzo szybko z temperaturą; w wy sokich temperaturach prąd mo że być mierzony za pomocą gal wanometru, włączonego między elektrodą A i ziemią. Jeżeli w przyrządzie utrzymujemy przez dłuższy czas próżnię, gazy okludowane w ściankach oraz w elektrodach wydobywają się powoli i zostają usuwane, emisja zaś elektryczności dodatniej zanika. Pozostaje więc tylko emisja elektryczności ujemnej w postaci elektronów przewodzenie zachodzi tylko w przypadku pola skierowanego — 3’ ku włóknu. polem jest V\ZvYWWvL... 1 R \ j’? do pompy próżniowej co steklromtłru Rys. 19. F-włókno węglowe lub metalowe umieszczone w osi rurki szklanej i ogrzewa ne elektrycznie za pomocą prądu / dostarcza nego przej, baterię Jeden z końców drutu jest naładowany do potencjału V za pomocą b a t e r i i Pt. C Y I i n d r y c z n a e I e k t r o d a A o t a czająca nitkę jest połączona z elektrometrem. W szczelnym zbiorniku B zawierającym nitkę i elektrodę A można zrobić próżnię, można również wprowadzić do D gaz. Chcąc scharakteryzować prąd płynący w opróżnionej rurze z rozżarzoną katodą, posługuje my się dwiema seriami krzy wych, z których jedna przedsta wia zależność t’=/“(K) otrzyma ną wówczas gdy prąd żarzenia wyznaczającego temperaturą abI solutną T włókna posiada okre ślone natężenie /, druga zaś za I e ż n ość t = /’ ( l) I u b i = f(T) ’I I P r z Y p a d ku, między elektrodami jest stała. Rys. 20a o t r z y m a n e p r z e z Langnmira w d o s k o n a I ej / 00° \ . )90 J Rys. 20 a. gdy różnica potencjału V 20b przedstawiają wyniki próżni. Jeżeli temperatura włókna pozostaje stała (I stale) prąd i wzrasta wraz z V według prawa lego samego rodzaju, co na rys. 16-a. W części 3 początkowej i wzrasta jak Vr...; krzywa przechodzi następnie przez punkt przegięcia i wykazuje tendencję do nasycenia. Krzywe otrzymane w przypadku różnych wartości / lub 7“ nakładają się na idealną krzywą I = AVT n a o d c i n k u t y m d ł u ż s z y m, i m / I u b ’1' s ą w i ę k s z e. Prą d u n a s y c e n i a q nie można jednak osiągnąć, jeżeli temperatura bezwzględna T’jest bar dzo wysoka. Jeżeli różnica potencjałów wraz z T. Możemy dobrać krzywa q=f{T) przedstawia V pozostaje stała, i rośnie wraz z /, a zatem V tak, aby było osiągnięte nasycenie i = q, wówczas prawo wzrostu emisji wraz z temperaturą. Mniejsze wartości I“ pozwalają osiągnąć nasycenie tylko w pewnym przedziale wartości prądu żarzenia; w tej okolicy krzywa pokry wa się z poprzednią. W miarę jed nak jak T wzrasta, różnica potencja łów V staje się nie wystarczająca dla wyłowienia wszystkich elektronów: po punkcie przegięcia następuje od raził okolica pozornego nasycenia, od zwierciedlająca stan rzeczy, w którym elektrony nie wyciągane przez pole są z powrotem pochłaniane przez katodę. Zakładamy, że elektron wydoby wający się z metalu musi wykonać pewną ilość pracy W. Elektrony roz mieszczone w metalu biorą udział w molekularnych ruchach cieplnych, opuszczają więc metal tym łatwiej im wyższa jest jego temperatura. Elek trony rozmieszczone w przestrzeni w okolicy ścianki, która je wysyła, zachowują się podobnie jak gaz roz rzedzony; niektóre z nich powracają do metalu wskutek ruchów ciepl nych. W stanie statecznym, w nieobecności pola, liczba q elektronów wysyłanych w jednostce czasu z jednostki powierzchni jest równa licz bie elektronów przenikających z zewnątrz do metalu. Przy pomocy do statecznie silnego pola można wyciągać wszystkie elektrony w miarę ich wytwarzania i otrzymać prąd nasycenia q. Rys. 20 b. Prą d n a s y c e n i a o s i ąg a wartość 1 amp. na 1 cm 2 w przypadku wolframu w temperaturze bezwzględ nej 2500°. Dla tego me tal u m a my H / = 4, 5 wo 1 tów. W celu otrzymania emisji elektronowej z roz żarzonej katody używa Rys. 21. Kenotron. F włókno rozżarzane prądem służące jako katoda; A-cylindryczna anoda otacza jąca rurkę. Rura działa jako wentyl przepuszczający prąd tylko w kierunku od A do I“. się wolframu, platyny, krytej tlenkiem wapnia węgla, tantalu, molibdenu wreszeie platyny po lub baru (katoda Wehnelta). Najważniejsze zastosowanie emisji ciał rozżarzonych stanowią wen tyle elektryczne z rozżarzony mi katodami (kenotrony) (rys. 21), rury do promieni.V z rozżarzonymi katodami (rys. 22), oraz lampy trójelektro dowe lub triody (rys. 23), powszechnie używane w radiotelefonii i radio telegrafii, oddające liczne usługi w różnych badaniach naukowych. Rys. 22. Rura CooHdge’a. Katoda jest to włókno wolframowe w postaci spirali zasilane prądem, który wchodzi i wychodzi przez druty a i h. Antykatoda A od grywająca rot*; anody jest zrobiona z wolframu Elektrony wysyłane przez włókno padają na antykatodę, skupiając się w* okolicy środkowej zwanej ogniskiem, i wy twarzają promienie.1’ obserwowane w kierunku x. Prąd przenoszony przez elek t r o n y m i ę d z Y A i C w rur z e ś r e d n i e g o t Y P u o s i ąg a k i I k a m i I i a m p e rów p o d n a p i ę ciem 200 kilowoltów. Rys. 23. T r i o d a składa się z bań ki szklanej, w której istn ieje możliwie doskonała próżnia i w której znajdują się trzy elektrody: włókno l“ rozżarzane prądem elektrycznym; siatka G czyli spirala otaczająca włókno i anoda /’ czyli cylin dryczna osłona otaczająca wtókno i siatkę. Prąd elektronowy I płynący od rozżarzonego włókna ku anodzie, której potencjał jest wyższy od potencjału włókna jest zależny od potencjału siatki otrzymującej część wy biegających elektronów. Sposób działania przyrządu opisu jemy za pomocą szeregu krzywych, zwanych charakterysty kami, przedstawiających prąd i płynący ku siatce x i prąd I płynący ku anodzie, w zależności od potencjału v siatki, w przypadku gdy potencjał Van ody i potencjał j prądu żarze nia posiadają określone wartośri Są to krzywe tego samego typu, co krzywe na rys. 20. Ponieważ potencjał siatki jest zawsze mały w porównaniu z potencjałem anody, prąd zaś i mały w porównaniu z prądem l, przeto mała zmiana i’ powoduje znaczną zmianę prądu anodowego; na tej zasadzie opiera się używanie triody jako wzmacniacza. Przyrząd może służyć również jako generator wymuszonych drgań i jako odbiornik fal wielkiej częstości. 9 11. Kondensacja wody na jonach. Ładunek jonów. Ładunek elementarny. Pierwsze zastosowaniu zawartych w próby wyznaczenia ładunku zjawisk kondensacji gazie (J. Townsend, J. J. elementarnego były pary wodnej na Thomson). oparte na jonach Nasycona para wodna staje się przesycona wskutek szybkiego roz prężenia, które można wywołać, powiększając nagle objętość zbiornika zawierającego wodę i powietrze. Jeżeli powietrze w naczyniu jest po zbawione pyłków, przesycenie znika powoli wskutek osiadania wody na ściankach. W przypadku natomiast, gdy istnieją, pyłki, rozprężeniu towarzyszy tworzenie się nieprzezroczystej mgły, złożonej z kropelek wody, osa dzonych na pyłkach, które służą jako zarodki kondensacji. Mgła opada pod działaniem siły ciężkości, pyłki można zatem usunąć, powta rzając tę czynność kilkakrotnie. Jeżeli następnie wytworzymy w naczyniu pewna, liczbę jonów, roz żarzając wprowadzony w tym celu izolowany drut metalowy, znowu stwierdzimy, że w chwili rozprężenia powstaje gęsta mgła; jony wydzie lone przez drut odgrywają rolę zarodków kondensacji. Jony powstające wskutek utlenienia fosforu lub jony zawarte w ga zach, pochodzących z elektrolizy są również skutecznymi zarodkami kondensacji. Powietrze zawierające takie jony i przepuszczone przez wodę wypełnia się mglą. Strumień pary przesyconej, uchodzącej pod czas wrzenia z kotła, posiada znacznie zwiększoną nieprzezroczystość w pobliżu fosforu, małego płomienia lub rozżarzonego drutu. W tych wszystkich przypadkach mamy do czynienia z wielkimi jonami działają cymi w podobny sposób, jak pyłki. Lord KeUnn dowiódł, że ciśnienie nasyconej pary wodnej ma o wiele większa wartość w pobliżu kropelki cieczy niż w pobliżu płaskiej po wierzchni wody. Zjawisko, to występujące tym wyraźniej im kropla jest niniejsza, pozostaje w związku z napięciem powierzchniowym, które przeciwstawia się tworzeniu się w gazie bardzo małych kropelek dających początek kondensacji. Pyłki usuwają tę trudność, gdyż umoż liwiają drobinom wody osiadanie na powierzchni o stosunkowo malej krzywiźnie. Może również zdarzyć się, że zawiesina z powodu składu chemicznego posiada powinowactwo do wody, tak np. zawiesina po wstająca z utlenienia fosforu może skroplić parę wodna nawet wtedy, gdy la ostatnia nie jest nasycona. Jeżeli pyłki są naładowane i tworzą wielkie jony, skuteczność ich jest wzmożona, ponieważ wywierają one na drobiny wody siły przyciągania elektrostatycznego. Małe jony mogą również działać jako zarodki kondesacyjne, skutecz ność ich jest jednak mniejsza i niezbędny jest większy stopień przesy c e n i a. D o kła d n e b a d a n i a w y k o n a n e p r z e z C. T. /I Wilsona d o p r o wad z i ł Y do następujących wyników: Warunki kondensacji w postaci mgły są zależne od stopnia rozprę żenia, A, czyli stosunku objętości końcowej do objętości początkowej. Jeżeli A < 1, 25 kondensacja nie zachodzi. Jeżeli 1, 25 < A < 1, 31 konden sacja zachodzi jedynie na jonach ujemnych. Jeżeli 1, 31 < A< 1, 38 mamy kondensację na jonach obu znaków. Wreszcie gdy A> 1, 38 kondensacja zachodzi nawet w nieobecności jonów na zarodkach zawartych w gazie, prawdopodobnie w postaci skupień drobinowych. Jeżeli nazwiemy przesyceniem s stosunek ciśnienia pary wodnej do ciśnienia nasycenia w sąsiedztwie pińskiej powierzchni cieczy w badanej temperaturze, to wartości A = 1, 25 odpowiada 5 = 1, 38; wartości A = 1, 38 odpowiada s = 8. Należy zaznaczyć, że nawet bez czynnika jonizującego otrzymuje się kondensacje; na nielicznych kroplach w przypadku A < 1, 25 a to z po wodu słabej naturalnej jonizacji powietrza, pochodzącej od promienio wali, których naogól nie można uniknąć. N a p o d s t a w i e t y c h d o ś w i a d c z e ń Wilson o p r a c o wał m e t o d ę, k t ć r a pozwala fotografować tory promieni jonizujących, uwidocznione dzięki odpowiedniemu oświetleniu kropelek wody, osiadających na jonach wzdłuż torów. Ta metoda »torów mgiełkowych« może być zastosowana do pro mieni korpuskularnych, dodatnich lub ujemnych. Obecność promieni X lub promieni f ujawnia się w postaci wtórnych promieni elektrono wych, towarzyszących tym promieniom. W powszechnie używanym przyrządzie Wilsona rozprężenie zachodzi wskutek nagłego opadnięcia tłoka w cylindrycznej komorze wypełnionej przesyconą parą wodną. J. J. Thomson b a d a ł prę d koś ć o p a d a n i a m g ł y, s t o s uj ą c p r a w o S t o k e s ’ a dotyczące prędkości spadania małych kulek. Kropelka, której promlen wynosi a, gęstość o, osiąga podczas spadania w powietrzu prędkość koń cową e wyrażoną wzorem: 9 u.’ o Vjest to współczynnik lepkości powietrza, g-przyśpieszenie siły cią żenia. To doświadczenie, łącznie z pomiarem gęstości przestrzennej ładunku jonów oraz ilości skroplonej wody, daje wartość ładunku jednego jonu e. Można zmierzyć prędkość opadania mgły wytworzonej na jonach tylko jednego znaku w polu elektrycznym h. Niechaj c, i V 2 będą to prędkości „padania mgły w obecności i nieobecności pola; prędkości te są propor cjonalne do sił, powodujących ruch. Mamy więc: a A

mg + eh 9 u. c 2 jeżeli działanie pola dodaje się do działania siły ciężkości. Oba te doświadczenia pozwalają wyznaczyć e. Obserwacja opadania mgły nie nadaje się do bardzo dokładnych po m i a rów. Mi Iii kan z a s t o s o wał m e t o d ę b a d a n i a o d d z i e I n y c h kro p e I c i e c z y nic parującej w warunkach doświadczenia. Do przestrzeni zawartej miedzy dwiema płytkami wprowadza się przez mały otwór w górnej płytce małą liczbę kropelek otrzymanych zapomocą rozpylania cieczy, np. oliwy. Kropelki napotykają tam jony wytworzone przez promieniowanie: od czasu do czasu zdarza się, że jon osiada na kropelce. Ponieważ między płytkami istnieje pole elek tryczne, przeto w zależności od natężenia tego pola i znaku ładunku jonu, może nastąpić równowaga między silą ciężkości i silą elektryczną, wskutek czego kropla pozostanie w spoczynku, lub też jedna z tych sil może przeważać, powodując ruch w górę lub w dół. Ruch kropli obser wujemy zapomocą mikroskopu. Kropla naładowana może chwytać jony w dalszym ciągu: w chwili przyłączenia jonu ładunek zmienia się w sposób nieciągły i następuje 32 naglą zmiana prędkości. Wyznaczając ładunki różnych kropel otrzymu jemy zawsze, wielokrotność ładunku elementarnego. Z tych doświadczeń wynika następująca wartość e e = 4, 77. 1 O I n j. e s. ’) Z pośród innych metod służących do wyznaczania ładunku elemen tarnego wymienimy już na tym miejscu wyznaczenie ładunku cząstki a drogą liczenia cząstek a mierzenia ich całkowitego ładunku. Do świadczenia te będą opisane w dalszym ciągu (9 71). Ładunek cząstki a równa się podwójnemu ładunkowi elementarnemu e. .Między ładunkiem elementarnym stałą Avogadry (liczba drobin w gramodrobinie lub liczba atomów w gramoatomie) istnieje związek na tury podstawowej, który możemy łatwo uzasadnić na podstawie praw elektrolizy. Ponieważ Ne jest to ładunek gramojonu jednowartościowego, mamy N e = 965 O O k u 10m b ć w = 2, 895. 1 0 14 j. es. Znając N, możemy zatem wyliczyć e i odwrotnie. Metody wyznaczania N są liczne i różnorodne. 2 ) Istnieje metoda bez pośrednia oparta na zjawiskach promieniotwórczych, polegająca na mie rzeniu objętości helu powstającego w stanie atomowym z przeliczonego zbioru cząstek a (9 72). Na podstawie znajomości ładunku e i liczby Avogadry A’ możemy wyliczyć bezwzględną masę atomu i średnią energię kinetyczną drobiny. Obecnie przyjęte są nastpujące wartości: 1 O 1 Oj. es. 1 0078 masa atomu wodoru, mg = ’-= 1.66. 10 211 g, 3), masa dowolnego e = 4, 77 N=6, 06 10 23; atomu, mA = —, gdzie A jest to ciężar atomowy; energia ruchu postę 3 RT p o we g o d r o b i n U = j\Jf = 5, 62. 1 O M e r g ć w w t e m p e r a t u r z e O o (R s t a ł a gazów doskonałych na gramodrobinę, T temperatura bezwzględna). ’I Ponieważ w tych doświadczeniach używa się kropelek, których promień jest bardzo mai}’ (1 Su.), przeto stosując do ich ruchu prawo Stokcsa musimy uwzględnić poprawkę dość znaczną w przypadku gdy promień jest tego samego rzędu wielkości co wolna droga drobin gazu. W pomiarach bardzo dokładnych należy ponadto posługiwać się gęsto ścią zredukowaną, t.j. zmniejszoną o gęstość powietrza. 2) Czytelnik znajdzie opis tych metod w rozprawie.I. Perrina (Theorie du rayonnement et les quanta, Conseil Solvay 1911). 3) Ostatnie pomiary Astoria i obliczenia oparte na sztucznej przemianie pierwiastków p ro wad z ą d o war t o ś c i m u n i e c o wy Ż s z ej f-I\I\ ( P r z Y p. tł u m. ). S 12. Jonizacja spowodowana zderzeniami jonów i wyładowanie iskrowe. Jeżeli w badanej objętości jonizacja gazu jest wszędzie jednakowa, k r z y w a i = f(V) m a p o s t a ć d o b r z e o k r e ś lon ą w war u n k a c h c i ś n i e n i a i temperatury niezbyt różniących się od warunków normalnych. Stan na sycenia charakteryzujący się stałą wartością i utrzymuje się bez zmiany nawet gdy Vzmienia się w dosyć szerokim przedziale. Wyładowanie zja wia się nagle, gdy V osiąga pewną wysoką wartość graniczną (rys. 24). Jeżeli ciśnienie gazu jest niewielkie (kilka milimetrów słupa rtęci), mo żemy zauważyć stadium pośrednie, w którym natężenie wzrasta szybko wraz z napięciem, zanim nastąpi wy ładowanie. Wzrost obserwowany w tym przejściowym stadium został wytłu m a c z o n y p r z e z z T ownsenda w n a stępujący sposób. Jony, powstające bezpośrednio K ys 24. pod działaniem czynnika jonizują cego, wytwarzają nowe jony drogą zderzeń z drobinami gazu. Ta joni zacja «zderzeniowa» jest możliwa tylko wtedy, gdy jon pierwotny uzy skuje dostateczną energię kinetyczną, znacznie większą od energii ru chów cieplnych. Źródłem tej energii jest praca wykonana przez pole elektryczne. Z punktu widzenia teorii kinetycznej gazów należy traktować jedno stajną prędkość jonu w polu elektrycznym jako wielkość przeciętną, którą obliczamy drogą sumowania ruchów jonu w kolejnych odstępach czasu pomiędzy dwoma następującymi po sobie zderzeniami. Ruch jonu jest jednostajnie przyśpieszony, ale energia nagromadzona w ten sposób zo staje zupełnie lub częściowo zużyta w zderzeniu. Ponieważ ta energia jest równoważnikiem pracy wykonanej przez pole, przeto mamy “’2'“ m jest to masa jonu, c jego prędkość, e ładunek, V-różnica poten cjałów między początkowym i końcowym punktem drogi jonu. Przeciętną d ł u g ość t e j d r o g i n a z y wam y średnią drogą swobodną, ’k, j o n u w g a z i e; X zależy od ciśnienia i jest do niego odwrotnie proporcjonalne. W polu jednostajnym o natężeniu /; różnica potencjałów na długości X wynosi AX. N a j m n i e j s z ą e n e r g i ę P o t r z e b n ą d o j o n i z a c j i c h a rak t e r y z u j e m y potencjałem jonizacyjmjm, natężen ie ko pola j o n iz uj ąceg o, wy n os i wówczas ho = Vj\. ho jest odwrotnie proporcjonalne do X, a zatem proporcjonalne do ciśnienia gazu. Jeżeli pole nie jest zbyt silne, jonizacja zderzeniowa pojawia się dopiero wtedy, gdy ciśnienie jest niskie. Średnia liczba v jonów wtórnych, wytworzonych przez jeden jon na jednostce długości, jest funkcją h i p. Powiększając h stwierdzamy, że najpierw jonizują jony ujemne, które w tych warunkach występują w po staci elektronów. M. Curic-Sklodowska. Promieniotwórczość. 3 Gdy pole h osiąga dostateczną wartość, oprócz jonów ujemnych są czynne również i dodatnie; jony te bądź jonizują gaz, bądź też bombar dują katodę i wyzwalają z niej elektrony. Zgodnie z teorią prąd i pow stający między równoległymi płytkami, między którymi odległość wy nosi I, jest funkcją dwóch zmiennych, mianowicie iloczynu pl oraz I’; prąd wzrasta raptownie, gdy te zmienne osiągają wartości zbliżone do war t o ś c i o d P o w i a d aj ą c y c h w Y ł a d o w a n i u i s kro w e m u. S t ą d w y n i k a, ż e potencjał iskrzenia j e s t f u n kc j ą i I o c z y n u pl, a z a I e m w i e I koś c i p r o p o r c j o n a I n e j d o masy gazu zawartej między płytkami. Jeżeli odległość między płytkami jest stała, potencjał iskrzenia zmniejsza się wraz z ciśnieniem, przecho dzi przez m i n i m u m, a następnie wzrasta znowu szybko, gdy ciśnienie zmniejsza się w dalszym ciągu. Istnieje zatem dolna granica potencjału iskrzenia ( w y n o s z ą c a w p o w i e t r z u ok. 340 wo I t ów), p o n i że j t e g o p o tencjału wyładowanie nie może nastąpić pod żadnym ciśnieniem. Łatwo zrozumieć istnienie dolnej granicy potencjału iskrzenia, za kładając, że koniecznym warunkiem wyładowania jest bardzo intensywna jonizacja przez zderzenia. W istocie dopóki ciśnienie jest wysokie, wy datna jonizacja wymaga bardzo silnego pola elektrycznego, wystarcza jącego do powstawania różnicy potencjałów równej potencjałowi joniza cyjnemu na bardzo malej długości swobodnej drogi jonu. Jeżeli nato miast ciśnienie jest bardzo małe, trudność ta nie istnieje, ale zderzenia stają się coraz rzadsze i produkcja jonów nie wystarcza do zasilania wyładowania. Wyładowanie iskrowe może być wzbudzone nawet bez udziału zew nętrznego czynnika jonizującego; tłumaczymy to tym, że w gazie zawsze istnieje niewielka liczba jonów. Bardzo znaczny wzrost jonizacji towa rzyszący początkowym stadiom wyładowania sprawia, że jony przybie gające ku elektrodom wydatnie odkształcają pole, zwłaszcza w okolicy katody, ponieważ ruchliwość jonów dodatnich jest znacznie mniejsza niż ujemnych. Następstwem nagromadzania się jonów dodatnich jest pow stawanie w pobliżu katody bardzo silnego pola charakteryzującego ka todowy spadek potencjału. Działanie jonizacyjne jonów dodat nich ogranicza się tylko do tej okolicy; natomiast jony ujemne są czynne nawet w okolicy dalej położonej, gdzie pole jest słabsze. Wyładowanie iskrowe, powstające w zwykłej temperaturze między p ł a s k i m i e I e k t r o d a m i, n a I e ż y d o t Y P u iskry; n a o g ć ł a n a log i c z n ą b u d o w ę posiada również wyładowanie między zimnymi elektrodami, których krzy wizna nie jest zbyt wielka. W powietrzu pod ciśnieniem atmosferycznym iskra, przeskakująca w rurze między płaskimi elektrodami i umieszczonymi na jej końcach, sprawia wrażenie ciągłego świecącego pasma łączącego anodę z ka todą. Obniżając stopniowo ciśnienie dostrzegamy, że iskra rozdziela się na kilka części. Pasmo świetlne rozszerza się i traci ostre kontury; pojawia się ciemnia Faradaya oddzielająca dwie części zjawiska świetlnego, mianowicie zorzę dodatnią ciągłą lub uwarstwioną, ciągnącą się od anody przez znaczną długość ru ry oraz poświatę ujemną, która bierze początek w niewielkiej świecącej plamce na katodzie i przylega do katody niezbyt grubą warstwą (rys. 25). Postać tę obserwujemy, gdy ciśnienie wynosi kilka milimetrów rtęci. Dalszy spadek ciśnienia sprawia, że zorza dodatnia cofa się ku anodzie, natomiast poświata ujemna rozprzestrzenia się coraz bardziej. Gdy ciśnienie opada poniżej 0, 1 mm rtęci, stwierdzamy, że poświata nie przylega do katody, pokrytej tylko cieniutką, świecącą war stewką; między zorzą i warstwą katodową i s t n i e j e ciemnia Crookesa. Jeżeli cIsnienie jest jeszcze mniejsze (rzędu kilku tysiącznych mili metra rtęci), zorza do datnia znika zupełnie, na stępnie znika ciemnia Faradaya i ciemnia Crookesa stopniowo wypełnia rurę. Jednocześnie dostrzegamy zielonawą fosforescencję ścianek szklanych nawprost ka tody, pochodzącą od promieni katodowych; tak nazywamy elektrony uwalniane na powierzchni katody i uzyskujące w polu elektrycznym, przed katodą, prędkość, która wystarcza do osiągnięcia przeciwległej ścianki, jeżeli próżnia jest posunięta dosyć daleko. Na rys. 25 jest przed stawiony schematycznie wygląd elementów iskry. Uzupełniając obser wację stopniowych zmian wyglądu wyładowania pomiarami natężenia płynącego w nim prądu oraz potencjału iskrowego, stwierdzamy, że pod ciśnieniem rzędu tysiącznej części milimetra rtęci potencjał prze chodzi przez minimum, przewodnictwo zaś elektryczne rury przechodzi przez maksimum. Rys. 25. Ckatoda, r promienie katodowe, e ciemnia Crookesa, a poświata ujem na, f c i e m nia Faradaya, s zorza dodatnia, A anoda. W celu wyjaśnienia mechanizmu wyładowania musimy założyć istnie nie współzależności między powstawaniem jonów dodatnich i ujemnych. Jony dodatnie uderzające katodę wyrzucają w chwili zetknięcia elektrony z jej wnętrza, a także uwalniają elektrony z napotkanych w pobliżu dro bin gazu. Te elektrony, odpychane przez katodę, wybiegają jako pro mienie katodowe do ciemni Crookesa i do zorzy ujemnej wytwarzają w tej okolicy obfitą jonizację przez zderzenia; wreszcie z jonów dodat n i c h, P o w s t aj ą c y c h w t Y c h z d e r z e n i a c h, t w o r z y s i ę przypływ dodatni. kierujący się ku katodzie i zasilający wyładowanie elektronami w spo sób poprzednio opisany. Widzimy zatem, że istotnym warunkiem wyła dowania iskrowego jest wzajemna zależność między promieniami kato dowymi i przypływem dodatnim. Wyładowanie miotełkowe. Wylądowanie zwane miotełko wym zachodzi między ostrzem i płytka lub, ogólnie biorąc, pomiędzy wy stającą częścią chropowatego przewodnika i jakąś powierzchnią sporych rozmiarów, która najczęściej jest umieszczona dosyć daleko. Zależnie od znaku ładunku ostrza mówimy o wyładowaniu miotełkowym dodatnim łub ujemnym. Wyładowanie ujemne obejmuje niewielki obszar, dodatnie ma wygląd świetlistej kępki rozchodzącej się z ostrza. Pole elektryczne osiąga duże natężenie tylko w najbliższej okolicy ostrza, toteż tylko tam odbywa się jonizacja zderzeniowa. Ostrze pochłania jony znaku przeciwnego sobie i odpycha jony własnego znaku, które rozbiegają się w gazie wzdłuż linii pola elektrycznego. Potencjał iskrzenia zależy od cienkości ostrza i znaku jego ładunku; ujemne wyładowanie miotełkowe wymaga mniejszego potencjału iskrowego niż dodatnie; w pierwszym przypadku może zachodzić wypływ elektronów z metalu, w drugim przy padku elektrony mogą pochodzić tylko z drobin gazu w okolicy ostrza. Najmniejsze potencjały iskrowe miotełkowego wyładowania ujemnego obserwowane w powietrzu wynoszą ok. 300 woltów, dodatniego ok. 500 woltów. Łuk elektryczny. Łuk elektryczny powstaje między elektro dami w zupełnie innych okolicznościach niż w przypadku zimnych elek trod. W istocie rozżarzona katoda wysyła obficie elektrony nawet wtedy, gdy nie jest bombardowana dodatnimi jonami. Ta emisja elektronowa wyrównywa spadek katody; toteż wymagane napięcie jest niewielkie i może wynosić zaledwie kilka woltów. Wysoką temperaturę elektrod podtrzymują liczne zderzenia jonów dodatnich lub elektronów, ale tem peratura katody jest niższa niż anody wskutek emisji elektronów, którą możemy traktować jako zjawisko analogiczne do parowania. ROZDZIAŁ III PROMIENIE KATODOWE 9 13. Powstawanie. Rozchodzenie się i własności. Promienie katodowe powstają w rurze z rozrzedzonym gazem (rys. 26) na katodzie wysyłającej elektrony pod wpływem zderzeń jonów dodat nich. Ta emisja może zachodzić również w próżni, jeżeli katoda jest rozżarzona lub oświetlona światłem nadfiołkowym (katoda cynkowa). Emisja odbywa się prostopadle do powierzchni katody; elektrony biegną po liniach prostych jeżeli katoda jest wklęsła, tworzą wiązkę z b i e żną, k t ć r ą m o ż e m y s k u P i ć w ogni sku n a t z w. a n t y k a t o d z i e, tj. e I e k t r o dzie chwytającej elektrony. (Antyka toda może być zarazem anodą; może również być połączona z właściwą ano dą umieszczoną z boku). Antykatoda jest źródłem emisji promieni A’ (Rónt gena) powstających wskutek bombar dowania jej promieniami katodowymi. Rys.26. C= katoda, A anoda, AC antykatoda, Ii-regulator ciśn ien ia. Okolica zakreskowana: półkula fos forescencji. Promienie katodowe wywołują żywą fluorescencję różnych napotka nych substancyj, np. szkło świeci światłem zielonym, rubin czerwonym, kalcyt pomarańczowym itp. Promienie katodowe przenoszą znaczną ilość energii i mogą nawet rozżarzyć antykatodę. Promienie katodowe, powstające w rurze z rozrzedzonym gazem i ze brane w ognisku, wytwarzają na powierzchni metalu wtórną emisję pro mieni tej samej natury, które rozpraszają się, wypełniając całą pół kulę zbudowaną na płaszczyźnie antykatody i rozświecają szkło półkulą fosforescencji. W rur z e C o o I i d g e A 1) n i e w i d z i m y t e g o z j a w i s k a, z a p e w n e dlatego, że w tym przypadku wewnętrzna powierzchnia szkła uzyskuje trwale ładunek ujemny, powstrzymujący dopływ rozproszonych promieni katodowych. ’) Tj. w rurze doskonale opróżnionej, zaopatrzonej w rozżarzoną katodę. Rys. 27. A anoda. Ckatoda, A’-okno I’-klisza fotogra ficzna umieszczona w komorze obserwacyjnej. Promienie katodowe na ogół posiadają małą zdolność przenikania przez materię; ich przenikliwość wzrasta wraz z prędkością elektronów, a zatem z napięciem między elektrodami. Promienie katodowe na ogół nie przechodzą przez ścianki rury, w której powstają, jeżeli jednak w tej rur z e z r o b i m y o k n o z akr y t e f o I i ą g I i n o w ą g r u b o ś c i k i I k u m ikr o n ć w (L e nard), promienie katodowe będą wybiegały poprzez okno na zewnątrz. Możemy je ba dać (rys. 27) w komorze dodatkowej opróż nionej lub zawierającej gaz rozrzedzony W odpowiednim Stopniu. Promienie katodowe zaczerniają kliszę również zmiany chemiczne, kula fosforescencji szkła zaznacza się jako półkula fotograficzną jonizują gaz, przez który przechodzą. Promienie katodowe wywołują uwidoczniające się w zabarwieniu; np. pół (rys. 26) po dłuższym funkcjonowaniu rury barwna. Katoda rury ulega tzw. rozpylaniu katodowemu; rozproszone cząstki materialne osiadają na ściankach rury lub na jakimkolwiek przedmiocie umieszczonym przed katodą; to niepożądane zjawisko można osłabić używając katody wyrobionej z glinu. Jak się zdaje przyczyną rozpylania katodowego są uderzenia jonów dodatnich. Za pomocą rozpylania kato dowego można otrzymać bardzo cienkie warstwy metalowe. Ł a d u n e k p r o m i e n i. I. Perri n u c z y n i ł d o n i o s ł e o d kry c i e, ż e p r o mienie katodowe przenoszą ładunek ujemny. Możemy przekonać się o istnieniu tego ładunku w następujący spo sób. Wiązka promieni wybiegających (rys. 28) z katody C przechodzi przez otwór w anodzie A i przenika do puszki Faradaya C izolowanej i połączonej z ełektrometrem. Pu dełko B połączone z ziemią (podob nie jak anoda A) odgrywa rolę osło ny elektrostatycznej. Gdy pojawiają się promienie katodowe, puszka F ładuje się ujemnie. Przypływ ładun ku ustaje, jeżeli wiązkę odchylamy działaniem magnesu (9 14). /\.** J le’ L r s — z e II SA Vtnwawi ri Iw« «-F/\J’“ L — & ziania R s 28 Lenard pokazał, że promienie katodowe przenoszą nabój poprzez cienką blaszkę glinową, przez którą przenikają. 9 14. Działanie pola magnetycznego i pola elektrycznego na promienie katodowe. Promienie katodowe odchylają się w polu magnetycznym i w polu elektrycznym. Odchylenia te należy badać w próżni, aby nie mieć do czynienia z pochłanianiem i rozpraszaniem promieni katodowych w gazach. Odchylenie magnetyczne. Siła F działająca w polu magne tycznym o natężeniu H na cząstkę, której ujemny ładunek wynosi e, masa 1«, prędkość c, wyraża się wzorem F = u, o e v H s i n <x; a jest to kąt zawarty między kierunkiem pola i prędkości; u.“ jest to zdolność magnetyczna prozni. Siła F jest prostopadła do płaszczyzny przechodzącej przez II i vI jest skierowana od prawej do lewej ręki obserwatora, względem którego wektor prędkości jest skierowany od stóp ku głowie i który spogląda w kierunku pola. Po nieważ siła/<’jest prostopadła do prędkości, prze to prędkość pozostaje niezmienna co do wielkości i tylko jej kierunek może się zmieniać. Okolicz ność ta charakteryzuje w sposób zupełnie ogólny działanie pola magnetycznego na naładowane cząstki. Weźmy pod uwagę przypadek przedstawiony na rys. 29. Pole magnetyczne jest skierowane prostopadle do płaszczyzny rysunku, od przodu do tyłu; OP i OF są to początkowe kierunki prędkości i siły. Tor jest płaski; jego kształt wynika z równania ruchu, k t ć r e g o p r z y ś P i e s z e n i e n o r m a I n e d o t o r u s k i e r o w a n e w z d ł u ż M F’ j e s t s t a ł e. Kładąc sin a = 1, i oznaczając promień krzywizny przez p, otrzymamy Rys. 29. OFpierwotny kierunek siły w punkcie O, MF’kierunek siły w punkcie M toru. = u.Jlec, stąd p = co nst = R = mv p elxoH Cząstka opisuje koło o promieniu R, styczne w punkcie O do pręd kości V o. Pomiar R pozwala obliczyć m we, jeżeli natężenie H pola jest znane. Jeżeli promień R jest wielki, co ma miejsce np. w przypadku wiel kiej prędkości c, wówczas wielkością mierzoną bezpośrednio jest o d c h Y I e n i e S cząstki, która przebiegła w polu długość OA = I. Mamy zależność 8 ( 2 f t 8) P I u b w przybliżeniu, jeże I i 3 j e s t małe, 2 « o = Z o. = I I = I A , 8 2R 2 mV Począwszy od punktu A, w którym cząstka wybiega z pola, tor jest prostolinijny, prędkość zaś jest styczna w tym punkcie do toru kołowego. O d c h Y I e n i e z = P B o b s e r w o wa n e n a e kra n i e p r o s t o p a d ł Y m d o 00 I j e s t p r o p o r c j o n a I n e d o o, tj. d o e/m v. Na drodze wiązki można umieścić ekran fluoryzujący pod działaniem promieni i obserwować odchylenie plamki wskazującej miejsce, na które padają promienie. Można również używać kliszy fotograficznej: ujrzymy aa niej, w punkcie P, ślad wiązki pierwotnej, oraz w punkcie B ślad wiązki odchylonej. W obu przypadkach można zmierzyć z i wyliczyć wartość elmv. Stosując opisaną tu metodę, należy uwzględnić poprawki wynikające stąd, że pole magnetyczne nie posiada wyraźnych granic. Jeżeli krzy wizna toru jest duża, można zrealizować warunki doświadczalne, w kté rych promienie opisują półkole: wówczas mierzy się bezpośrednio śre dnicę (rys. 29). W polu jednostajnym, którego wektor II tworzy kąt a z kierunkiem , t o r j e s t ś r u b o w ą n a w i n i ę t ą n a p r o s t y m c y I i n d r z e koł o w y m, k t ć r e g o tworząca jest równoległa do pola, promień zaś równa się li sin a, gdzie R jest to promień koła opisywanego w przypadku sin cc = 1. Jeżeli pole nie jest jednorodne, tor przybiera postać bardziej skomplikowaną: jest to śrubowa, która odkształca się stopniowo. W gazie niezbyt rozrzedzonym wiązka promieni katodowych jest WI doczna wskutek luminescencji gazu. W tym przypadku tor można sfo tografować. Można również, otrzymać obraz wiązki, umieszczając klisze, równolegle i stycznie do wiązki. Na tablicy I, fig. 1, 2, 3 są przedsta wione fotografie torów w polu magnetycznym. Jeżeli pole magnetyczne jest zmienne w czasie, odchylenie zmienia się również. Wyobraźmy sobie cienką wiązki; promieni prostopadłą w punkcie O do płaszczyzny rys. 30, w polu zmiennym i równoległym do Dx. Ślad D wiązki wykonywa w płaszczyźnie Dxy drganie równo ległe do Dy. Jeżeli natomiast pole jest równoległe do Dy, drganie śladu wiązki zachodzi wzdłuż prostej Dx. W przypadku współistnienia obu pól drgania dodają się do siebie. Jeżeli pola zmieniają się synchronicznie, drga nie odbywa się wzdłuż przekątnej pro stokąta zbudowanego na amplitudach O.v i Dy. Jeżeli okres zmienności pól jest jednakowy, faza zaś różna, ślad wiązki opisuje elipsę wpisana w prostokąt. Istnieje kilka metod doświadczalnych opartych na zachowaniu się promieni katodowych w polu magnetycznym’. Zasada oscylografii. Wiązka promieni katodowych odgrywa rolę wskaźnika zmian pola magnetycznego. Drgania powstające w polu fotografuje się na kliszy przesuwanej w kierunku prostopadłym do drgań: w ten sposób otrzymuje si<; krzywe, których analiza odtwarza zmienność pola magnetycznego w czasie (oscylograf katodowy). y I Ry s. 30. Zasada pomiaru prędkości c promieni. D w a p o I a s y n c h r o n i c z n e, z m i e n n e z ok r e s e m T, w y t w o r z o n e p r z e z cewki liii i li’B' działają na wiązkę w punktach oddalonych od siebie o długość I (rys. 31). Czas potrzebny do przebycia tej drogi wynosi lit>, działanie pola B’B' jest przeto opóźnione względem BB o różnice fazy cp = 11fT. Jeżeli tp = 1, drgania nakładają się na siebie dokładnie lak samo jak w przypadku jednoczesnego działania obu pól w tym samym Tory Fig. 1. Fig. 2. Fig. 3. Fig. 4. Fig. 5. TABLICA I. Fig.5. promieni katodowych fotografowane w świetle gazu, przez który promienie przechodzą w polu magnetycznym (Willard). Pole prostopadle do toru. Kolo. Pole skośne względem toru. Linia śrubowa. Bezpośredni ślad wiązki promieni, których tor znajduje się w płaszczyźnie kliszy. Pole magnetyczne prostopadle do to ru (Becker). Dyfrakcja elektronów w bardzo cienkiej, drobno krystalicznej folii złotej. Energia 40000 ew. (J. Trillat). Dyfrakcja elektronów w bardzo cienkim krysztale platyny. Energia 40000 ew. iJ. Trillat). punkcie. Aby zatem zmierzyć e, wystarczy dobrać bądź I, bądź T, aby 1 s= eT. Chcąc zmierzyć prędkość rzędu 10 9 em/sek, musimy zasilać cewki prądem zmiennym wyso kiej częstości, którego okres T jest rzędu 107 sek. Odchylenie elektryczne. Cząstka niosąca ładunek e znajduje się w polu elektrycznym, którego natężenie wynosi h i które wywiera na cząstkę siłę eh skierowaną odwrotnie do pola, jeżeli ładunek jest ujemny. Odchylenie elektryczne obserwujemy poza polem, ponieważ wytwarzamy je zazwyczaj między dwiema równoległy mi płytkami, umieszczonymi blisko siebie. C i e n k a w i ą z k a s t y c z n a d o 00’ p r z e n i k a w punkcie a do jednostajnego pola o natę żeniu h i kierunku ay (rys. 32). Odchyle nie jest na ogół małe, wobec czego można zaniedbać zmiany prędkości. Ponieważ si ła jest stała, przeto odchylenie <5 po przejściu drogi 1 wyraża się wzorem: B’ o 1 / Rys. 31. Rys. 32. eh o 2 ni <;2 Tor jest łukiem paraboli, stycznym wado kierunku 00’. Styczna do łuku w punkcie, w którym wiązka wybiega z pola, przecina odcinek 00’ w jego środku. Odchylenie y obserwowane na ekranie prostopad ł y m d o 00’, tj. o d I e g łoś ć m i ę dzy śladem P wiązki pierwot nej i śladem M wiązki odchy lonej, jest proporcjonalne do 6, tj. do e/me 2. M “’Er? Pomiar y pozwala wyliczyć e/me 2. N a I e ż y u w z g I ę d n i ć p o prawki wynikające z odkształceń pola przy wejściu i wyjściu z kon densatora płaskiego. Stosowanie pola elektrycz nego zmiennego daje podobne wyniki jak w przypadku zmien nego pola magnetycznego. Tak np. można zmierzyć pręd kość promieni za pomocą dwóch pól zmiennych, syn chronicznie działających na wiązkę w dwóch różnych punktach. Rys. 33 przedstawia aparat służący do obserwowania odchylenia pro mieni katodowych w polu magnetycznym i elektrycznym. Rys. 33. G-katoda, A — anoda odgrywająca r o I ę d i a f r a g m y, D d i a f r a g m a, M. N-płyt ki, między którymi istnieje pole elektryczne. BBprzekrój cewek wytwarzających pole magnetyczne, E ekran do obserwowania promieni. Ślad P wiązki nie odchylonej, tj. otrzymanej w nieobecności pola, służy jako punkt odniesienia. Odwracając kierunek jed nego lub drugiego pola otrzymujemy odwrć cenie odchylenia. Jak widać, w przypadku małych odchyleń mamy z = Ae//nc, y = Be/mc 2 (zodchylenie magnetyczne, y elektryczne), gdzie A i B są to współ czynniki zależne od kształtów aparatu i natężenia pól, a zatem wielkości stałe w określonych i niezmiennych wa I runkach. Mamy przeto, rugując najpierw c, n a s t ę P n i e e/m Z?jy = ke/m, z/y = h ’f>, Ifo gdzie k i k’ są stałe. Jeżeli wytwarzamy jednocześnie odchy lenia z i y w kierunkach wzajemnie prosto padłych, np. za pomocą urządzenia pokaza nego na rys. 33 i jeżeli wiązka promieni jest niejednorodna, wówczas punkty, na które padają cząstki mające jednakowe e/m, lecz różne prędkości, leżą na paraboli stycznej w P do kierunku pz odchylenia ma gnetycznego i mającej oś równoległą do kie runku Py odchylenia elektrycznego (rys. 34). Ta metoda odchyleń skrzyżowa w badaniu promieni katodowych i kanali jednakowy dla cząstek mających tę samą I I y Rys. 34. n y c h była często używana k o w Y c h. S t o s u n e k z/y j e s t prę d koś ć i róż n e e/m. 9 15. Stosunek e/m. Masa i energia kinetyczna elektronu. Na podstawie pomiarów odchylenia magnetycznego elektrycznego możemy otrzymać wartości e/m c i e/m ci wyliczyć stosunek e/m oraz prędkość c. Te pomiary pozwoliły sformułować i sprecyzować koncepcję elektronu oraz ujawniły związek między masą i prędkością cząstki na elektryzowanej. W zjawiskach elektrolizy stwierdzamy stałość stosunku między prze pływającym ładunkiem i przenoszoną ilością materii. Największy sto sunek, mianowicie ok. 10000 j.ein., mamy w przypadku wodoru. Ba danie promieni katodowych nasunęło Crookesowi przypuszczenie, że są to cząstki materialne, obdarzone wielką prędkością i znacznie mniejsze o d a t o m ów. P i e r w s z e p o m i a r y s t o s u n k u e/m, d o k o n a n e p r z e z J. J. Tho m sona, k t ć r y p o s ł u g i wał s i ę m e t o d ą o d c h Y I e ń m a g n e t y c z n y c h i e I e k t r y c z nych, dały wartość rzędu 10 7 j.em.; wartość ta była niezależna od na tury gazu w rurce do wyładowań, od natury elektrod od stopnia próżni; prędkość była rzędu 10 9 cm/sek. Wiemy, że cząstka promienio wania katodowego posiada taki sam ładunek jak jednowartościowy ładu nek elektrolityczny (9 13 i 14), masa tej cząstki musi stanowić zatem drobny ułamek masy jonu, mniejszy od 1/1000. Te cząstki naładowane ujemnie, znacznie mniejsze od atomów i zawarte we wszystkich rodza jach materii, otrzymały nazwą elektronów. L i c z n e p r a c e p o ś w i ę c o n e d o kła d n e m u w y z n a c z e n i u s t o s u n k u e/m e I e k tronu pokazały, że masa naładowanej cząstki nie jest stała, lecz wzrasta wraz z prędkością. Zgodnie z zasadą względności (9 33) związek mię dzy masą i prędkością wyraża się wzorem Lorentza: m = mj/T/lJ* (3 jest to stosunek prędkości cząstki p do prędkości światła c(3.1010 cm/sek), mo jest to tzw. masa spoczynkowa czyli granica, do której dąży m, gdy prędkość dąży do zera. Zgodnie z tym wzorem mamy e/m = e j 1 1 $) /m o. Ten ostatni wzór został potwierdzony doświadczalnie. Według mechaniki klasycznej energia kinetyczna elektronu równa się 72 mf, i Wzór ten jednak jest słuszny tylko w przypadku małej prę d koś c i, g d Y ż m s t aj e s i ę w ć w c z a s rów n e mo. Jeż e I i prę d koś ć j e s t porównywalna z prędkością światła, należy stosować wzór Einsteina W=m o Ci (II I/T-P 1 ); gdy j3 dąży do zera, wzór ten przybiera wspomnianą poprzednio postać klasyczną. Wartości graniczne mo i >/ 2 mo e 2 można stosować z błędem m n i e j s z y m n i ż 0, 5 $, jeż e I i P < 0, 1, tj. i> < 3.1 0 9 cm/sek. Ponieważ promienie katodowe wychodzące z powierzchni katody po siadają niezmiernie małą prędkość początkową, przeto uzyskują energię kinetyczną wskutek istnienia różnicy potencjału V między katodą i anodą. E n e r g i a c z ą s t k i k a t o d o we j w y r a ż a s i ę i I o c z y n e m W=e V. Mierząc e i V w jednostkach bezwzględnych, otrzymujemy W w er gach. Zazwyczaj jednak wyrażamy W w elektronowoltach; elektrono wolt jest to energia, którą uzyskuje elektron, gdy V= 1 wolt. 1 elektro nowolt równa się 4, 77.10-’° 1300 = t, 59.10 12 ergów. Z równości m o e A I / j / I P 2 I) =8 V, która w przypadku P <0, 1 redukuje się do m i ę d z y e/m i V, c z ę s t o s t o s o w a n y w p r a c a c h czanie tych wielkości. Doświadczenie polega tencjał emisji (tj. różnicę potencjału między lenie magnetyczne promieni. Obecnie przyjęta jest następująca wartość stosunku m oc 2 /2== e V, w y n i k a z w i ą z e k mających na celu wyzna na tym, że mierzymy po elektrodami) oraz od ch y e/mo e/mo = 1, 76.10’ j.em. = 5.28.10“ j.es. Stąd wynika, że masa spoczynkowa elektronu jest 1825 razy mniejsza od masy atomu wodoru. Ciężar atomowy odniesiony do O = 16 wynosi 0, 00055, bezwzględna zaś masa elektronu równa się 9, 04.10“, 28 g. W o b e c i s t n i e n i a d o b r z e u g r u n t o w a n e g o z w i ą z k u m i ę d z y e/m i (3\ d I a wyznaczenia prędkości elektronów, a zatem ich potencjału emisji (energii kinetycznej) wystarczają pomiary samego tylko odchylenia magnetycz nego. Metoda ta jest użyteczna zwłaszcza wtedy, kiedy nie mamy żadnej innej wiadomości o energii, jak np. w przypadku promieni [3 wysyłanych przez ciała promieniotwórcze. Elektron jest to niepodzielna cząstka elektryczności ujemnej U? 9); elektron jest ponadto elementem budowy wszystkich atomów i odgrywa rolę w zjawiskach przewodzenia ciepła elektryczności, w emisji i ab sorpcji światła i innych rodzajów promieniowania. Większość zjawisk fizycznych i chemicznych polega na wymianie energii między elektro nami i atomami. 9 16. Absorpcja i rozpraszanie promieni katodowych. Zasięg. Zdolność jonizacyjna. Prędkość elektronu pozostaje niezmienna w przestrzeni próżnej, w której nie ma żadnego pola elektrycznego, jeżeli jednak elektron biegnie w materii, wówczas zachodzi wymiana energii między elektro nem i atomami, które mogą być traktowane jako układy cząstek naelek tryzowanych. Promienie, tworzące zrazu wiązkę jednorodną i wąską, do znają nie u porządkowanej zmiany kierunków zwanej rozproszeniem, po n a d t o u I e g aj ą abs o rpcj i, tj. z m n i e j s z a s i ę i c h e n e r g i a i I i c z b a. T e z a w i ł e zjawiska, sprawiające, że wiązka stopniowo zanika, są tym wyraźniejsze, im prędkość promieni jest mniejsza i im gęstość pochłaniającej materii jest większa. Tak np. promienie katodowe, wytwarzane w rurach do wyładowań pod napięciem 50.000 do 100.000 woltów, są silnie pochłaniane we wszelkiej materii stałej, a nawet w powietrzu pod ciśnieniem atmo sferycznym, gdy tymczasem znacznie szybsze promienie [3 ciał promie niotwórczych przebiegają w powietrzu drogę rzędu wielkości kilku metrów i mogą być z łatwością obserwowane. Jest rzeczą łatwiejszą mierzyć całkowity skutek absorpcji i rozpro szenia niż rozdzielić te dwa efekty. Pewne pojęcie o samym rozpro s z e n i u d aj ą o t r z y m y w a n e w k o m o r z e W i I s o n a f o t o g r a f i e t o rów e I e k t r 0 nowych stanowiących wtórne promieniowanie (9 24 tabl. V) promieni X w powietrzu. Te tory są na ogół zakrzywione, odcinki prostolinijne otrzymuje się tylko w przypadku elektronów bardzo prędkich. Rozwa żania teoretyczne wskazują (9 86), że elektron w ruchu doznaje licznych małych odchyleń, wynikających ze spotkań z oddzielnymi atoniami; znacznie rzadziej powinny zdarzać się duże odchylenia, mianowicie wów czas, gdy elektron przebiegnie w pobliżu innego elektronu lub jakiegoś jądra atomowego. Istotnie na fotografiach torów odnajdujemy te po staci odchyleń. Doświadczalne dane liczbowe dotyczą najczęściej efektów zbiorowych, zanikania wiązki, której natężenie mierzymy bądź jako całkowity ła dunek cząstek, bądź jako jonizacji; wytworzoną w rozrzedzonym gazie, przez kliny przechodzą badane promienie. W pierwszym przypadku wiązka wpada do puszki Faraday’a, pomiędzy zaś tym receptorem i źród łem ustawiamy ekrany z materii pochłaniającej w postaci warstw okre ślonej grubości; w drugim przypadku wiązka po przejściu przez pochła niającą materię przenika do komory jonizacyjnej. Obie metody dają wyniki analogiczne. Prawo absorpcji ma często postać wykładniczą. Niech będzie lo natężenie początkowe, I natężenie obserwowane po prze byciu warstwy materii, której grubość jest x. Piszemy wówczas, 1=loe-P-*; jeżeli u. może być uważane za stałe w pewnym przedziale wartości x, m ć w i m y że u. j e s t to współczynnik absorpcji całkowitej w t y m p r z e dziale. Ponieważ mamy (II = arzr, u, jest to ułamek promieniowania pochłonięty na jednostce długości. Z tego wzoru absorpcyjnego wy nika, że Ln/-Lnlo \).x, (Ln logarytm naturalny), Ln/ zmniejsza się zatem liniowo wraz z, r; wartość u. możemy określić graficznie jako nachylenie prostej, której rzędne są to logarytmy, od cięte zaś grubości warstwy. Inną wielkością charakterystyczną i nieza leżną od natężenia początkowego lo jest grubość warstwy D zmniejsza jącej natężenie do połowy. Mamy przy ty m: D = Ln2/u. = O, 693/u.. Lenard pokazał, że współczynnik a wzrasta szybko, gdy prędkość elek tronów zmniejsza się i że jest w pierwszym przybliżeniu proporcjo nalny do gęstości pochłaniającej materii; innymi słowy, stosunek u, /p, czyli tzw. masowy współczynnik absorpcji, jest wielkością stałą. Biorąc r z e c z d o kła d n i ej, p./p j e s t r o s n ą c ą f u n kc ją c i ę żar u a t o m o w e g o A. Jeżeli chcemy posługiwać się współczynnikiem masowym we wzo rach absorpcji, musimy prawo wykładnicze przedstawić w postaci -JA m g d z i e m/s j e s t t o g ę s t ość p o w i e r z c h n i o wab a d a n e g o e kra n u a b s o r p c y j n e g o, m m a s a, s-pole p o w i e r z c h n i, P g ę s t ość, x g r u b ość e kra n u. Możemy wreszcie zdefiniować współczynnik absorpcji atomowej jako p-.l/p, oraz współczynnik absorpcji drobinowej, jako \>.M/p. gdzie M jest to ciężar drobinowy. Doświadczenie pokazuje, że absorpcja drobi nowa jest wielkością addytywną oblicza się na podstawie absorpcji atomów należących do drobiny. W przypadku, gdy przebieg absorpcji nie daje się przedstawić za pomocą wzoru wykładniczego z u. stałym, posługujemy się współczyn nikiem a, który zmienia sic; w raz z x i który określamy za pomocą wzoru d (Ln I) = u. dx. 46 Każdej wartości x odpowiada wówczas pewne u“ wyznaczane jako nachy I e n i e s t y c z n e j d o k r z y w e j L n I = f (x). W s pół c z y n n i k \>. w z r a s t a I u b zmniejsza się wraz ze wzrostem grubości materii, zależnie od tego czy krzywa jest zwrócona ku osiom wypukłością, czy wklęsłością. Studiując teoretycznie przechodzenie promieni katodowych przez ma t e r i ę, I. I. Th o m s o n z b a d a ł o s o b n o w p ł Y w r o z p r o s z e n i a i w p ł Y wab s o r p c j i. Rozproszenie jest skutkiem odpychania wywieranego przez elektrony za warte w materii na elektrony, należące do wiązki biegnącej pierwotnie w kierunku x; zakładamy przy tym, że odpychanie się wzajemne dwóch elektronów zachodzi według prawa Goulomba (siła centralna e 2 11’\ gdzie e jest to ładunek, l. odległość). Następstwem tych działań jest stop niowe rozszerzanie się wiązki; liczba elektronów 1 przechodzących w jed nostce czasu przez jednostkę pola przekroju prostopadłego do kierunku x zmniejsza się, gdy x wzrasta. Prawo zmniejszania się 1 (czyli natę żenia) ma postać 1=loe-o* a n a z y wam y współczynnikiem rozproszenia; wed ł u g Thomsona a j e s t odwrotnie proporcjonalne do prędkości o i do liczby n elektronów w jed nostce objętości pochłaniającej materii. Z drugiej strony mamy n = c Zjm M gdzie p jest to gęstość, Z liczba atomowa, mA masa jednego atomu ciała, którego ciężar atomowy wynosi A; mA = 1, 65.10-“ A (patrz 9 11). Po nieważ stosunek Z\A niewiele różni się od 0, 5, masowy współczynnik r o z p r o s z e n i a al p j e s t w p r z y b I i ż e n i u n i e z a I e ż n y o d r o d z a j u b a d a n e j m a terii. Efekt rozproszenia maleje nader szybko, gdy prędkość elektronów wzrasta. Absorpcja rzeczywista wynika stąd, że elektrony wiązki oddają część swej energii w każdym spotkaniu z elektronem materii pochła niającej; wskutek tego prędkość i energia elektronów zmniejszają się s t o p n i o wo. E n e r g i a p i e r w o t n a W o w y c z e r p u j e s i ę z u p e ł n i e p o p r z ej ś c i u określonej drogi zwanej zasięgiem promieni. Przybliżona teoria prowadzi do następującej zależności między prze bytą w materii drogą x i średnią wartością energii w w = 2ax, g d z i e w s pół c z y n n i k a j e s t p r o p o r c j o n a I n y d o n; ax j e s t z a t e m w p r z y b I i ż e n i u p r o p o r c j o n a I n e d o px, tj. d o m a s y o b I i c z o n e j n a j e d n o s t kęp 0 wierzchni przebytej materii. P o n i e waż e n e r g i a j e s t p r o p o r c j o n a I n a d o p o t e n c ja ł u e m i s j i V, m o żemy napisać VV = Kx, stąd otrzymujemy następującą wartość zasięgu Z z = VjK. Doświadczenia wykonane z jednorodnymi promieniami katodowymi, Których prędkość jest znana, są do pewnego stopnia zgodne z przewi dywaniami teoretycznymi. Należy jednak zaznaczyć, że strata energii jednej cząstki na długości x podlega przypadkowym wahaniom zależ nym od zderzeń i jest różna w przypadku różnych cząstek. Stąd wy nika, że nie wszystkie zasięgi indywidualne są jednakowe. Jeżeli elektrony w wiązce posiadają początkowo jednakową prędkość, możemy badać stratę energii na podstawie odchylenia magnetycznego. W tym celu ustawiamy ekran pochłaniający, którego grubość jest znana, w ten sposób, aby elektrony przenikały do pola magnetycznego po przej ściu przez ekran. Jeżeli grubość jest niewielka, wiązka pozostaje jedno rodna, tj. wszystkie elektrony są jednakowo zwalniane w ekranie; ich zmniejszonej prędkości odpowiada dobrze określone odchylenie magne tyczne. Na poniższej tablicy dajemy dla przykładu wyniki otrzymane przez Beckera, dotyczące elektronów, których prędkość początkowa wynosiła (3 = 0, 52. Zmiejszenie prędkości osiągało wartość 40$ i było zależne od masy powierzchniowej, nie zaś od natury ekranu. Stwierdzono również niejaką stałość stosunku (eo4p4/p.r. Tablica zawiera masowe współczyn niki absorpcji odpowiadające każdej prędkości. Współczynniki te wyzna czano, badając stopniową utratę ładunku wiązki, tj. liczby należących do niej elektronów. m/s w g/cm’ Ij./p w cm/\/g? 0, 001 95 0, 516 2, 1 0, 002 102 0, 507 3, 6 0, 004 145 0, 492 3, 8 0, 006 192 0, 463 4, 5 0, 008 317 0, 432 4, 8 0, 010 430 0, 392 4, 9 0, 012 670 0, 357 4, 7 0, 014 1240 0, 314 4, 5 W i d z i m y, że u, /p rosn I e szybko, gdy pręd kość się zm n i ejsza. Ponadto zmniejszeniu się prędkości o 40$ towarzyszy lak znaczne osłabienie wi ąz ki, że liczba el e ktronów spada do 1%. Tłu m aczymy to rozprosze niem; elektrony odchylone w zderzeniach o bardzo duży kąt przestają należeć do wiązki, cofając się w głąb ekranu, w którym kończą swą drogę. Promienie katodowe, których prędkość jest zawarta między 0, 2 i 0, 5 prędkości światła, posiadają w glinie zasięg /, proporcjonalny do u 4 i dany przez wzór pż = O, 1 5 (f / c r = 2, 4. 1 O ’“ 1 2 V, g d z i e p j e s t w y r a ż o n e w g/cm 2, I w cm, V w wo I t a c h. Metoda Wilsona torów mgiełkowych, pozwalająca mierzyć zasięgi od dzielnych cząstek w powietrzu, daje wyniki tego samego rzędu wielkości. W z o r y z a w i e raj ą c e v 4 o r a z w z o r y z V’2 p r z e s t aj ą b Y ć rów n o waż n e, g d Y prędkość jest bardzo wielka (promienie p). Zasięg wzrasta stale wraz z potencjałem emisji, gdy tymczasem prędkość zmienia się bardzo nie znacznie; jak się wydaje, wzrastanie zasięgu jest powolniejsze niż to o d P o w i a d a z a I e ż n o ś c i I i n i o w e j o d V2 ( 9 85 ). Zdolność jonizacyjna, tj. liczba jonów wytworzonych przez jeden e I e k t r o n n a 1 cm. d r o g i, j e s t z r a z u rów n a z e r u, d o P ć k i P o t e n c ja ł e m i syjny jest mniejszy od potencjału jonizacyjnego, następnie wzrasta wraz z prędkością i osiąga maksymalną wartość 10 par jonów pod ciśnieniem 1 IIIIII słupa rtęci, tj. 7600 par jonówlcni pod ciśnieniem atmosferycz nym. To maksimum odpowiada potencjałowi emisyjnemu 200 woltów; dal szemu wzrostowi prędkości towarzyszy spadek zdolności jonizacyjnej. Wartości liczbowe są podane w rozdziale X I V 98*5. Za pomocą metody torów mgiełkowych zdołano stwierdzić, że na 340 jonów wytworzonych przez elektron, którego energia wynosiła 2500 elcktrowoltów, tylko 90 powstaje w działaniu bezpośrednim, reszta zaś są to jony wytworzone przez elektrony wtórne, które uzyskały energię dostateczną dla jonizacji. Wydatek energii na 1 parę jonów jest na ogół znacznie większy od energii odpowiadającej potencjałowi jonizacyjnemu ( ok. 1 7 w. waz o c i e, ok. 1 5 ew. w t I e n i e ) i w y n o s i, z g o d n i e z w y nikami nowszych prac, ok. 35 elektronowoltów na 1 parę jonów wytworzonych w powietrzu. Nie znamy jeszcze dokładnie sposobu wy czerpywania się energii pierwotnego elektronu. W rozdziałach VIII i XIV powrócimy do zagadnień przechodzenia promieni korpuskularnych przez materię. Za pomocą aparatów wysokiego napięcia, w których V wynosi np. 25000 woltów, otrzymujemy promienie katodowe, biegnące z prędkością v = 0, 75 c i posiadające zasięg równy 50 cm. w powietrzu pod ciśnie niem atmosferycznym. Zdołano zresztą skonstruować przyrządy funkcjo nujące pod znacznie wyższym napięciem i dające promienie znacznie bardziej przenikliwe. Tablica 9 Przypisów zawiera wartości liczbowe prędkości i energii elektronu, odpowiadające rosnącym wartościom po tencjału emisyjnego. 9 17. Dyfrakcja elektronów. Przenikaniu promieni katodowych przez cienką warstewkę substancji krystalicznej lub ich odbiciu od powierzchni kryształu towarzyszą zja wiska dyfrakcji, zupełnie podobne do zjawisk obserwowanych w przy padku promieni X. Ten doniosły fakt znajduje interpretację teoretyczną w rozważaniach L. de Broglie a dotyczących fal związanych z elektro nami (935). Dyfrakcję elektronów charakteryzuje długość fali ), = Almc, gdzie ). jest to długość fali, h stała Plancka (932), mv zaś pęd elek tronu (m masa, vprędkość). Obrazy fotograficzne otrzymywane na kliszy, na którą padają elektrony po przejściu przez bardzo cienki ekran dyfrakcyjny, są podobne do pierścieni lub plam dyfrakcyjnych powstają cych w przypadku promieni X (925). Jeżeli potencjał emisyjny elektro nów wynosi V woltów, wówczas długość fali X, obserwowana w dyfra k c j i, rów n a s i ę 1 2, 2 5 / i TV A ( A c z Y I i a n g s t r ć m = 1 O 8 cm). Na tablicy I fig. 4 i 5 widzimy obraz pierścieni dyfrakcyjnych utwo rzonych przez elektrony, których V = 40000 woltów i które przeszły przez cienką folię złotą, oraz wykres plam dyfrakcyjnych dawanych w tych samych warunkach przez kryształ platyny w folii z tego metalu. Dyfrakcja elektronów dostarcza bardzo czułej metody badania cienkich warstw bądź samoistnych, bądź też utworzonych na powierzchni innego ciała. 9 18. Elektrony dodatnie. Elektrony dodatnie, czyli pozytony, odkryte w r. 1933 są to cząstki naładowane dodatnio, których ładunek i masa mają tę samą wielkość co ładunek i masa elektronów ujemnych. Omówimy krótko okoliczności w jakich można obserwować pojawianie się pozytonów. Promieniowanie elektromagnetyczne krótkofalowe (promienie X, pro mienie Y c i a I radioaktywnych) wytwarza w materii wtórną emisję elek tronów, których prędkość wzrasta wraz z przenikliwością promieni pier wotnych. Jeżeli energia «kwantowa» W, wielkość odwrotnie proporcjo n a I n a d o X (9 2 8 ), o s i ąg a d o s t a t e c z n ą war t ość, w Ó w c z a s e m i s j i e I e k t r o n ów towarzyszy emisja pozytonów w ilości tym większej, im większe jest W i im ciężar atomowy substancji, na którą padają promienie pierwotne, jest większy (990). W komorze rozprężeń Wilsona dostrzegamy tory elektronów i pozytonów podobne z wyglądu, dające się jednak rozróż nić na podstawie kierunku odchylenia w polu magnetycznym. Ziemia otrzymuje z przestrzeni międzygwiezdnej promieniowanie nie zmiernie przenikliwe zwane kosmicznym (9151). Za pomocą znetody torów mgiełkowych ujawniamy w promieniowaniu kosmicznym obecność elektronów oraz pozytonów posiadających bardzo wielką prędkość. W niektórych przemianach jądrowych wywołanych uderzeniem cząstki a lub innego pocisku atomowego (proton, deuteron, neutron) powstają pierwiastki nietrwałe ulegające samorzutnemu zanikowi podobnie jak zwykle pierwiastki promieniotwórcze. Niektóre spośród tych doświad czalnie otrzymywanych radiopierwiastków wysyłają podczas swej prze miany pozytony. S t w i e r d z o n o, ż e e/m p o z Y t o n ów j e s t t e g o s a m e g o r z ę d u w i e I koś c i, c o e/m e I e k t r o n ów. Jeż e I i z a t e m ł a d u n k i s ą w o b u p r z y p a d k a c h j e d n a kowe, masy muszą być równe lub różnią się nieznacznie. Zakładając, że zarówno bezwzględny ładunek jak i masa elektronu i pozytonu są iden tyczne, możemy na podstawie odchylenia magnetycznego wyznaczyć prędkość i energię pozytonów. M, Cnrle-SklodOWSka. Promieniotwórczość. 4 Pozytony przechodząc przez materię tracą prędkość podobnie jak elektrony. Absorpcji towarzyszy jednak znikanie pozytonów, których energia przeobraża się w energię promieniowania elektromagnetycznego (990). Zgodnie z teorią Oiraca przypisujemy pozytonom ograniczony czas trwania, co znajduje potwierdzenie w doświadczeniach. ROZDZIAŁ IV PROMIENIE DODATNIE 9 19. Powstawanie promieni dodatnich w rurce z rozrzedzonym gazem. Promienie anodowe. Ich energia i własności. Promienie dodatnie biegną w rurce z rozrzedzonym gazem ku kato dzie i biorą początek w różnych punktach ciemni Crookesa i poświaty ujemnej. Jeżeli katoda jest zaopatrzona w otwory, można poza nią wi dzieć wiązkę promieni «kanalikowych» w postaci świecącego pasma, co jest wynikiem luminescencji rozrzedzonego gazu oraz świecenia samych drobin (rys. 35). Wiązka powoduje również fluorescencję szklanych ścianek, na które pada; pod działaniem magnesu odchyla się nieznacznie. Ponieważ promienie kanalikowe powstają w punktach, których odle głość od katody jest różna, przeto im punkt jest dalszy, tym większa jest praca wykonana przez po le; jej największa wartość od powiada napięciu V przyłożo nemu do elektrod rury. Wiązka promieni kanalikowych jest zaRys. 35. tern niejednorodna pod wzglę dem prędkości i energii, nawet jeżeli jest utworzona z cząstek, których masa ładunek są jednakowe. Masa jest w tym przypadku rzędu wielkości masy atomu; w istocie cząstki tych promieni są to jony do datnie powstające z drobin gazu w rurze. Ich prędkość jest mniejsza niż elektronów, na ogół nic przekracza 10* cm/sek; możemy przeto tra ktować masę jako wielkość stałą stosować w celu obliczania energii p r o s t Y w z ć r m \//2 = e V, g d z i e V < V. Ładunek jonu e jest równy ładunkowi elementarnemu lub jego wie lokrotności. Jeżeli jon jest jednowartościowy, energia równa się Velek tronowoltów, tj. wyraża się tą samą liczbą co potencjał emisyjny w wol tach, jeżeli jon jest /j-wartościowy, energia jest równa n Velektronowol tów. Dla krótkości będziemy oznaczali 1 elektronowolt literami ew., 1 O O O e I e k t r o n o w o I t ów, c z Y I i 1 e I e k t r o n o k i lo w o I t, I i t e r a m i ekw. W rurach przeznaczonych do badania przemian jądrowych cząstki uzyskują znacznie większe prędkości. Niektóre ze skonstruowanych w tym celu rur zużytkowuja napięcie 8 O O kV i większe. Inny sposób polega na stosowaniu niezbyt wielkiej różnicy potencjałów V dawanej przez gene rator drgań elektrycznych i udzielaniu dodatnim jonom przyśpieszenia wielostopniowego. Dzieje się to w ten sposób, że wiązka jonów zakrzy wiona w polu magnetycznym przybiera kształt spiralnej przecinającej wielokrotnie okolice pola elektrycznego; każde przejście odbywa się w chwili, gdy V jest maximum; za każdym razem przeto energia jonu wzrasta o Veu\; wydajność tej metody jest ograniczona wskutek stopniowego rozpraszania się wiązki. Tym sposobem otrzymano jony, których energia przewyższa 10 6 ew.; 1 O 6 ew. odpowiada w przypadku jonów wodoru prędkości 1, 4.10’ cin/sek, tj. 3 = 0, 046. Rozżarzona anoda umieszczona w próżni, zawierająca niektóre sole lotne w wysokiej temperaturze, wysyła jony dodatnie. Energię tych p r o m i e n i d o d a t n i c h m o ż e m y o b I i c z Y ć n a p o d s t a w i e w z o r u m \1/2 = e V, gdzie V jest to napięcie przyłożone do rury, gdyż w tym przypadku wszystkie jony są poddane działaniu całkowitego napięcia. Promienie kanalikowe oraz anodowe posiadają niektóre własności analogiczne do promieni katodowych. Podobnie jak te ostatnie, promie nie dodatnie wzbudzają fosforescencję, zaczerniają klisze fotograficzne, wreszcie posiadają zdolność jonizacyjną. Od promieni katodowych róż nią się znakiem ładunku i masą cząstek. Te cząstki biorące początek w jonizacyjnym zderzeniu z elektronem wysyłają światło z charakte rystycznymi objawami efektu Dopplera: obserwator patrzący w kierunku, z którego przybiegają cząstki, stwierdza, że światło monochromatyczne posiada okres T’ mniejszy od okresu rzeczywistego T: T’ = T(I f/c), gdzie f jest to prędkość cząstki, c prędkość światła. Badając wynika jącą stąd zmianę długości fali, otrzymujemy na prędkość e wartości zgodne z wartościami otrzymanymi za pomocą innych metod. Przenikli wość promieni dodatnich jest niezmiernie mała, nawet jeżeli potencjał emisyjny wynosi 10 0 woltów. 9 20. Pomiary stosunku e/m promieni dodatnich. Teoria działania pola magnetycznego i elektrycznego na promienie dodatnie nie różni się niczym od teorii wyłożonej w ustępie o promie niach katodowych (914); należy tylko pamiętać, ze odchylenia zachodzą w przeciwnym kierunku. Ponieważ odchylenie elektryczne jest propor cjonalne do c/mc’, tj. do 1/V, przeto jest tego samego rzędu wielkości co odchylenie promieni katodowych, jeżeli w obu przypadkach mamy do czynienia z jednakowym potencjałem emisyjnym (w założeniu, że nie jest zbyt wielki) i z jednakowym natężeniem h pola odchylającego. Na tomiast odchylenie magnetyczne niezbyt szybkich cząstek jest proporcjo n a I n e d o e/n w, z m i e n i a s i ę z a t e m jak e/m, jeż e I i P o t e n c j a ł e m i s y j n y pozostaje bez zmiany; jest przeto znacznie mniejsze w przypadku pro mieni dodatnich niż katodowych, o ile natężenie II„jest dane. D I a w y z n a c z e n i a e/m p r o m i e n i k a n a I i k o w Y c h o t r z y m y w a n y c h w rur z e z rozrzedzonym gazem i z zimną anodą konieczne jest badanie odchy lenia magnetycznego oraz elektrycznego. Główna trudność polega na unikaniu rekombinacji jonów dodatnich z elektronami rozproszonymi w gazie. W celu możliwego usunięcia tej niedogodności, dzielimy aparat na dwie części: komorę do wyładowań zawierającą badany gaz pod sto sownym ciśnieniem, w której jony uzyskują prędkość, oraz komorę obser wacyjną, w której wytwa rzamy odchylenia i którą opróżniamy możliwie naj lepiej za pomocą pompy o wielkiej wydajności; ko m o ry łączą się ze sobą rurką kapilarną, która od grywa rolę diafragmy określającej przekrój wiąz ki. Ponieważ prędkości cząstek nie są jednakowe, wskazane jest stosowanie skrzyżowanych odchyleń, magnetycznego i elek trycznego, lub metody pa rabol (9 14). Na rys. 36 przedstawiony jest sche mat aparatu używanego przez l. I. Thomsona. W metodzie parabol każdy rodzaj cząstek posiadających jednakowe e/m daje na ekranie łuk paraboli, której wierzchołek znajduje się w punk cie P i której oś leży na prostej Py (rys. 34). Rys. 36. A komora, w której powstają promie nie kanalikowe, F-komora obserwacyjna; C przewiercona katoda z bardzo wąskim kanałem, przez który przechodzą promienie; L, M-izo lowane płytki z miękkiego żelaza, stanowiące części biegunów P, Q elektromagnesu; pole elek tryczne jest wytworzone pomiędzy L i 31; W, V, ekran magnetyczny; J-chłodnica. N a p o d s t a w i e z n a j o m o ś c i s t o s u n k u e/m m o ż n a w y I i c z Y ć m a s ę m, w założeniu, że e równa się ne o (n całkowite), tj. niewielkiej wielokrot n o ś c i ł a d u n k u e I e m e n t a r n e g o. P o m i a r e/m p r o wad z i p r z e t o d o wyzna czania mas jonów dodatnich, a zatem clęzarów atomowych drobino wych. Aston powiększył dokładność tej metody, stosując zasadę ogni skowania promieni, tj. łączenia we wspólnym ognisku torów cząstek, których prędkości są zawarte w pewnym przedziale. Przyrząd Astona nosi nazwę spektrografu mas. Cienka wiązka cząstek mających jednakowe e/m, lecz różne prędkości, zostaje najpierw odchylona w polu elektrycznym, wskutek czego po wstaje wiązka rozbieżna; znajdujące się nieco dalej pole magnetyczne odchyla wiązkę w przeciwnym kierunku i zarazem zamienia ją na wiązkę zbieżną w ognisku F, co ma miejsce jeżeli rozmiary aparatu oraz natę żenia obu pól są dobrane w odpowiedni sposób. Schematy aparatury widzimy na rys. 37 a i 37 b. Ponieważ diafragma określająca wiązkę ma kształt szczeliny, przeto na kliszy fotograficznej otrzymujemy widmo mas, składające się z szeregu prążków, z których każdy odpowiada o kreś lon ej wa rtośc i e/m. W przypadku promieni anodowych wszystkie cząstki mają jedna k o w Y P o t e n c j a ł e m i s y j n y V; d I a w y z n a c z e n i a e/m w y s t a r c z a p r z e t o z m i e rzyć napięcie i odchylenie magnetyczne (przyrząd Dempstera, rys. 38). Rys. 37b. Rys. 37 a i 37 b. Aanoda, G-katoda; S“ 5 2 — wąskie szczeliny ograniczające wiązkę; 1“ J 2 płytki, pomiędzy którymi wytwarza się pole elektryczne; M-bieguny elektroma gnesu wytwarzającego poie magnetyczne; Z-równoległe płytki mosiężne, pomiędzy którymi przebiega wiązka; Wklisza fotog raficzna; Yekran z wi I e m itu do obserwacyj wstępnych. Doświadczenie polega na badaniu ładunku otrzymywanego przez elek t r o d ę F w z a I e ż n o ś c i od P o t e n c ja ł u V. Krzywa przedstawiająca tę zależność posiada ostre maxima w po bliżu niektórych wartości V świadczące o tym, że promienie zakreślają p r z e p i s a n y t o r koł o w Y. W Y I i c z a m y e/m z w z o rów ml/j2 = eV mule UH//ft. Natężenie prądu w każdym maximum pozwala obliczyć względną liczbę cząstek różnego rodzaju zawartych w wiązce. 9 21. Analiza mas. Izotopy. Energia wiązania. p o m i a r e/m j e s t p o d s t a w ą d o n i o s ł e j m e t o d y a n a I i z Y c h e m i c z n ej. Zdjęcia otrzymywane metodą parabol świadczą o wielkiej roz maitości jonów dodatnich, powstających w wyładowaniu pod niskim ciś nieniem gazu. Tak np. w wodorze można łatwo obserwować parabole jednowartościowego jonu atomowego //+ i jonu molekularnego //2+, w azocie i w tlenie powstają parabole analogiczne. Jony atomowe są w wielu przypadkach wielowartościowe, jony drobinowe prawie zawsze jednowartościowe. Niektóre rodzaje jonów powstających w rurce nie są z n a n e w p o s t a c i d r o b i n o b oj ę t n y c h; z n a m y n p. s z e r e g CH, Clr, CIP+ o r a z s z e r e g Ol t, Ol r, 08 3 +. Z w i ą z k i P r z e d s t a w i o n e t y m i w z o r a m i są zatem trwałe tylko wtedy, gdy drobiny posiadają nabój elektryczny. Tablica II rys. 1 przedstawia dwa zdjęcia parabol otrzymane przez zz Thomsona. A t o m wo d o r u p o s i ad a z a wsz e ł a d u n e k e I e m e n t a r n y: j o n H+ otrzymał nazwę protonu. N e o n, k t ć r e g o c i ę żar a t o m o w y w y n o s i 2 0, 2, d aj e d w i e p a r a b o I e: j e d n ej z n i c h, m o c n ej, o d P o w i a d a m a s a 2 O, d r u g i ej, s ł a b s z ej, m a s a 22. z z Th o m son założył, że neon jest mieszaniną dwóch gazów, których własności chemiczne są bardzo zbliżone do sie bie. Aston pokazał, że oddzielenie obu składników jest sprawą niezwykle trud ną. Te wyniki były zgodne z teorią roz winiętą przez Soddy’ego na podstawie badania radiopierwiastków, teorią, we dług której mogą istnieć pierwiastki mające jednakowe własności chemiczne pomimo różnych ciężarów atomowych. Grupa takich pierwiastków zwanych izotopami stanowi określony typ chemiczny zajmuje wspólne miejsce w układzie periodycznym pierwiastków (tablica 5, Przypisy). Izotopy charakte ryzują się jednakową wartością dodat niego ładunku jądra atomowego. Rys. 38. A anoda, C katoda; B półcylinder mosiężny umieszczony w polu magnetycznym prostopadłym do płaszczyzny rysunku, ’ w której należy sobie wyobrazić tor kołowy opisywany przez wiązkę; Sj, Sj szczeliny ograniczające wiązkę; 0 diafragma służąca do usuwania pro m ie n i rozproszo nych; Eelektroda izolowana połączona z czułym elek trometrem. Analiza mas, zastosowana do wszyst kich pierwiastków, które można wpro wadzić w postaci lotnych związków do komory wyładowań lub zamieniać w jo ny drogą parowania z rozżarzonej anody, pokazała, że większość pierwiastków posiada budowę złożoną składa się z izotopów. Ponadto Aston pokazał, że z wyjątkiem wodoru, którego clęzar atomowy wynosi 1, 0078 1 ), masy atomowe czystych izotopów wyrażają się liczbami całkowitymi z dokładnością do jednej tysiącznej, jeżeli jako podstawę obieramy masę atomową tlenu = 16. Jeżeli zatem ciężary ato mowe nie są liczbami całkowitymi, dzieje się to dlatego, że są to śred nie wartości ciężarów atomowych czystych izotopów. W świetle tego ’) Nowsze badania pokazały, że ciężary atomowe izotopów wodoru, litu, berylu, boru, węgla, azotu różnią się również od liczb całkowitych (p. uzupełnienie). Rys. 39. L i t. Maxima krzywej odpowiadają dwóm izotopom o masie 6 i 7, z wielkim nadmiarem dru giego względem pierwszego, jak tego należy spodzie wać się na podstawie ciężaru atomowego 6, 94. f a k t u n a b i e r a n o w e g o z n acz e n i a t e o r i a j e d n o ś c i m a t e r i i Prouta, która nie mogła ostać się wobec niemożności wytłumaczenia ułamko wych ciężarów atomowych. Spośród pierwiastków, których złożoność została ujawniona metodą analizy mas, wymieniamy: chlor utworzony z dwóch izotopów 35 i 37 czyli ’n CI i i’ CI, lit z dwoma składnikami \ Li i 3 Li, potas fo K, i U K, wapń taCa i tlCa; argon ma2izotopy, krypton-6, krzem-9, cyna — 11; wielka obfitość izotopów istnie je wśród radiopierwiast ków. Jak się wydaje, zło żoność struktury izotopo wej wzrasta wraz z cięża rem atomowym. Na tabli cy II, rys. 2 widzimy nie które zdjęcia widm maso w y c h Astona i I u s t r uj ą c e skład izotopowy kilku pier wiastków. Rys. 39 przed stawia skład izotopowy litu p o d ł u g Dem ps tera. T a b I. 5 Przypisów zawiera spis izotopów dotąd poznanych. 59 $0 6.1 6, 9 7, 0 7, 1 Analiza za pomocą widm optycznych. Izotopy posiadają w pierwszym przybliżeniu jednakowe widmo optyczne. Dokładniejsze badanie ujawnia drobne różnice między odpo wiadającymi sobie prążkami różnych izotopów. Różnice te przypisujemy nieznacznemu wpływowi masy1) jądra na częstość wyrazów seryj optycz nych, częstość zależną w pierwszym przybliżeniu tylko od rozmieszcze nia ładunków w układzie utworzonym z jądra i elektronów. Badanie widm pasmowych, zwłaszcza absorpcyjnych, stanowi czułą me todę wykrywania izotopów. Te widma położone w podczerwieni są wysyłane przez drobiny w odróżnieniu od widm prążkowych, których Ź ród ł e m s ą a t o m y. D r o b i n a HCI m o ż e w i r o wać d o o koł a o s i p r o s t o p a d ł ej do linii łączącej jądra; ponadto jądra mogą wykonywać drgania wzdłuż tej linii. Widmo drobinowe tego typu składa się z szeregu prążków rozmieszczonych bardzo gęsto i z pozoru zlewających się w pasma; pasma te jednak można rozdzielić na prążki. Częstość każdego prążka jest sumą częstości oscylacyjnej i częstości rotacyjnej, różnica częstości dwóch sąsiednich prążków równa się ]/A/4J:21 gdzie 1 jest to moment bezwład ności drobiny; badanie widma prowadzi do znajomości l. Tak np. pasmo absorpcyjne HCI, którego X = 1, 76 daje się rozdzielić na prążki, z których każdy ma słabego towarzysza odsuniętego w skali długości fal ’) Oraz aspinu jądra» przyp. tłumacza. TABLICA II. Fig. 3. o około 14 A“, tj. 8.104 X. To rozdwojenie prążków tłumaczy się różnicą częstości drgań HC/ si i HC/A; mniejsza częstość należy do cięższej drobiny. Dzięki czułości metod optycznych zdołano odkryć nieznane dotąd izo topy, których istnienie zostało później potwierdzone drogą analizy mas. Tak np. wykryto w powietrzu izotop tlenu, którego masa wynosi 18, z a war t ość z aś j e s t 6 O O r a z y n i n i e j s z a n i Ż ™O, o r a z i z o t o P “0 j e s z c z e rzadszy. Podobnie wykryto izotopy I?N i „C. Wreszcie w wodorze stwierdzono istnienie w nader małej ilości izotopu \ H O masie 2, 0135’). Masy izotopów, których istnienie zostało ujawnione tylko drogą ba dania widm optycznych, są opatrzone na tablicy 5 Przypisów literami Sp. Ze złożoności tlenu wynika nieznaczna różnica (ok. 0, 02$) między cię żarami atomowymi obliczonymi na podstawie O = 16, oraz ciężarami ato mowymi odniesionymi zgodnie ze spektrografią mas do masy izotopu „O = 16. Energia wiązania jądrowego. Jak to już było zaznaczone, ciężar atomowy wodoru różni się od liczby całkowitej stosunkowo wię cej (o ok. 1$) niż ciężary atomowe innych czystych izotopów. Ponie waż analiza mas jest bardzo dokładna, możemy twierdzić, że w innych przypadkach odchylenie od liczby całkowitej nie przekracza 0, 1 do 0, 01$ clęzaru atomowego (obliczonego na podstawie“ O = 16). Stąd wynika, że proton związany w ciężkim jądrze posiada mniejszą masę niż w sta nie swobodnym; jest to efekt wiązania (packing ettect). Nazywamy sT 20 40 6:’> 8) 100 120 140 160 180 200 22 o Masa. alom owa Rys. 40. współczynnikiem wiązania (packing traction) iloraz z odchylenia rze czywistej masy od najbliższej liczby całkowitej przez tę liczbę, tj. średnie odchylenie obliczone na jedną cząstkę elementarną jądra. Ta wielkość przedstawiona na krzywej Astona (rys. 40), zmniejsza się zrazu szybko wraz ze wzrostem masy, przechodzi przez zero w okolicy m 20, osiąga najmniejszą ujemną wartość w okolicy m = 60, po czym stale wzrasta i przechodzi ponownie przez zero w punkcie rn = 190. ’) Urey, Brickwedde, Murpliy, Bainbridge. Efekt wiązania tłumaczymy różnicami wewnętrznej energii jąder atomo wych. Stratę energii E obliczamy za pomocą wzoru Einsteina E = Am.c 2, gdzie Am jest to strata masy, c prędkość światła. Strata masy jest bardzo duża w przypadku atomu helu traktowanego jako połączenie 4 a t o m ć w wo d o r u. P o n i e waż m a s y a t o m o w e o d n i e s i o n e d o ’gO O = 1 6 wynoszą 11= 1, 00778 i Ile = 4, 0021, przeto strata masy na 1 gram helu wy nosi 4.1, 0078 4, 00216 = 0, 029 g, na 1 atom helu 0, 029/iV(iV==6, 06.10 28 jest to liczba Avogadro), wreszcie strata energii atomowej równa się 0, 029.9.10 2 °/W = 4, 3.105 ergów lub 27.10 6 elektronowoltów. Jest to ener gia większa od energii kinetycznej najszybszych cząstek a, a zatem od energii wydzielonej w samoistnej przemianie a atomu promieniotwór czego (S 69). Jak wynika z wielkości współczynników wiązania, atomy wszystkich znanych pierwiastków możemy traktować jako połączenie cząstek ele mentarnych utworzone ze znaczną stratą masy. Niektórzy uczeni proponowali, aby jako jednostkę masy obrać zamiast masy atomu tlenu, masę atomu helu lub lepiej jądra helu Ile++, czyli atomu helu, który utracił dwa towarzyszące mu elektrony. Każde jądro jest otoczone elektronami p o z a ją d r o w y m i, których liczba równa się liczbie atomowej, czyli liczbie wskazującej miejsce da nego pierwiastka w układzie perjodycznym. Analiza mas za pomocą pro mieni dodatnich dotyczy zawsze drobin lub atomów zjonizowanych. Jeżeli chcemy obliczyć masę atomu obojętnego musimy w zasadzie do dać masę oderwanych elektronów; poprawka tu jest zresztą na ogół bez znaczenia. Chcąc obliczyć masę jądra musimy odjąć masę wszystkich elektronów pozajądrowych. 9 22. Chemiczny ciężar atomowy. Liczba atomowa. Oddzielanie izotopów. Zdołano wykryć niektóre prawa statystyczne rządzące liczbą i obfi tością izotopów. Średni clęzar atomowy wzrasta prawidłowo jeżeli pominiemy nieliczne wyjątki-wraz z liczbą atomową. Średni cię ż a r a t o m o w y n a z y wam y t a kż e c h e m i c z n y m c i ę żar e m a t o m o w y m. Jest to wielkość dobrze określona; w istocie stwierdzono, że jest ze znacznym stopniem przybliżenia niezależna od pochodzenia danego pierwiastka i od metody użytej do otrzymania go w stanie czystym. Minerały spotykane w naturze zawierają izotopy każdego pierwiastka w stałym stosunku wzajemnym; ich oddzielenie jest sprawą bardzo trudną. Jest rzeczą prawdopodobną, że izotopy powstały w układzie słonecznym w określonej stałej proporcji. Dwa pierwiastki należące różnić się ciężarem atomowym, pierwiastki mające jednakowy c h e m i c z n y c h, n p. \» A i 2 O Ca. do tego samego typu chemicznego mogą np. ljCI i JJC/; zdarza się również, że dwa ciężar atomowy należą do różnych typów Takie pierwiastki nazywamy izobarami. Wiele prac poświęcono oddzielaniu izotopów. Pierwsze próby wyko nane z radiopierwiastkami pokazały, że metody chemiczne nie dają na wet częsclowego oddzielenia (rozdział XXII). Spośród wielu innych metod opisanych w rozprawach specjalnych na szczególną uwagę zasłu gują sposoby oparte na własnościach zależnych od masy drobin. Naj lepsze wyniki otrzymano dotąd przy użyciu metod opartych na prawie ekwipartycji energii kinetycznej Vi mvdrobin. Wistocie z tego prawa wy nika, że prędkości c drobin posiadających różne masy muszą być różne. Do metod tego typu należy metoda destylacji nieodwracalnej (Bron s ted i II eves y). R tę ć o g r z a n a d o 1 O O o p a r u j e w p róż n i w n a c z y n i u z P o d wójnymi ściankami; para zawiera nadmiar lżejszych atomów i zestala się na powierzchni pokrywy oziębionej do temperatury ciekłego powietrza. W ten sposób otrzymuje się rtęć, której średni ciężar atomowy jest o 0, 1 mniejszy od normalnego;, względna zmiana wynosi 5 dziesięcioty siącznych. Ponieważ izotopy mają jednakową objętość atomową, gęstość oddzielonej rtęci jest zmniejszona w tym samym stosunku co ciężar ato mowy (9 142). \\ innej metodzie izotopowa mieszanina gazów dyfunduje przez otwór w cienkiej ściance lub przez ścianki rurek z substancji porowatej. Drobiny lżejsze dyfundują szybciej, wskutek czego pozostałość wzbogaca się w cięższy składnik, lIarkins wraz ze współpracownikami poddał dy fuzji w porowatych rurkach 25000 litrów UCI i otrzyma! pozostałość w ilości 3 litrów zawierającą chlor, którego ciężar atomowy wynosił 35, 51 zamiast 35, 46. Używane dotąd metody oddzielania izotopów są na ogół mało wy dajne w stosunku do włożonej w nie pracy. Wyjątek stanowi wodór, gdyż w tym przypadku względna różnica ciężarów atomowych jest bardzo znaczna. Izotopy wodoru dają się oddzielić za pomocą frakcjonowanej de stylacji lub lepiej frakcjonowanej elektrolizy. W niektórych przypadkach zupełne oddzielenie izotopów udaje sic za pomocą spektrografu mas, który rozdziela dodatnie jony izotopów na osobne wiązki. W ten spo sób zdołano oddzielić w bardzo małych ilościach ILi i ILi oraz l/dl i lIK. ROZDZIAŁ V PROMIENIE X 9 23. Otrzymywanie, własności i zastosowania promieni X. W r. 1896 Rontgen odkrył promienie, które nazwał promieniami X; nazywamy je również promieniami Rontgena. Ekran powleczony platyno cyjankiem baru umieszczony w pobliżu rurki Grookesa świeci pod dzia łaniem promieniowania wychodzącego z rurki w chwili, kiedy przez nią przechodzi wyładowanie; to promieniowanie jonizuje powietrze, zaczernia kliszę fotograficzną i rozchodzi się po liniach prostych. Źródłem pro mieni jest miejsce, na które padają promienie katodowe, np. ścianki rurki lub antykatoda umieszczona na drodze elektronów. Przenikliwość promieni X jest znacznie większa niż promieni do datnich i ujemnych powstających w tej samej rurce, toteż promienie X przenikają przez ścianki i rozchodzą się w powietrzu otaczającym rurkę. W różnych rodzajach materii przenikliwość jest tym mniejsza, im większy jest ciężar atomowy. Z powodu różnej przezroczystości ciała i kości możemy otrzymywać obrazy r a d i o s k o P o wena fosforyzują cym ekranie lub radiograficzne na kliszy fotograficznej. Ciężkie metale prawie nie przepuszczają promieni dają cienie zarysowane je szcze wyraźniej. Przenikliwość promieni X wzrasta wraz z napięciem przyłożonym do rury, w której powstają; otrzymywanie bardzo przenikliwych promieni X wymaga zatem użycia bardzo szybkich promieni katodowych. Promie nie X nie ulegają odchyleniu ani w polu elektrycznym, ani w polu ma gnetycznym; nie przenoszą zatem ładunku, jak o tym można przekonać sie za pomocą puszki Faradaya, której ścianki posiadają grubość dosta teczną dla zupełnego pochłonięcia promieni. Obrazy dyfrakcyjne otrzy mywane za pomocą kryształów (9 25) dowodzą, że promienie X są promie niowaniem elektromagnetycznym, którego długość fali jest niezmiernie mala. Zdołano stwierdzić istnienie promieni wypełniających w sposób ciągły lukę między zwykłymi promieniami X i światłem (9 29). Promienie X są wytwarzane w laboratoriach w rurach przystosowa nych do danego doświadczenia; w zastosowaniach leczniczych używa się rur wyrabianych fabrycznie. Są to rury dwóch typów: rury gazowe za Fig. 1. Fig. 2. Fig. 3. Fig. I i. TABLICA III. Fig. 3. Fig. 4. K<;ka zawierająca odłamek pocisku. Złam an ie dwóch kości g arstki i ś ródg arstki. Złamanie kości płomieniowej. Radiografia motoru w pełnym biegu. Zdjęcie poprzez grubość żelaza wynoszącą 7 cm. Promienie X o energii 300 ekw. [F. Holweck). Radiografia szczeliny w pocisku. wierające bardzo rozrzedzony gaz i zaopatrzone w regulatory ciśnienia oraz rury z rozżarzoną katodą; te ostatnie muszą być bardzo starannie opróżnione. Rury są zasilane prądem wysokiego napięcia dostarczanym przez transformatory, wyprostowanym i stabilizowanym za pomocą wen tyli i kondensatorów. W rurach najczęściej używanych, napięcie osiąga 250.000 woltów, dzielność nie przekracza kilku kilowatów. W niektórych aparatach specjalnej konstrukcji można osiągnąć jeszcze wyższe napięcia. Promienie X znajdują największe zastosowanie w medycynie, gdzie stanowią podstawę dwóch doniosłych metod: r a d i o d i a g n o z y i ra dioterapii. Radioskopia i radiografia pozwalają wykrywać uszkodzenia i złama nia kości, uszkodzenia organów wewnętrznych, wreszcie obecność w or ganizmie ciał obcych, które wtargnęły tam przypadkowo (tabl. III, fig. 1 i 2). Promienie używane w radiodiagnozie mają przenikliwość, do której otrzymania wystarcza napięcie rzędu 50-100 kilowoltów. Radioterapia opiera się na biologicznych działaniach promieni X Działania te mogą być szkodliwe dla organizmu; zwłaszcza promienie niezbyt przenikliwe powodują powstawanie niebezpiecznych oparzeń. Natomiast promienie bardzo przenikliwe działają selektywnie na niektóre chore komórki, np. komórki rakowate, niszczą je, nie uszkadzając skóry i innych zdrowych tkanek, z konieczności naświetlonych razem z cho rymi. Z tego powodu w ostatnich latach rozwija się technika otrzymy wania promieni bardzo przenikliwych, wymagających stosowania wyso kich napięć (powyżej 200 kilowoltów). Promienie X są również używane do badania wyrobów metalowych, których grubość jest niewielka (tabl. III, fig. 3 i 4), do kontrolowania czystości i struktury różnych substancyj itd. W 9 28 będzie mowa o sto sowaniu promieni X do analizy chemicznej. 9 24. Pochłanianie i rozp raszan ie promieni A’. Prom ienie wté rne. Przechodzenie promieni X przez materię jest zjawiskiem bardzo skomplikowanym. Ekran ustawiony w poprzek cienkiej wiązki promieni częściowo ją przepuszcza, częściowo zaś pochłania. Promienie wycho dzące z ekranu są dwojakiej natury; część stanowi dalszy ciąg wiązki pierwotnej; inna część składa się z promieni wtórnych wysyłanych we wszystkich możliwych kierunkach i powstających bądź drogą r o z p r o s z e n i a promieni pierwotnych, bądź wskutek ich przemiany połączonej ze stratą energii. W przypadku wiązki, której rozwartość jest mała definiujemy w s pół c z y n n i k a b s o r p c j i c a ł k o w i t e j u. w następujący sposób. Niech lo będzie to natężenie pierwotne, 1 natężenie po przejściu przez e kra n z b a d a n e j s u b s t a n c j i, k t ć r e g o g r u b ość j e s t x. M a m y 1 = lo er V*. Jako miarę natężenia obieramy jonizację wytworzoną w powietrzu. Jeż e I i w s pół c z y n n i k li j e s t s t a ł y, p r z e b i e g a b s o r p c j i j e s t w Y kła d n i c z Y; u. wyliczamy z nachylenia prostej, przedstawiającej Inl jako funkcję x. Grubość L potrzebna do zmniejszenia natężenia do połowy jest równa L = (por. 9 16). Wykładniczy przebieg absorpcji całkowitej traktu jemy jako cechę charakteryzującą promieniowanie jednorodne; wartość liczbowa zależy jednak do pewnego stopnia od ustawienia eksperymentu i nie może być uważana za stałą absolutną. Obok współczynnika u. definiu j e m y w s pół c z y n n i k a b s o r p c j i m a s o w ej \>./p o r a z w s pół c z y n n i k i a b s o r p c j i a t 0 mowej i drobinowej \>.A/p i pM/p. Absorpcja atomowa jest rosnącą funkcją ciężaru atomowego, absorpcja drobinowa składa się addytywnie z absorpcji a t o m ć w n a I e ż ą c y c h d o d r o b i n y. W c e I u w Y z n a c z e n i a JJ. m o ż e m y p o s ł u giwać się elektroskopem (rys. 7) lub komorą jonizacyjną (rys. 5) połą czoną z aparaturą elektrometryczną; promienie przenikają do tych przy rządów poprzez ścianę, która je pochłania tylko w słabym stopniu, ekrany absorbujące umieszczamy obok tej ściany, między źródłem promieni przyrządem odbiorczym. Promienie X wysyłane przez antykatodę są zawsze niejednorodne. Wykres Inl jako funkcji grubości x jakiejkolwiek materii absorbującej d a j e k r z y w ą z w r a c aj ą c ą w y p u k łoś ć k u o s i X-ć w, c o Ś w i a d c z y o t y m, że\>. z m n i e j s z a s i ę w r a z z e w z r o s t e m g r u b o ś c i. T o w z r a s t a n i e p r z e n i k I i wo ś c i p r o m i e n i w s k u t e k p r z e n i k a n i a p r z e z m a t e r i ę n a z y wam y filtro waniem promieni; w radioterapii głębokiej zawsze filtruje się promienie w ten sposób w celu polepszenia ich jakości; jednocześnie jednak traci się na natężeniu. Promienie X, zazwyczaj używane, przechodzą przez ciało ludzkie lub przez kilka milimetrów glinu, natomiast kilka milimetrów ołowiu zatrzymuje je w zupełności. W celu oddzielenia promieni pierwotnych od wtórnych używamy np. wąskiej komory jonizacyjnej (rys. 41), która w położeniu B otrzymuje t y I k o p r o m i e n i e s k i e r o w a n e w z d ł u ż 00’, tj. w i ą z kęp i e r w o t n ą; u s t a wlaJąc ją w położeniu B’ możemy zdać sobie sprawę z względnej ilości promieni wtórnych wysyłanych w danym kierunku. Emisja wtórna ma miejsce nie tylko ku przo dowi (promieniowanie przechodzące, położenie B’), I e c z rów n i e ż w k i e r u n ku wstecznym (promienio wanie wsteczne, poloże nie B“). Ekran A stano wiący źródło emisji wtór nej nazywamy radiato rem. Umieszczając tuż przed weJsclową sClaną komory dodatkowe ekrany pochłaniające, może my porównać przenikliwość promieni pierwotnych i wtórnych, rozcho dzących się w danym kierunku. Promieniowanie wsteczne badamy często za pomocą radiatora, na który wiązka pierwotna pada ukośnie (rys. 42). h O E o . — ’ O’ B A ’“ L A5 A, B A A“ A ’ Radiator, na który padają promienie X, wysyła promienie wtórne, składające się częściowo z promieni korpuskularnych, mianowicie z elek tronów. Przekonywamy się o tym umieszczając radiator w proznl w polu magnetycznym (rys. 52). Fakt ten świadczy o godnej uwagi wza jemności między promieniami elektronowymi i promieniami X, jest to odwrócenie powstawania promieni X wskutek hamowania promieni kato dowych. Radiator dobrze izolowany i umieszczony w próżni ładuje się dodatnio wskutek emisji elektronów (Curie Sagnac). Promieniowanie wtórne radiatora jest tylko CZęSCIOWO korpuskularne; jest on również źródłem promieniowania elektromagnetycznego, powsta jącego wskutek przemiany promieniowania pierwotnego i charakteryzu jącego się zmniejszoną przenikliwością (Sagnac). Badania Barkla poka zały, że promienie X wtórne wysyłane przez lekkie pierwiastki różnią się tylko nieznacznie od pierwotnych mogą być traktowane jako promienie rozproszone; natomiast żelazo, miedź inne ciężkie metale dają oprócz promieni rozproszonych promieniowanie bardzo mało przenikliwe, charakterystyczne dla danego pierwiastka; warunkiem powstawania tych ostatnich jest to, że promienie pierwotne muszą być przenikliwsze od promieni charak terystycznych. Przenikliwość promieni cha rakterystycznych wzrasta w sposób prawi dłowy wraz z ciężarem atomowym pierwiastka użytego w roli radiatora. Otrzymujemy w ten sposób prawidłowy szereg promieniowań charakterystycznych, w przy bliżeniu jednorodnych, noszący nazwę serii K. Istnieje również inny szereg pochodzący od tych samych pierwiastków, utworzony z promie n i o w ań j e s z c z e ł a t w i e j p o c h ł a n i a n y c h: j e s t t o t z w. seria L. A Rys. ’i2. OO pierwotna, w przybliżeniu równoległa wiązka; A-radiator, 0’0' wiązka wtórna wpadająca do komory jonizacyjnej, E ekran zasłaniający komorę jonizacyjną od źródła pro mieni pierwotnych. Poniższa tablica zawiera współczynniki absorpcji masowej w glinie promieni serii K L niektórych pierwiastków: Seria K Fe 88.1 Cu 48 Ag 2.5 100 Ba 0.8 220 Au Pt Seria L 25 20 Emisję seryj K, L oraz innych seryj jeszcze mniej przenikliwych cha rakteryzujemy niekiedy jako zjawisko fluorescencji. Te serie są zu pełnie analogiczne do seryj prążków widmowych w optyce i składają Się nie z jednego, lecz z kilku wyrazów (9 28). Absorpcja energii pro mieni pierwotnych, od której jest uzależnione powstawanie seryj cha rakterystycznych, nosi nazwę absorpcji fotoelektrycznej. Ta nazwa po chodzi stąd, że emisJa o charakterze fluorescencji jest następstwem wtórnej emisJI elektronowej, o której wspominaliśmy poprzednio. Bez pośrednim następstwem pochłonięcia energii pierwotnej jest wytrącenie z a t o m ów r a d i a t o r a e I e k t r o n ów, k t ć r e w t y m p r z y p a d k u n a z y wam y foto eleklronami. \y atomie powstaje wówczas zaburzenie, które kończy się fluorescencją. Reguła, zgodnie z którą przenikliwość promieniowania fluorescencyjnego jest mniejsza od przenikliwości promieni pierwotnych, 64 wyraża znane w optyce prawo Stokesa, głoszące że światło fluorescencji ma częstość mniejszą niż światło wzbudzające. W istocie przenikliwość promieni X jest rosnącą funkcją częstości. Jak wspominaliśmy natężenie wiązki pierwotnej zmniejsza się nie t y I k o w s k u t e k a b s o r p c j i f o t o e I e k t ry c z n e j, lecz rów n i e ż w s k u t e k rozpro szenia; w p i e r w s z y m p r z y b I i ż e n i u r o z p r o s z e n i e n i e z m i e n i a jak o ś c i promieniowania, różni się zatem zasadniczo od absorpcji fotoelektrycznej. W związku z powyższym możemy rozdzielić współczynnik absorpcji całkowitej na dwa wyrazy u, = x + a, g d z i e x j e s t to w s pół c z y n n i k absorpcji prawdziwej, a współczynnik rozproszenia. Możemy również zdefiniować masowy współczynnik alp; jego wartość jest zbliżona do 0, 2 w dosyć szerokim przedziale przeni kliwości lub, jeśli wolimy, częstości promieniowania. z z Th o m s o n p o d a ł t e o r i ę r o z p r o s z e n i a p r o m i e n i X o p a r t ą n a z a ł o żeniu, że elektromagnetyczne pole promieniowania wprawia w drgania elektrony znajdujące się w atomach. Drgający elektron staje się z kolei źródłem promieniowania, którego okres nie różni się dostrzegalnie od okresu promieni pierwotnych, jeżeli siły wiążące elektron w atomie nie są zbyt wielkie (tj. elektron jest słabo związany). Natężenie promienio wania rozproszonego przez atom wzrasta z liczbą elektronów w atomie; jeżeli wyznaczamy na tej podstawie liczbę elektronów, otrzymujemy war t ość w p r z y b I i ż e n i u z g o d n ą z I i c z b ą a t o m o w ą ( 9 35). I. I. Th o m s o n dał wzór następujący: . a = 8TCe 4 «/3/ra 2 c\ gdzie n jest to liczba elektronów w jednostce objętości radiatora, m masa elektronu, e ładunek elektronu w j. es., c prędkość światła. Posługując się podanymi poprzednio wartościami e, m, c, n, otrzymujemy a == 6, 57.1025 n; o/p = 0, 30 Z/A, gdzie A jest to ciężar atomowy, Z liczba atomowa pierwiastka rozpra szającego; stosunek Z/A jest na ogół zbliżony do 0, 5 tylko w wodorze ma zupełnie inną wartość. Z powyższego wzoru wynikało by, że współczynnik rozproszenia jest niezależny od długości fali. Ponadto teoria przewiduje, że rozkład na tężenia promieniowania rozproszonego w kierunkach tworzących różne kąty G z kierunkiem wiązki pierwotnej powinien być symetryczny wzglę dem płaszczyzny prostopadłej do wiązki; natężenie promieniowania roz proszonego ku przodowi i w kierunku wstecznym powinno być jedna kowe. Wnioski teorii sprawdzają się w przypadku promieni X niezbyt przenikliwych (długość fali rzędu 10“, 8 cm); odchylenia od teorii są tym większe, im długość fali jest mniejsza (w przypadku twardych promienia lub promieni tj. Te fakty znalazły interpretację teoretyczną w pracach Cómptona, który wykazał, w przeciwieństwie do dawnych poglądów, że promieniowanie rozproszone nie jest identyczne co do natury z pro mieniowaniem pierwotnym (9 30). 9 25. Dyfrakcja promieni X w kryształach. Niektóre dawniejsze próby uwidocznienia dyfrakcji promieni X za po mocą szczeliny w postaci klina pozwalały szacować długość fali tych pro m i e n i n a o koł o 1 0-’ cm; a n a log i a z d y f rak c ją ś w i a tł a w s k a z y wał a, ż e n a I e żałoby użyć w tym przypadku siatek o odstępach rzędu 10“’sc/«, czyli 1 ang Stroma (angstrómy oznaczamy w optyce symbolem I). Drobiny ciała stałego są oddzielone odstępami tego rzędu wielkości, a ponieważ są rozmieszczone w krysz tałach w sposób prawidłowy, przeto w kryształach ma my, jak to pierwszy zauważył Laue, stosowne siatki dyfrakcyjne do badania promieni X. Doświadczenie potwierdziło słuszność pomysłu Lauego. Aby otrzy mać obraz dyfrakcyjny promieni X, wystarczy skie rować na kliszę fotograficzną cienką wiązkę prze puszczoną przez płytkę krystaliczną L (rys. 43). Rys.43. Załóżmy, że wiązka jest prostopadła do płaskiej powierzchni płytki i że kierunek wiązki jest zgodny z kierunkiem jednej z osi symetrii DA kryształu. Na kliszy P otrzymamy ślad wiązki głównej w poslaci plamki środkowej A oraz szereg plamek słabszych, pochodzących od wiązek Ugiętych w różnych kierunkach. Plamki tworzą obraz posiadający cechy / ..../ r y / ć.V Ry s. 44. symetrii kryształu dookoła osi DA; np. jeżeli jest to oś potrójna, plamki są rozmieszczone w wierzchołkach równobocznych trójkątów, których środek jest w A. Tablica IV, fig. 1, 2 przedstawia dwa zdjęcia otrzy mane w ten sposób. Te doświadczenia znakomicie potwierdzają teorię lira.va.is’ a, zgodnie z którą kryształy są utworzone z utworów elementarnych, atomów lub . Ourie-Sklodowska. Promieniotwórczość. 5 d r o b i n, r o z m i e s z c z o n y c h w węzłach s i e c i p r z e s t r z e n n ej. M a m y 8 u kła dów krystalicznych i 14 rodzajów sieci. Do układu regularnego należą trzy rodzaje sieci, mianowicie: sieć sześcienna, zbudowana z sześcia nów, których wierzchołki są obsadzone, sieć centrowana wewnętrznie, w której są obsadzone ponadto środki sześcianów, oraz sieć z centro wanymi ścianami sześcianów (rys. 44). Do każdego układu krystalicznego należy między innymi zwyczajna sieć równoległościenna, w której są obsadzone tylko węzły, tj. wierzchołki równoległościanów; w tym przypadku liczba utworów elementarnych jest równa liczbie podstawo wych komórek kryształu, o ile rozmiary kryształu nie są zbyt małe. Promieniowanie elektromagnetyczne padające na kryształ pobudza wszystkie jego atomy; zgodnie z ogólnymi założeniami optyki, stają się one środkami fal elektromagnetycznych różniących się od siebie tylko fazą. W niektórych kierunkach fazy tych fal cząstkowych są zgodne, mamy tam maxima natężenia, którym odpowiadają plamki obrazu dyfrakcyj nego. Dokładna teoria tych maximow jest dość zawiła; jest to teoria s i a t k i d y f rak c y j n e j t rój w y m i a r o w ej. B rag g t rak t u j e d y f rak c j ę w kry sztale jako odbicie od płaszczyzn sieciowych. Bierzemy pod uwagę falę płaską padającą na płaszczyznę sieciową pod kątem padania G; promie niom AO i A’O' (rys. 45) odpowiadają promienie odbicia prawidłowego O B i O’ B’, k t ć r y c h f a z y s ą z g o d n e w p u n k t a c h B i B, P o n i e waż d ł u gości dróg AOB i A’O'B’ są równe; każdy element 00’ płaszczyzny sie ciowej daje zatem działania zgodne w kierunku tworzącym kąt odbicia 6 równy kątowi padania. Maximum natężenia może jednak powstać tylko wtedy, gdy działanie danej płaszczyzny sieciowej zostaje wzmocnione zgodnymi działaniami płaszczyzn położonych głębiej, z których najbliższa z n a j d u j e s i ę w o d I e g łoś c i 00“ = a o d p i e r w s z ej. “ War u n k i e m z g o d n o ś c i fazy promieni AOB i A’O„C jest, aby EO„D zawierała całkowitą liczbę n s k ą d w Y n i k a, ż e a c o s 6 = n X. różnica dróg długości fali, Jeż e I i kąt 6 j e s t z b I i ż o n y d o %/2, j e s t r z e c z ą d o godniejszą posługiwać się kątem dopełniającym <P, tj. kątem, który promienie tworzą z płaszczyzną sieci. Piszemy wówczas la s i n cp = rik. L i c z b a n j e s t t o rząd d a n e g o m a x i m u m. N a tęż e n i e w maximum wzrasta wraz z gęstością powierzch niową płaszczyzny sześcianu, tj. gęstością obsadzenia tej płaszczyzny ato mami lub drobinami. Najsilniejsza dyfrakcja pochodzi od głównych płasz czyzn sieciowych charakteryzujących się najmniejszymi wartościami a; są to płaszczyzny naturalnych ścian kryształu. Chociaż liczba możliwych układów płaszczyzn sieciowych jest nieskończenie wielka, tylko nieznaczna ich liczba przyczynia się do powstawania dostrzegalnych maximow dyfrak cyjnych. Zauważmy, że maxima dają tylko płaszczyzny, których a > X/2. 9 26. An al i za wid m i budowa kryształów. Dyfrakcja promieni X w kryształach jest podstawą dwóch doniosłych dziedzin badawczych: 1) analizy promieni X powstających w różnych warunkach, 2) zastosowania promieni X do wyznaczania budowy kry ształów. Do analizy widm używa się często metody obracanego kryształu (rys. 46). Do tego celu mogą służyć płytki krystaliczne ograniczo ne ściankami naturalnymi lub otrzymanymi przez łupanie (sól kuchenna, kalcyt, gips itp.). Na płytkę L umieszczo ną na stoliku goniometru pada wiązka wychodząca z źródła S i wycięta przez /’ szczelinę D. Wiązka prze!L puszczona daje obraz na vr ITT kliszy P ustawionej prosto padle do jej kierunku. Sto-o lik wraz z kryształem obraca Rys 4 5, się powolnym ruchem. Je żeli promieniowanie jest ciągle, tj. zawiera wszystkie możliwe długości fali w pewnym prze d z i a I e, w ć w c z a s każ d e j war t o ś c i kąt a cp, k t ć r y w i ą z k a t w o r z y z p o wierzchnią kryształu, odpowiada wiązka ugięta z mniejszym lub więk szym natężeniem; na kliszy otrzymujemy wówczas widmo ciągłe. Jeżeli natomiast określona długość fali X jest w wiązce uprzywilejowana w sto sunku do sąsiednich długości fali, otrzymujemy prążek tylko wtedy, gdy kąt cp czyni zadość równaniu 2a sincp = rtX, gdzie a jest to odstęp między płaszczyznami sieciowymi równoległymi do powierzchni odbi jającej ’). Kliszę fotograficzną można zastąpić komorą jonizacyjną, do której wiązka ugięta przenika przez wąską szczelinę; sposób ten pozwala ba dać natężen ie w i d m a ci ągłeg o w zależności od kąta cp. P rzyrząd m u s i być zbudowany w ten sposób, aby ramię, na którym jest osadzona komora, wykonało obrót o kąt 2 cp dookoła osi O w tym samym czasie, w jakim kryształ obróci się o kąt tp. «Wejście» prążka do komory za znacza się ostrym maximum na krzywej, której odcięte są proporcjo „alne do sin cp, a zatem do X, rzędne zaś przedstawiają natężenie zmie rzonego prądu jonowego. Metoda komory jonizacyjnej nadaje się ’) Proste rozważania geometryczne prowadzą do wniosku, że obracający się kryształ daje w przypadku promieniowania monochromatycznego prawdziwy obraz szczeliny D w punkcie, którego odległość od osi obrotu O kryształu jest równa odległości szczeliny od tej osi. Największą ostrość widma otrzymamy zatem używając błony fotograficznej zgiętej w kształt cylindra obrotowego, którego oś jest zarazem osią obrotu kryształu i którego promień równa się odległości OD. Jeżeli kąt dyfrakcji jest mały, możemy użyć płaskiej kliszy, oczywiście z warunkiem zachowania równych odległości OD i OA. Możemy wreszcie zastąpić ruch obrotowy ruchem oscylacyj nym. 67 do wyznaczania współczynnika absorpcji promieniowania monochroma tycznego; w tym celu umieszcza się ekrany absorpcyjne między ko morą i jej szczeliną. Rys. 47. Widmo dyfrakcyjne promieni X wysyłanych przez antykatodę platynową. Odcięte: kąty dyfrakcji w stopniach (kryształ soli kuchennej). Prążki l. platyny: pierwszy rząd A I t B“ Gl; d ru g i rząd A 2, B 2, G 2. Stosując jedną z opisanych tu metod do analizy promieniowania, wy chodzącego z ogniska antykatody, otrzymujemy widmo ciągłe, na które nakładają się prążki charakterystyczne dla metalu antykatody; prążki te zjawiają się tylko wtedy, gdy napięcie przyłożone do elektrod prze kracza pewną wartość krytyczną. Badając współczynniki absorpcji stwier dzamy, że te promienie należą do seryj Ki L; promienie danej serii nie są jednak jednorodne, lecz dają po kilka oddzielnych prążków, kté rym odpowiadają zbliżone do sie bie wartości absorpcji. Niektóre prążki występują nie tylko w wid mie pierwszego rzędu, lecz rów nież drugiego i trzeciego, z coraz to mniejszym natężeniem. Na rys. 47 widzimy widmo emisy-jne an tykatody platynowej otrzymane me todą jonizacyjną, na tablicy zaś IV fig. 5 widmo emisyjne wolframu otrzymane na kliszy fotograficznej. Dla wyznaczania absolutnej wartości X konieczna jest znajo mość parametru a. W przypadku sieci szesclennej a jest to długość krawędzi sześcianu elementarnego. Niech D oznacza gęstość kryształu, M j e g o c i ę żar d r o b i n o w y, N-liczba A v o g a d r o; o b jęt ość g r a m o d r o b i n y w y n o s i w ć w c z a s MlD i z a w i e r a N s z e ś c i a n ć w e I e m e n t a r n y c h; o b j ę tość sześcianu elementarnego równa się zatem MION, długość zaś kra 3 w ę d z i a = ]IMION. R a c h u n e k j e s t n i e c o w przypadku sieci innego rodzaju. Do spektrografii promieni X używa się często soli kuchennej kry stalizującej się w układzie sześciennym. Badania dyfrakcji doprowadziły do wniosku, że w tych kryształach jony chloru i sodu są umieszczone na przemian w narożach sześcianu tworząc elementy dwóch przenika jących się wzajemnie sieci z centrowanymi ścianami (rys. 48)..Ieżeli zatem używamy ścia ny naturalnej (100), musimy liczyć po ’k d ro biny na sześcian elementarny i otrzymujemy bardziej skomplikowany / CI ?............. a = kładąc 0=2, 15, z n aj d u j e m y ]IMI20N; M = 58, 5, N = G.06.10 2 \ C/M = n81 i’). c r N a + Rys. 48. 2 8 1; 1 o J e d u o s t k a A, c z Y I i a n g s t r o m, rów n a s i ę 1 O 8 cm. J e d n o s t k a V rów n a s i ę 1 O 1 1 cm. Podobno budowę sieci, jak w soli kuchennej, spotykamy w niekté rych innych solach tworzących kryształy sześcienne. Jest to sieć ja na wa, tj. z b u d o w a n a z o d d z i e I n y c h j o n ów; p oj ę c i e d r o b i n y, n p. NaCI, n i e posiada (u określonego znaczenia. Badanie kryształów polega na po równywaniu odległości głównych płaszczyzn sieciowych na podstawie dyfrakcji promieni X określonego typu oraz na wyliczaniu parametrów kryształu. Zamiast metody obracanego kryształu można używać kilku innych metod. Blaszka z miki zgięta w ten sposób, że przylega wewnętrznie do ściany cylindra, daje ostre ugięte wiązki w przypadku wiązki rozbież nej, padającej na niewielki wycinek zakrzywionej powierzchni. Widmo można badać bądź w promieniowaniu przechodzącym, bądź w promienio waniu odbitym pod kątem zawartym w określonych granicach; obracanie kryształu nie jest w tym przypadku konieczne. W celu badania bar dzo małych kryształów, używa się warstewki proszku krystalicznego, przez którą przechodzi cienka wiązka jednorodnych promieni; na kliszy prostopadłej do wiązki otrzymujemy wówczas szereg współśrodkowych pierścieni dookoła plamki stanowiącej ślad wiązki; każdy pierścień odpo wiada dyfrakcji na wszystkich płaszczyznach homologicznych, równoleg łych do stycznych płaszczyzn stożka, którego oś jest zgodna z kierun kiem wiązki (metoda Oebye-Scherrera). Ciekłe kryształy, a nawet ciecze, dają również prawidłowe obrazy dyfrakcyjne. Dyfrakcja w cieczy ujawnia się w postaci pierścieni cen trowanych dookoła wiązki pierwotnej; zjawisko to tłumaczymy pewną prawidłowością w rozmieszczeniu drobin bezpośrednio sąsiadujących ze sobą. 9 27. Załamanie. Całkowite odbicie. Polaryzacja. W poszukiwaniu dalszych analogij między promieniami Xi światłem zdołano ujawnić ich załamanie w pryzmacie zrobionym z węgla, siarki, szkła lub metali. Otrzymane odchylenia świadczą o istnieniu współ '. >’ u n i ka z a ł a m a n i a n i e c o m n i e j s z e g o o d j e d n o ś c i; m a m y n = 1 8, gdzie 8 jest to liczba rzędu wielkości 10 — 5 10o, jeżeli X jest zbliżone uo 1.1. Stąd wynika, że wiązka pierwotna, przenikająca z powietrza próżni do gęstego ośrodka przez płaską powierzchnię graniczną i two rząca kąt cp / i-, I,,, w ierzchnią, załamuje się tylko w przypadku, gdy cp jest w i ę k s z e o d <po o k r e ś lon e g o w z o r e m cos <po = n = 1 8 I u b s i n 2 A o = 8/2, 2 jeżeli zaś <?«Po, zachodzi odbicie całkowite. Kąt tpo w różnych ośrod kach (szkło, metale) wynosi od 10’ do 20’ w przypadku X = 1A i wzrasta wraz z X. Zjawisko całkowitego odbicia pozwoliło otrzymać widmo dyfrakcji promieni X za pomocą zwykłej siatki optycznej, ustawionej prawie stycz n i e (cp < <Po) d o w i ą z k i ( t a b I. I V f i g. 3 ). Jeż e I i P r o m i e ń u g i ę t Y t w o r z y kąt cp + co z płaszczyzną siatki, znajdujemy, że maximum n spełnia wa r u n e k f I i o (2cp + w) = 2« X, g d z i e a j e s t t o s t a ł a s i a t ki. T a m e t o d a p r o w a d z i d o w y n i k ć w z g o d n y c h z w y n i k a m i d y f rak c j ikr y s t a I i c z n ej (Gompton i Ooan, Thibaud). Z istnienia refrakcji promieni X wynika, że wzór / i rag g a n i e j e s t z u p e ł n i e d o kła d n y, I e c z w y m a g a u w z g I ę d n i e n i a n i e z n a c z nej poprawki. Okoliczność, że współczynnik załamania jest mniejszy od jedności znajduje wyjaśnienie w elektromagnetycznej teorii promieniowania wiel kiej częstości. Zgodnie z tą teorią promienie X, rozproszone przez radiator R z lek kiej substancji w kierunku prostopadłym do wiązki pierwotnej, są spo laryzowane. W istocie, jak to wykazał Bark/a, promienie wtórne rozpro szone po raz wtóry przez radiator R’ odgrywający rolę analizatora posia dają największe natężenie w płaszczyźnie prostopadłej do kierunku RR’. 9 28. Widma emisyjne i absorpcyjne. Jądro atomowe. Poziomy energii. 1. W i d m a e m i s y j n e. Źródłem emisji promieni X może być bądź an tykatoda bombardowana promieniami katodowymi, bądź jakiekolwiek ciało (radiator), na które pada wiązka pierwotna wytwarzająca promienie wtórne. Promienie bardzo przenikliwe (twarde) mogą być obserwowane w po wietrzu. Jeżeli rura jest przystosowana do wytwarzania promieni nie zbyt przenikliwych, musi być zaopatrzona w dostatecznie przezroczy ste okienka. Promienie mało przenikliwe [miękkie) powinny być wytwarzane i badane w próżni. We wszystkich przypadkach mamy do czynienia z emisją widma ciągłego oraz prążków pochodzących od składników pro mieniowania, wyróżniających się wielkim natężeniem. W przypadku widma ciągłego wysyłanego przez antykatodę zbadano rozkład natężeń odpowiadających różnym długościom fali X, w zależności od napięcia V (w kilowoltach) przyłożonego do rury (rys. 49). Krzywe rozkładu charakteryzują się istnie niem dolnej granicy Xo, której wartość jest tym mniejsza, im V jest większe. Początkowa część krzywej przebiega bardzo stromo, natężenie wzrasta szybko, aż do pewnego maximum, po czym następuje znacznie powolniejszy spadek. Całkowita energia Q promieniowania wysyłanego w jednostce czasu wzrasta 02 02 0.4 OS 0, 6 0.7 OS 0.9 10 Xx 1 Q*cm Rys. ’.9. w r a z z n a p i ę c i e m V, z I i c z b ą a t o m o w ą Z m e t a I u, z k t ć r e g o j e s t w y r o biona antykatoda, wreszcie z natężeniem i prądu płynącego w rurze, we dług wzoru O = CiZV’2. Ponieważ dzielność prądu wynosi iV, wydaj n ość p j e s t o k r e ś lon a w z o r e m p = Oj i V = CZV, g d z i e C j e s t t o w s pół czynnik stały. Wydajność jest mała nawet wówczas, gdy napięcie jest bardzo wysokie (p jest zbliżone do i% w przypadku antykatody z wol f r a m u V = 1 00 k V). Teoria elektromagnetyczna tłumaczy powstawanie ciągłego widma emisją fal towarzyszącą nagłemu zahamowaniu promieni katodowych w substancji antykatody (9 32). Natomiast w ramach tej teorii nie mo żemy zrozumieć istnienia dolnej granicy Xo długości fali; intrepretację tego zjawiska daje teoria kwantów w postaci podstawowego prawa foto elektrycznego, zgodnie z którym mamy Xo = 1 23401 V, gdzie X jest wyrażone w angstrómach, V w woltach. Wzór ten został sprawdzony doświadczalnie. Np. Xo = 0, 25 A, jeżeli V= 49400 woltów (rys. 52). Prążki widmowe tworzą kilka seryj: K, L itd. Prawidłowości rzą dzące prążkami zostały odkryte przez Mo s eleya. Analogiczne prążki, obserwowane w emisji różnych pierwiastków, posiadają częstości 1 ), kté rych pierwiastek kwadratowy jest w przybliżeniu liniową funkcją liczby atomowej Z, tj. numeru porządkowego danego pierwiastka w układzie periodycznym. Opierając się na doświadczeniach, w których badano rozproszenie cząstek a i które doprowadziły do koncepcji jądra atomowego, nała dowanego dodatnio otoczonego układem elektronów kompensują cych swym całkowitym ładunkiem ładunek jądra (9 70), Moseley założył, że ładunek jądra równa się Ze, gdzie Z jest to liczba atomowa, e ładunek elementarny. Teoria atomu o dodatnim jądrze, rozwinięta przez Bohra na podsta wie hipotezy kwantów (9 34) pozwoliła zrozumieć analogie istniejące mię dzy widmami świetlnymi i widmami promieni X. Częstość głównego prążka serii K zwanego Ka, daje się przedstawić w zależności od Z przybliżonym wzorem v = Iv o (Z-\)\ gdzie stała v o, nosząca nazwę częstości podstawowej, równa się 3, 3.1015 sek,...z K r z y w a, k t ć rej r z ę d n e s ą to wart o ś c i j Iv, o d c i ęte zaś wart o ś c i Z, n i e z n a c z n i e t y I k o o d c h Y I a s i ę o d p r o s t e j z w a n e j prostą Moseleya. S z c z e gółowe badania innych prążków należących do szeregu pierwiastków ’) Pomiędzy częstością v i długością fali X w próżni istnieje związek X = c/v. gdzie c jest to prędkość światła. pokazały, że lecz ponadto war t o ś c i Z. linie Moseleya ich nachylenie nie tylko posiadają dostrzegalną krzywiznę, wyraźnie zmienia się w okolicy małych Wykresy Moseleya są godne uwagi z tego powodu, że pozwalają klasyfikować pierwiastki w sposób zgodny z układem Mendelejewa, zbudowanym na podstawie analogij chemicznych (tab!. 3, Przypisy). Pierwiastki są ułożone według wzrastających ciężarów atomowych w wier szach poziomych, tworzących 8 kolumn pionowych numerowanych od O do VII, z których każda odpowiada największej dodatniej wartościo wości chemicznej ’) charakteryzującej dany pierwiastek. Dodatkowa ko lumna VIII zawiera 3 grupy pierwiastków o zbliżonych własnościach, tzw. plejady, np. Fe, Co i Ni. Pierwiastki należące do tej samej ko lumny mają analogiczne własności chemiczne i fizyczne 2 ). Własności te zmieniają się w sposób periodyczny, np. krzywa przedstawiająca objętość atomową (iloraz z ciężaru atomowego przez gęstość w stanie stałym) w zależności od ciężaru atomoweg0 3 ) posiada szereg maximów odpowiadających metalom alkalicznym. Na krzywej rozróżniamy wy raźnie 7 okresów II-He, Li-Ne, Na-A, K-Kr, Hb-Xe, Cs-Rn*), po kté rych następuje niekompletny okres ósmy. Dla ułożenia tablicy perio dycznej okazało się rzeczą konieczną pozostawić kilka miejsc pustych, które w następstwie zostały zajęli; przez pierwiastki odkryte później, np. rad i inne radiopierwiastki. Grupa ziem rzadkich zajmuje osobne miejsce i składa się z szeregu pierwiastków o zbliżonych własnościach następujących po sobie. W niektórych przypadkach zaszła konieczność odwrócenia kolejności ustalonej na podstawie wzrastających ciężarów atomowych, np. potas umieszczono za argonem, jod za telurem, nikiel za kobaltem. Metoda Moseleya potwierdziła słuszność tych zmian ko lejności, gdyż do tych samych wniosków prowadzi szeregowanie pier wiastków według wzrastających częstości prążków A’, ponadto analiza za pomocą promieni X wykazała, że ziemie rzadkie są to określone pierwiastki, których kolejne liczby atomowe wzrastają prawidłowo. Metoda Moseleya pozwala posługiwać się dla celów analizy chemicz nej widmami wielkiej częstości, których budowa jest prostsza niż widni optycznych. Oprócz seryj K i L znamy dzisiaj serie emisyjne M, N i O, P; przenikliwość promieni należących do seryj danego pierwiastka maleje w kolejności K, L, M, N itd. W każdej serii przenikliwość wzrasta wraz z liczbą atomową Z. Serie pojawiają się stopniowo, po przekro czeniu pewnej wartości Z; tylko najcięższe pierwiastki posiadają wszyst kie serie. ’) Wartościowością ujemną nazywamy dopełnienie wartościowości dodatniej do 8. Tak np. chlor posiada wartościowość dodatnią 7 w związku GfO“’, natomiast jego zwykła war tościowość ujemna wynosi 1. !) Rozdzielenie kolumn na dwie gałęzie uwydatnia ściślejsze analogie istniejące w każdej gałęzi. ’) Niektórzy autorowie odkładają na osi odciętych liczby atomowe zamiast ciężarów atomowych.

• ) Rn jest to symbol radonu, czyli emanacji radu.

TABLICA IV. r Ban c/e i/e/arcent 2 °or dre Ban c/e ary en ć Fig. 5. Fig. 1 i 2. Obrazy dyfrakcyjne Lauego. Wiązka równoległa do osi kryształu. Klisza prostopadła do osi: Fig. 3. Fig. 5. 1 blenda, oś poczwórna. 2 blenda, oś potrójna. Prążki A“ miedzi (A’a = 1, 538 A). Siatka na szkle, 200 rys ua mm. [J. Thibaud). Widmo emisyjne wolframu (M. de Broglie). Podajemy według Siegbakna wartości X (w angstrómach) niektórych prążków Ki L wolframu Ka, 0, 21 35 La., 1, 4845 Ko. x 0, 2088 La, 1, 4735 0, 1844 I#x 1, 2792 Kt 0, 1794 1, 0955 II. W i d m a a b s o r p c y j n e. Wid ma absorpcyjne otrzymujemy, ustawiając ekrany pochłaniające w poprzek wiązki dobrze zbadanego pro mieniowania ciągłego, np. promieniowania antykatody wolframowej (tabl. IV, fig. 5). Absorpcja uwidocznia się na widmach w postaci zmniejszonego natężenia w pasmach ostro zarysowanych od strony małych częstości i zlewających się stopniowo z tłem po przeciwnej stronie. Na negaty wie fotograficznym pasma są jaśniejsze od tła; wszelako pasma srebra i bromu są zawsze ciemne (pasma odwrócone), ponieważ te pierwiastki znajdują się w emulsji fotograficznej. W tym przeto przypadku absorp cja sprzyja wzmocnieniu widma, nie zaś osłabieniu. Każdy pierwiastek posiada, między innymi, pasmo absorpcyjne serii K. Granica tego pasma odpowiada najmniejszej częstości v* jaką muszą posiadać pierwotne pro mienie X, aby były zdolne do wzbudzenia serii K w radiatorze utwo rzonym z danego pierwiastka; ta częstość jest niemal dokładnie równa c z ę s t o ś c i prą ż k aKt, a z a t e m n a j w i ę k s z e j c z ę s t o ś c i n a I e ż ą c e j d o s e r i i K. Wszystkie prążki serii K pojawiają się w emisji jednocześnie, z chwilą gdy częstość promieniowania pobudzającego osiąga lub przekracza v*. Istnieją sposoby dokładnego wyznaczania częstości e*; krzywa przedsta wiająca j/vtjako funkcję Z jest zbliżona do prostej (rys. 53). Na ta blicy IV fig. 7 są reprodukowane zdjęcia pasm K niektórych pierwiastków. Do serii L należą trzy pasma LI, L.“ Ls, których granice absorpcyjne dają również linie w przybliżeniu proste w wykresie jTv = t(Z) (rys. 53). Pozostałe pasma należą do seryj M, N itd. Do częstości prążków emisyjnych można zastosować podstawowe/wawo kombinacji, g ł o s z ą c e, że każda częstość jest to różnica dwóch granic absorpcyjnych. Podobnie w widmach optycznych częstość każdego prążka daje się wyrazić jako różnica dwóch wyrazów zwanych wyrazami seryj. Zgodnie z teorią Bohra granicznym częstościom absorpcji odpowiadają poziomy energetyczne atomu; mianowicie energia poziomu równa się iloczynowi ze stałej uniwersalnej h przez częstość krytyczną. Poziomy następują po sobie według malejącej energii, w kolejności K, L, M itd. Zamiast kliszy fotograficznej można zastosować do badania absorpcji ko morę jonizacyjną, przed którą ustawia się ekrany pochłaniające. To urzą dzenie pozwala wyznaczyć dla danej substancji współczynnik absorpcji promieniowania monochromatycznego, którego długość fali wynosi X. Współczynnik masowy tlp wzrasta wraz z X, mianowicie w ten spo sób, że log (tlp) jest funkcją liniową log X. Jeżeli X osiąga wartość od powiadającą absorpcyjnemu poziomowi danego pierwiastka, wówczas w p r z e b i e g u a b s o r p c j i d o s t r z e g a m y nieciągłość, m i a n o w i c i e a b s o r p c ja wzrasta nagle, gdy X zmniejszając się przechodzi przez punkt niecią głości; w dalszym ciągu absorpcja przebiega znowu w sposób prawi Rys. 50 a. Rys. 50 b. dłowy, przedstawiony na wykresie (rys. 50a, b) prostą równoległą do poprzedniej. Ten wzrost absorpcji biorący początek przy określonej czę stości tłumaczymy pochłanianiem energii zużytej na wzbudzenie nowej serii emisyjnej. W przedziale ciągłości zmian absorpcji współczynnik absorpcji rze czywistej jest proporcjonalny do X3 i do Z3 (Z liczba atomowa pier wiastka pochłaniającego). Prawo absorpcji ma postać

c/p = BZ X\ 

gdzie B jest to stała, której wartość wzrasta nagle przy przejściu przez jeden z poziomów w kierunku zmniejszającej się długości fali X. Tę z m i a n ę n az ywa m y skokiem absorpcji. Współczynnik rozproszenia a/p zmienia się nieznacznie w zależności od Z i od X. Ponadto a jest znacznie mniejsze od %, jeżeli X i Z nie są zbyt małe. Ta okoliczność umożliwia wyznaczenie t/p w określonym p r z e d z i a I e war t o ś c i X d r o g ą b a d a n i a a b s o r p c j i c a ł k o w i t ej [J./p o r a z n a podstawie wzoru u./p = C X 3 + Prosta przedstawiająca zależność ij./p od X przecina oś rzędnych w punkcie, którego rzędna równa się K, tj. aip, n a t o m i a s t n a c h y I e n i e p r o s t e j daj e s t a ł ą C. W P r z Y p a d kur ć ż nych cial pochłaniających otrzymujemy szereg prostych, których rzędne początkowe AT są w przybliżeniu jednakowe, nachylenie zaś wzrasta szybko wraz z Z. Kładąc C=BZ/o otrzym ujemy wartość B. Jeżeli t/p jest to współczynnik absorpcji pasma K, mamy w przybliżeniu t/p = O, OOG Z3X3 (X wyrażone w angstrómach). Istnieje również wzór służący do obliczania współczynnika absorpcji na gramoatom t/ł/p lub na jeden atom xA/Np (A ciężar atomowy, N liczba Avogadro). Według liragga Pierce’a T/P = aZ X3,

• A/Np = a’Z* X3.

Wzór ten jest zgodny z wzorem s t o s u n e k A/Z j e s t w p r z y b I i ż e n i u na Up, podanym poprzednio, ponieważ stały. P o d a j e m y jak o p r z y kła d w y r a ż e n i a n a u./p p a s m a K w g I i n i e m i e dzi (X w./!)>». Glin Miedź p./p 1 4, 4 X3 + a/p, It/p = 1 5 O, O X3 + a/p, g d z i e a/p j e s t z b I i ż o n e d o O, 2 w p r z y p a d k u n a j c z ę Ś c i e już y w a n y c h d ł u g ości fal i. Zg od n i e z teo rią roz p rosze n i a podaną p rzez CompIona (9 3 O ) ta wartość o/p stosowałaby się dokładnie do promieni, których X = 1 A, natomiast w przypadku X o = 0, 1.1 mielibyśmy a/p = 0, 1 3, w przypadku X = O, O 1 A, a/p = O, 05. Widzimy, że rozproszenie jest znikomo małe wobec absorpcji, jeżeli X = I A; stosunek odwrotny zachodzi, gdy X = O, 01 A. W przypadku glinu promienie, których X = 0, 1/1, są już stosunkowo bardzo silnie roz praszane, w miedzi stosunek rozpraszania do absorpcji jest jeszcze mały. Wyznaczanie nieciągłości absorpcji znajduje zastosowanie w analizie chemicznej, podobnie jak spektrografia promieni X. Metoda ta została Użyta dla sprawdzenia mas atomowych niektórych pierwiastków w przy padkach, gdy istniały wątpliwości co do wzoru chemicznego badanych związków (beryl, ind). 9 29. Prawo fotoelektryczne Einsteina. Widma korpuskularne. Przejście od światła do promieni A. Poziomy. Einstein podał prawo kwantowe rządzące wymianą energii między promieniowaniem elektromagnetycznym promieniowaniem korpusku larnym. W tych zjawiskach traktujemy promieniowanie elektromagne tyczne nie jako fale, lecz jako rozchodzące się w przestrzeni z pręd kością światła porcje energii, które otrzymały nazwę kwantów energii lub totonów. Promieniowaniu o częstości v odpowiada foton, którego eQergia wynosi hi, pęd zaś hi/c, gdzie h jest to stała powszechna zwana stałą Plancka. Jeżeli elektron należący do wiązki katodowej i posiadający energię /\ & e V (e ł a d u n e k, V P o t e n c ja ł e m i s y j n y) z o s t aj e z a h a m o wa n y w s u b stancji antykatody, wówczas powstaje kwant promieniowania hv. Zgod nie z prawem Einsteina kwant kv równa się co najwyżej U’, mamy zatem hi eV. Znak równości stosuje się do granicznej częstości widma cią g ł e g o: o d p o w i a d aj ą c a I e j c z ę s t o ś c i d ł u g ość f a I i rów n a s i ę \ = h c/e V. ’) Niektórzy badacze podają wartość wykładnika a w za różną od 3. P r z y j m uj ą c h = 6, 55. 1 0 27 C. G. S., c = 4. 77. 1 O “ 1 o j.es., c = 3.1 O 1 o cm/sek z n a j d u j e m y, w y r a ż aj ą c V w wo I t a c h, X w a n g s t r o m a c h v = 2, 4 3. 1 O “ V, x = 1 2340/7. To samo prawo stosuje się również do świetlnego widma prążko wego dawanego przez atomy doznające zderzeń z elektronami, których energia równa się eV. Tak np. w parze rtęci emisja ’prążka 2537 A zaczyna się od F = 4, 9 woltów, chociaż atomy nie są jeszcze I.jonizo wane; prążek 1849 A pojawia się, gdy V przekracza 6, 7 woltów, wre szcie gdy V jest większe od 10, 4 woltów, następuje jonizacja atomów o r a z e m i s j a w s z y s t k i c h prą ż k ć w t e j s a m e j s e r i i. M a m y z a t e m potencjały rezonansowe (promieniowanie bez jonizacji) oraz potencjał jonizacyjny 10, 4 woltów; wszystkie te potencjały są związane prawem Einsteina z odpowiadającymi im częstościami promieniowania. Rys. 51. Elektrony wychodzące z włókna I“’ i otrzymujące przyśpieszenie pomiędzy tym włóknem i siatką A przeni kają do przestrzeni zawartej pomiędzy siatką i elektro d ą li; P o I e p r z e c i w n e g o z n a k u p o m i ę d z Y A i B n i e d o puszcza elektronów do B; natomiast jony dodatnie po wstające w gazie, gdy potencjał jonizacyjny został prze kroczo ny, osiągają Bi powod uj ą wz rost p rąd u. Powięk szenie prądu następuje również po osiągnięciu potencjału rezonansowego, co wynika stąd, że promieniowanie wy tworzone w gazie wyzwala z płytki B fotoelektrony. Prawo Einsteina stanowi podstawę metod używanych często do wy znaczania rezonansowych i jonizacyjnych potencjałów gazów i par.

W jednej z tych metod elektrony przyśpieszane za pomocą stosownego 

napięcia wytwarzają w gazie prąd, którego natężenie mierzymy w za leżności od różnicy potencjału (rys. 51). Otrzym ujemy krzywe wyka zujące nagły wzrost prądu w punktach odpowiadających pewnej kry tycznej wartości potencjału: jest to wartość potencjału jonizacyjnego. Atom lub drobina mogą posiadać kilka potencjałów jonizacyjnych od powiadających utracie jednego lub kilku elektronów; jonizacji drobiny może towarzyszyć dysocjacja. Prawo Einsteina stosuje się również mieniowanie emisji elektronów z materii. w atomie, z którego wybiega fotoelektron ni a się na energię wewnętrzną w atomu elektronu według wzoru do spowodowanej przez pro Gdy foton ulega pochłonięciu (9 24), energia fotonu zamie oraz energię kinetyczną ir, liy = w + wi, gdzie w = mc 2 p21 ([3 s t o s u n e k prę d koś c i e I e k t r o n u d o prę d koś c i ś w i a tł a, m m a s a s p o c z y n k o w a, e ł a d u n e k e I e k t r o n u). W Y r a z Wi n a z y wam y n i e k i e d y pracą oderwania elektronu; obserwowane wartości w, tworzą zbiór nieciągły, odpowiadający roznym poziomom energetycznym elektronu w atomie. Zgodnie z teorią Bohra, poziomy są związane z określonymi stanami elektronu, np. z orbitami, po których elektron krąży dookoła jądra ato mowego (9 34). W przypadku fotoclcktronów malej prędkości wychodzących z me tali, np. z cynku, pod działaniem światła, wzór Einsteina został spraw dzony przez MUli Lana, który mierzył w zależności od v potencjał V, potrzebny do tego, aby elektrony nie mogły opuścić metalu. W dzie dzinie wielkich częstości sprawdzenie wzoru wymaga obliczenia energii kinetycznej fotoelektronów na podstawie ich odchylenia w polu magne t y c z n y m; róż n i c a kvw o d P o w i a d a j e d n e m u z p o z i o m ć wat o m o w y c h. Ta sama metoda pozwala wyznaczyć częstość v, jeżeli wartości energii poziomów są znane. Promieniowanie danej długości fali może spowodować emisję elek tronów pochodzących — I. różnych poziomów, a zatem uzyskujących różne prędkości. W polu magnetycznym powstaje wówczas widmo korpusku larne. Rys. 52 przedstawia schemat aparatury służącej do badania tych widm (.1z de IIroglie). Na tabl. V widzimy tory fotoelektronów uwidocznione za po mocą metody Wilsona (9 11). Dziedzina pośrednia między światłem i promieniowaniem X. Zmniejszając stopniowo potencjał przy śpieszający elektrony otrzymujemy, w na stępstwie zderzeń między tymi elektro nami i materią, promienie X, których czę stość zmniejsza się i zbliża się do częstości zwykłego światła. Trudność tych doświad czeń wynika stąd, że promienie należą ce do dziedziny pośredniej pomiędzy pro mieniami X i nadfiołkowymi są nadzwy czaj silnie pochłaniane przez materie; wszelkiego rodzaju, nawet przez gazy. Ta dziedzina pośrednia (od 10 A do 160 I) b Y ł a n a j p i e r w b a d a n a m e t o d ą j o n i z a c y j n ą (/-’. /I o I weck); d z i ę k i u ż Y c i u siatek dyfrakcyjnych ustawionych prawie stycznie do promieni zdołano z m i e r z y ć i c h d ł u g ość f a I i (I. Thibaud). ... III Rys. 52. R radiator, na który pa da wiązka wzbudzających promie ni.V; D-diafragma ograniczająca tory fotoelektronów; j’-klisza fo tograficzna, na którą padają, fotoe lektrony po opisaniu półkola o pro mieniu p w polu magnetycznym II, prostopadłym do płaszczyzny ry sunku; doświadczenie jest wyko nane w próżni. Prawo absorpcji promieni X stosuje się również do promieni pośred nich; współczynnik absorpcji w gazach lub w celuloidzie pozostaje pro p o r c j o n a I n y d o X 3 a ż d o X = 1 O O A (/-’. /I o Iweck). A b s o r p c j a p r z e c h o d z i p r z e z max i m u m w o k o I i c Y X =. 3 O O A (V = 4 O wo I t ów) i n a s t ę P n i e z m n i ej sza się szybko, gdy X wzrasta w dalszym ciągu. Zarazem zmienia się charakter absorpcji: nie jest to już własność atomowa, lecz cecha se lektywna zależna od budowy drobinowej. Okolica maximum absorpcji może być zatem uważana za granicę oddzielającą promienie X od zwy kłego światła. W przedziale wielkich częstości po promieniach X następują promie nie Y radiopiei wiastków, luk, a między tymi dwiema dziedzinami została również wypełniona; tycznego od światła całość. Częstości prążków poziomy. Istnieje godna logia między seriami prążków promieniowania X seriami Najdawniej znana z tych ostatnich jest to seria wodoru Bal mera, k t ć rej c z ę s t o ś c i w y r a ż aj ą s i ę w z o r e m całe do zatem widmo promieniowania elektromagne promieni f może być traktowane jako jedna uwagi ana optycznymi. zwana serią v = v o (1/4 gdzie V o jest to omawiana poprzednio (9 28) częstość podstawowa, n jedna z liczb naturalnych 3, 4, 5 itd. Do innych seryj stosują się wzory podobne, nieco bardziej skomplikowane, mające postać następującą v = V o [I/(n + ar I/(.ra’ + a’r] (Rydberg), gdzie n i nI są to liczby całkowite, a i a’ stałe mające różne wartości w przypadku różnych seryj. Każda seria charakteryzuje się określoną wartością n; n’ zaś przybiera wartości kolejnych liczb całkowitych. Częstość każdego prążka jest zatem równa różnicy dwóch wyrazów zwanych wyrazami seryj. Jeżeli zamiast v I V o napiszemy proporcjo nalne do nich wielkości 1/X i 1/X o, wówczas 1/X o jest to stała Rydberga, R = 109675 cm-I. Ponieważ mamy XV o = c = 3.10’ o cm/sek, przeto V o = 3, 29. 10 15 sek’“ I W podobny sposób częstości prąż ków emisyjnych promieni X mo żemy wyrazić jako różnice często ści poziomów, odgrywających rolę analogiczną do wyrazów seryj w op tyce. Każdej z tych częstości odpo wiada energia poziomu, wyrażana za zwyczaj w elektronowoltach, zgod n i e z w z o r e m E i n s t e i n a A v = e V. G80 o Rys. 53. Na rys. 53’) są przedstawione znane obecnie poziomy różnych pier wiastków w zależności od liczby a t o m o w e j Z, z g r u p o w a n e w k o I e j ności malejącej energii. Są to: jeden poziom K, 3 poziomy L (Li, Lu, Lm), 5 p o z i o m ć w M (MI, Mn i t d. ), 7 P 0 ziomów iV, 5 poziomów O i 3 po ziomy P. Na wykresie Moseleya mamy szereg krzywych, których od 5 1C U 20 25 9J S5 40“ 50 55 60 65 7$ 15 80 83 C3 ’) Według Bohra i Costera. cięte są to liczby atomowe, rzędne zaś — liczby proporcjonalne do j/v; krzywe te przebiegają prawie prostolinijnie na dosyć znacznej długości zmieniają kierunek w okolicy małych wartości Z. Wykres powyższy daje zupełną znajomość widma emisyjnego. W isto cie każdy prążek powstaje wskutek przejścia elektronu z pewnego po ziomu początkowego na poziom końcowy. Do serii K należą wszystkie prążki, których poziom końcowy jest to poziom K, poziomy zaś począt kowe należą do pozostałych typów; podobnie serie Lx, L 2, Ls mają koń cowe poziomy tej samej nazwy, oraz poziomy początkowe należące do typów następnych. W seriach optycznych elektron przechodzi na jakiś poziom końcowy, którego energia jest mała, natomiast warunkiem pow stawania promieni A’ jest wzbudzenie poziomu wielkiej energii, miano wicie tym większej, im większa jest częstość prążka, który chcemy otrzy mać. Jak widać na wykresie, pierwiastki z małym Z posiadają tylko poziomy małej energii, te pierwiastki mogą zatem dawać tylko serie optyczne oraz «miekkie» promienie X W miarę jak wzrasta liczba ato mowa, wzrasta również energia poziomów każdego typu, wskutek czego s t aj e s i ę m o ż I i w e o t r z y m y w a n i e c o r a z t war d s z y c h p r o m i e n i A’. 9 30. Teoria rozproszenia według Comptona. Podobnie jak w optyce, dyfrakcja, załamanie, odbicie polaryzacja są to różne postaci oddziaływania materii na promienie X, których czę stość nie ulega przy tym zmianie. A. II. Compton wykazał, że oprócz tego oddziaływania znajdującego wyjaśnienie w teorii elektromagnetycznej, istnieje również rozproszenie, któremu towarzyszy zmiana częstości. Doświadczenie polega na tym, że spośród promieni X ugiętych przez kryształ wydzielamy wiązkę mo nochromatyczną i na jej drodze ustawiamy radiator o małym ciężarze atomowym, np. płytkę z grafitu lub parafiny; pro mienie rozproszone przez ten radiator w kierunku tworzącym kąt 6 z wiązka pierwotną są z kolei ana lizowane za pomocą spektrografu z obracającym się kryształem:’widmo (rys. 54) składa się z prążka posiadającego pierwotną długość fali Xo oraz z prąż ka, przesuniętego, którego długość fali ). wyraża się wzorem: >= Xo + 0, 0483 s i n 2 0/2 (X w j e d n o s t k a c h AJ. W c e I u w Y jaś n i e n i a t e g o z j a w i s k a Co m p to n w y s u nął teorię opartą na koncepcji fotonów, mianowicie z.ałożył, że mogą istnieć zderzenia pomiędzy foto nami swobodnymi (tj. słabo związanymi) elektronami. W takim zde rzeniu elektron zdobywa pewną prędkość, natomiast foton ulega odchy leniu; zarazem zmniejsza się jego częstość. Niech będzie V o częstość pierwotna, 6 ts kąty jakie kierunek odchylenia fotonu oraz ciek I! I s tronu tworzą z kierunkiem pierwotnego fotonu, v lj częstość fotonu od chylonego (rys. 55a). Przed zderzeniem elektron pozostawał w spo czynku i posiadał masę III“, po zderzeniu zaś jego prędkość jest równa v = [ 3 c, m a s a m = m /]/1p \ p ę d m v = l w o ( 3 c l j l I P 2 e n e r g i a W = m o c 2 [IIfil p2 1]. Zastosowanie zasady zachowania energii pędu prowa dzi do następujących równań Av o AVe + l«oc 2 (1/j/TATp i) l t V ol c = Itw, c O s 81 c + woP c c O S cp l j l I p2 ć> = hvą s i n Olc woP c s i n <pl j l I p2 Rys. 55 a częstości VIi’ zmienionej prę d koś c i v o r a z kąt a <p, stąd otrzymujemy długości fali XQ, energii jako funkcyj V o 6. wartości zmienionej e I e k t r o n u W, j e g o ve vJI1 + 2 X sin 2 (0/2)]; W/h V o = 2a/l + 2a + (1 + a r t g 2 <pl tg cp = c o t g (0/2)/(1 + a); XII = Xo + 2a Xo s i n 2 012, gdzie a liv)m o c 2 h/m oC lo. Ponieważ kąt O może zmienlac się w granicach od O do z, przeto kąt c P z m i e n i a s i ę o d “’/2 d o O; k i e r u n e k prę d koś c i e I e k t r o n u t w o r z y zawsze ostry kąt z pierwotnym kierunkiem fotonu. Ułamek energii po branej przez elektron jest mały, jeżeli a (a zatem i v o ) jest małe; w tym przypadku rozproszenie zmienia tylko nieznacznie długość fali. Gdy V o rośnie, a wzrasta równici, zmiana długości fali jest jednak zawsze równa zeru w przypadku O = O, tj. gdy foton nie zmienia kierunku wskutek zderzenia. Zmiana długości fali wzrasta wraz z O i osiąga naj większą wartość 2aX o w przypadku, gdy 0=7:, tj. gdy foton jest od chylony w kierunku wstecznym, elektron zaś zdobywa prędkość w pier wo t n y m k i e r u n k u f o t o n u. T a n a j w i ę k s z a war t ość rów n a s i ę 2 klm C = = 0, 0483.4 (w jednostkach I; II = 6, 55.10“27, mo = 9, 04.10-» c = 3.10 10 ), energia elektronu 1 Kjest wówczas również największa; jest d a n a jak o W /kv o = 2 a l I + 2 a; t e n u ł a m e k w z r a s t a w r a z z a i dąż Y do 1. Przemiana energii fotonu w energię kinetyczną nie jest zatem nigdy zupełna, lecz jest tym bardziej wydatna, im częstość pierwotna jest większa: nawet w przypadku wielkiego v“ tylko niektóre zderze nia są bardzo skuteczne, natomiast IKjest zawsze małe w zderzeniach charakteryzujących się parametrami zbliżonymi do O = O, cp=z/2. Parametr a jest równy jedności dla Xo = 0, 6242 1; długość fali tego rzędu wielkości posiadają promienie Y (energia 511 ekw.). Rys. 55 6 przed stawia podział energii między fotonem odchylonym i elektronem w przy p a d k u a = 1, w z a I e ż n o ś c i o d kąt ć w O i cp. Rozkład przestrzenny fotonów stosuje się do prawa o charakterze statycznym. Niechaj względna liczba fotonów, odchylonych wskutek zderzeń z elektronami zawartymi w pewnym elemencie objętości o kąt zawarty w przedziale O, O + <lO, wynosi 1 (a, 6)rf6. Jeżeli q = JIAv jest to energia przechodząca w jednostce czasu przez przekrój wiązki pierwot T. nej, energia fotonów rozproszonych wynosi q“ = nhji“ f (a 6) dO. Zna jomość funkcji 1“(a, O) pozwala obliczyć współczynnik rozproszenia, równy w s pół c z y n n i k o w i — »“ Th o m s o n a w g r a n i c z n y m p r z y p a d k u a = o. O g ć I n i e b i o r ą c a s kła d a s i o z d w ć c h w y r a z ów 9, i a,,, z k t ć r y c h P i e r w s z y w y raża stratę energii wskutek emisji rozproszonych fotonów, drugi stratę e n e r g i i w s k u t e k e m i s j i e I e k t r o n ć w w z d e r z e n i a c h. Wed ł u g Comptona mamy “ 1 <, “ = 1 1 ( 1 + 2»), o, I O “ I + aI<1 + 2 a) » ob< «/(! + 2 « ) 2 Widzimy, że r> zmniejsza się, gdy a wzrasta, tj. gdy X maleje; jest to zgodne z doświadczeniem ’). Współczynnik a odniesiony do jednego elektronu i odpowiadający danej wartości X byłby niezależny od natury ciała rozpraszającego, gdyby wszystkie elektrony zawarte w rozpra szających atomach mogły być uważane za swobodne. Ten warunek jest w przybliżeniu spełniony w przypadku ato mów pierwiastków lekkich oraz promieni Y I““ promie ni X umiarkowanej twardości. Natomiast w atomach cięż kich, zawierających elektrony silnie związane, efekt rozpro szenia obliczony na jeden elektron może być uważany za stały tylko w przypadku fotonów bardzo wielkiej ener g i i ( P r o m i e n i e Y) Teoria Comptona pozwala obliczyć rozkład rozproszo nego promieniowania dookoła cienkiej wiązki, pierwotnej przechodzącej przez ekran rozprasza ący: W miarę jak « rośnie, rozkład staje się coraz bardziej 1\ TMl\c MV ta dysymetria stanowi charakterystyczną cechę promieni y (8 Klein i Nishina zastosowali metody mechaniki kwantowej do obliczenia współ czynnika rozproszenia a = a, + 8«. Wzory otrzymane przez tych autorów Rys. 55b. Promień kola wyobraża energio fotonu padającego. Długości strzałek oznaczają energią fotonu odchylonego i związanego z nim elektro nu Comptona w przypadku a 1. Suma długości strzałek jest, równa promieniowi koła. “ ’) Współczynnik <, jest również malejąc, funkcją a. jego największa wartość wy nosi =“, podobnie jak współczynnika 3. Współczynnik a“ równy O, gdy « = O, przechodź, prze* maximum dla a = 0, 5 i dąży nastqpnie do O rartm z a, I <tt, gdy a rośnie w dal B z y i n c i ąg u. . Curic-Sklodowska. Promieniotwórczość. 6 82 s ą b a r d z i e j s k o m p I i k o w a n e o d w z o rów Co m pto na i d aj ą I e p s z ą z g o d n ość z doświadczeniem, zwłaszcza w przypadku promieni Y (9 89). Za pomocą metody Wilsona zdołano zaobserwować tory elektronów posiadających prędkość nabytą w zderzeniu z fotonem. Wiązka mono chromatycznych promieni pierwotnych, których długość fali X jest znana, przenika do komory rozprężeń. W chwili następującej po rozprężeniu pojawiają się wzdłuż wiązki krótkie tory, niewątpliwie należące do sto sunkowo powolnych elektronów wyrzucanych w zderzeniach. Na pod stawie długości zasięgów można obliczyć energię tych elektronów, oraz wyznaczyć kąt, jaki ich prędkość początkowa tworzy z wiązką pierwotną (tabl. IV, fig. 1). Zaobserwowano również prędkie elektrony wyrzucone w zjawisku rozproszenia promieni Y (9 93). 9 31. Dawkowanie promieni X. Jednostka natężenia. Skuteczna długość fali. Dawkowanie promieni X posiada wielkie znaczenie ze względu na lecz nicze zastosowanie tych promieni. Trudność tego zagadnienia wynika z konieczności dokładnego porównywania pomiarów wykonanych w róż nych warunkach. Prąd wytworzony przez promienie X przenikające do komory jonizacyjnej jest zależny od stopnia zużytkowania w gazie foto e I e k t r o n ć w i e I e k t r o n ów Comptona, w y r z u c o n y c h d z i a ł a n i e m p r o m i e n i X zarówno z atomów gazu, jak i ze ścianek. Jonizacja jest zatem sumą d w ć c h s kła d n i k ów, k t ć r e m o ż n a b y n a z wać efektem gazu o r a z efektem ścianek; stosunek tych składników jest zależny od kształtu komory i od ciśnienia znajdującego się w niej gazu. Na Kongresie Radiologii w Sztokholmie w r. 1928 ustalono dla pomia r ć w p r o m i e n i X m i ę d z y n a r o d o w ą j e d n o s t k ę, c z Y I i rentgen, k t ć r ą o z n a czono literą r: «jest to ilość promieni X wytwarzająca w 1 cm 3 powie trza w temperaturze 0° i pod ciśnieniem 76 cm słupa rtęci przewodnictwo, k t ć r e d aj e w p o m i a r a c h prą d u n a s y c e n i a j e d n ą j e d n o s t k ę e I e k t r o s t a tyczną ładunku, jeżeli elektrony wtórne są całkowicie zużytkowane i je żeli efekt ścianek komory jest usunięty». Oprócz natężenia jest na ogół rzeczą konieczną scharakteryzować przynajmniej w przybliżeniu rodzaj niejednorodnego promieniowania, do starczonego przez aparat przefiltrowanego przez stosowne ekrany. Metoda badania absorpcji pozwala określić tzw. s k u t e c z n ą d ł u g ość f a I i: jest to długość fali X promieniowania jednorodnego, które w pew nych dowolnie wybranych warunkach byłoby pochłaniane w tym sa mym stopniu co badana niejednorodna wiązka. Wobec tego, że zjawiska absorpcji są skomplikowane, skuteczna długość fali nie posiada fizycz nego znaczenia dającego się zdefiniować w sposób prosty. Toteż na leży posługiwać się oględnie tą wielkością, w celu uniknięcia błędnej interpretacji obserwowanych faktów. R OZ D l. I A L V I ZWIĄZEK MIKOZY ELEKTRONAMI ELEKTROMAGNETYCZNA. PROMIENIOWANIEM. TEORIA TEORIA KWANTÓW 9 32. Elektron i promieniowanie. Badanie promieni katodowych i promieni X odsłoniło głęboki związek istniejący między tymi zjawiskami: energia kinetyczna elektronów zaha mowanych na antykatodzie zamienia się częściowo na elektromagnetyczną energię emitowanych promieni X. Istota światła i promieni X jest iden tyczna, światło powstaje również kosztem energii kinetycznej elektronów rozmieszczonych w materii. Można przeto założyć istnienie bezpośred niego związku między emisją promieniowania i zmianą prędkości elek tronu, czyli jego przyśpieszeniem. W próbach wyjaśnienia tego zja wiska napotkano bardzo duże trudności, które doprowadziły do po wstania teorii kwantów. Elektromagnetyczna teoria światła formułuje w następujący sposób zagadnienie emisji i absorpcji promieniowania przez elektrony. Absorp cja polega na tym, że energia padającego promieniowania przechodzi w energię ruchu elektronów umieszczonych w elektrycznym polu fali; emisJa wynika stąd, że elektron wytwarza zmienne pole elektromagne tyczne, zależne od jego przyśpieszenia i rozchodzące się w przestrzeni jako fala. Lorentz pokazał, że teoria elektromagnetyczna pozwala obli czyć, w przypadku ciała czarnego, rozkład gęstości U wysyłanego pro mieniowania, tj. energii zawartej w jednostce objętości w zależności od długości fali oraz od temperatury. Okazuje się, że U jest odwrotnie proporcjonalne do X, skąd wynikałoby, że gęstość energii dąży do nie skończoności, gdy X dąży do zera. Natomiast z dokładnych pomiarów wynika, że Udk == fQ.)d\, gdzie /’(X) jest to funkcja dążąca do zera w przypadku X bardzo małego lub bardzo wielkiego i przechodząca przez maximum odpowiadające wartości X odwrotnie proporcjonalnej do tem peratury absolutnej. W celu uzasadnienia tego wzoru doświadczalnego Planek założył, że rezonator zawarty w materii może wysyłać promie niowanie tylko w sposób nieciągły: mianowicie emituje określone porcje, czyli kwanty, energii równe hv, gdzie v jest to częstość rezonatora, h stała powszechna zwana stalą Planeka. W ten sposób nauka zyskała nową 84 stałą podstawową, której wartość obecnie przyjęta wynosi 6, 55.1027 ergXsek. H i P o t e z a Plancka o p i e r a s i ę n a n i e z g o d n o ś c i m i ę d z Y t e o r i ą k I a s y c z n ą, która zna tylko pole elektromagnetyczne ciągłe w czasie, dziedziną faktów doświadczalnych, których interpretacja wymaga koncepcji kwan tów wyrażającej ideę nieciągłości. Ta niezgodność nie jest odosobniona. Spotykamy ją również w innych okolicznościach. Weźmy np. pod uwagę promienie katodowe, które pa dając na antykatodę wytwarzają promieniowanie X. To promieniowanie z kolei wyzwala cząstki naładowane ujemnie posiadające energię i pęd tego samego rzędu wielkości, co elektrony pierwotne. Zgodnie z teorią klasyczną zahamowaniu elektronu odpowiada zaburzenie elektromagne tyczne o charakterze bardzo krótkotrwałego promieniowania, czyli tzw. pulsacja rozchodząca się w postaci fali z punktu, w którym elektron został zahamowany. Energia elektronu zostaje przekazana cienkiej błonce promieniowania; elektron ogarnięty tą błonką może otrzymać tylko nie zmiernie drobną część całkowitej energii. Doświadczenie zaś wykazuje wprost przeciwnie, że energia może być przekazana całkowicie, że wszystko dzieje się tak, jak gdyby elektron pierwotny oddawał swą ener gię elektronowi wtórnemu za pośrednictwem pewnego toru prostolinio wego. Ten sposób udzielania energii skłania do przypisywania promie niowaniu budowy nieciągłej, mianowicie do założenia, że w indywidual nym akcie emisji mamy do czynienia z określonym kwantem energii. ’Ldrugiej strony zjawiska dyfrakcji i interferencji mogą być wytłuma czone tylko jako objawy promieniowania wypełniającego przestrzeń w sposób ciągły. Liczne wysiłki zmierzające do ujęcia teorii klasycznej teorii kwantów z jednolitego, syntetycznego punktu widzenia dopro wadziły do powstania mechaniki falowej. W następnej części tego rozdziału będzie mowa o niektórych zasad niczych sprawach dotyczących tego zagadnienia. Przypominamy, że mie liśmy już do czynienia z kwantami w ustępach poświęconych prawu Einsteina i teorii Comptona (9 29 i 30). 9 33. Bezwładność, masa i energia elektronu. Elektromagnetyczna teoria promieniowania. l. I. Th o m s o n p o k a z a ł, ż e i s t n i e n i e m a s y e I e k t r o n u j e s t b e z p o ś r e d n i ą konsekwencją istnienia jego ładunku. W istocie razem z ruchem elek tronu zjawia się w otaczającej go przestrzeni pole elektromagnetyczne, a zatem energia, którą można by nazwać energią ruchu, ponieważ jest zupełnie niezależna od energii pola elektromagnetycznego, otaczającego elektron w spoczynku. Obliczymy tę dodatkową energię w najprost szym przypadku, mianowicie w założeniu, że prędkość o jest stała mała wobec prędkości światła. Rozkład pola dookoła elektronu znajdującego się w O jest wówczas taki sani, jak w stanic spoczynku: wektor elektryczny h w punkcie M (rys. 56) ma kierunek wektora OM = I

n a tęż e n i e h = elkor (ko o z n a c z a s t a ł ą d i e I e k t r y c z n ą p róż n i ). Wek t o r 

magnetyczny H’= ev sin 011-\ gdzie 6 jest to kąt MOv. Gęstość energii magnetycznej równa się U’ o lr18JZ (u. o jest to zdolność magnetyczna próżni), w e I e m e n c i e o b jęt o ś c i Iws i n Od rdO m a m y p r z e t o energią u.Jtl2 sin 6rf/ ’ Ć/8/4 = u.oeV sin 03drde/4/-\ całkowita zaś energia W wynosi I V = u. 014. e\l J * s i n 3 6 d 6 J II A I = U. o e V I 3 f I jako dolną granicę całkowania względem vobieramy Rys. 56. promień a elektronu i zakładamy, że elektron jest kulisty, jego nabój zaś jest rozłożony równomiernie na powierzchni k u I i. W i d z i m y z a t e m, ż e e n e r g i i W m o ż e m y n a d a ć p o s t a ć m J >212, g d z i e “>0 = 2 u. o e 2 I 3 a. Stąd wynika wniosek, że jeżeli prędkość v jest mała, elektronowi mo żemy przypisać masę niezależną od prędkości. Jest to dolna granica m asy e I e k t r o m a g n e t y c z n ej, czyi i tzw. m a s a s p o c z y n k o w a. Powyższy wzór pozwala obliczyć promień elektronu, ponieważ masę m o z n a m y n a p o d s t a w i e d o ś w i a d c z a I n e g o o z n a c z e n i a elm i e (9 1 5). Kła d ą c IM“ = 9, 04.1 02S g, e = 1, 6.1020 I.e/w, znajdujemy O = 1, 9.10-“ cm. Rachunek przestaje być poprawny, jeżeli elektron porusza się ruchem jednostajnym z prędkością, która nie może być zaniedbana wobec pręd kości światła; w tym przypadku należy wziąć pod uwagę okoliczność, że natężenia h i II zmieniaj;!.się w danym punkcie wskutek ruchu elek t r o n u ż e z g o d n i e z rów n a n i a m i Maxwella z m i a n y j e d n e g o z t Y c h P ć I są związane ze zmianami drugiego; rachunek staje się wówczas bardziej s k o m p I i k o w a n y. Lorentz w p r o wad z i ł P oj ę c i e p o t e n c j a łów o p ć ź n i o n y c h (potencjał skalarny i potencjał wektorowy), służących do oblicza nia wartości h i II; potencjały te, traktowane jako funkcje czasu I oraz w s pół r z ę d n y c h x y z, g d z i e o ś x — ć \ \ j e s t z g o d n a z k i e r u n k i e m prę d koś c i elektronu, czynią zadość równaniom różniczkowym o pochodnych cząst kowych. Stosując przekształcenie zmiennych zwane przekształceniem Lorentza oć = vt)/yT=Ji; y’=y; z’= Z; H = (/;x%\c)\yi/\%\ gdzie fi jest to stosunek prędkości elektronu v do prędkości światła c, znajdujemy, że w układzie zmiennych x’y'z’t', gdzie I’ jest to tzw. włas ny czas u kład u, pole elektromagnetyczne przybiera wartości od powiadające stanowi spoczynku elektronu. Jeżeli wartościom h i II w pierwszym układzie podporządkujemy w drugim układzie wartości h’ U’, z d e f i n i o w a n e n a m o c y rów n a ń Ma.rwel/a, o t r z y m a m y, że 1/’= O, oraz że h’ jest to pole promieniste z niezmiennym w czasie natężeniem <’! /> ar. N a p o d s t a w i e w z o rów p r z e k s z t a ł c e n i a d aj ą c y c h h i „j a k o f u n kc j e h’ 'i IV otrzymamy wartości natężeń pola w pierwszym układzie. Pole h jest promieniste, pole II w punkcie.11 jest prostopadłe do p ł a s z c z y z n y MOv\ n a tęż e n i a o d p o w i a d aj ą c e z n a c z n y m war t o ś c i o m v o b I i czamy mnożąc wartości charakteryzujące małą prędkość elektronu przez współczynnik I“/S, 01= (1 8 2 )/(1 p2 sin 2 oy/*. To mnożenie zmniejsza natężenia pól w okolicy charakteryzowanej małymi wartościami sin 6 i wzmacnia pola tam, gdzie sin O jest zbliżony do jedności; widzimy zatem, że pole zagęszcza się w pobliżu płaszczyzny prostopadłej w O do kierunku elektronu (płaszczyzny równikowej). Zgęszczenie to jest tym większe, im prędkość jest większa. Prędkość elektronu nie może być równa prędkości światła, gdyby bowiem 8 = 1, pola w płaszczyźnie równikowej stałyby się nieskończenie wielkie. Jeżeli założymy, że w ukła dzie x’ y’ z’ t’ elektron ma kształt kulisty i ładunek rozmieszczony rów n o m i e r n i e n a p o w i e r z c h n i, t o w u kła d z i e x yzt e I e k t r o n m a k s z t a łt spłaszczonej elipsoidy, której oś równoległa do kierunku ruchu jest mniejsza od osi poprzecznych w stosunku jll S2: 1. To odkształcenie n a z y wam y s k r ć c e n i e m r e I a t y w i s t Y c z n y m L o ren tza. Przekształcenie zmiennych, pozwalające przejść od układu x’y'z’/' d o u kła d u xy zt I u b o d w r o t n i e, s t a n o w i P o d s t a w ę t e o r i i w z g I ę d n o ś c i Einsteina, z g o d n i e z k t ć r ą c z a s b e z w z g I ę d n y n i e i s t n i e je; natomiast układom poruszającym się jeden względom drugiego z pręd kością względną e należy przypisać czasy włas n e 1 i I’. Między cza sami własnymi obu układów istnieje zależność wyrażona wzorami prze k s z t a ł c e n i a L o ren tza. T y I k o c 1 a s w ł a s n y j e s t w i e I koś c i ą o b s e r w o w a n a w doświadczeniu; jeżeli wielkości fizyczne wyrażamy za pomocą w s pół r z ę d n y c h XI y’ z’ i z a p o m o c ą c z a s u w ł a s n e g o, p o w i n n i ś m y o t r z y mać między tymi wielkościami związki w postaci równań niezależnych od układu odniesienia. Jest to podstawowy postulat t/w. ograniczonej teorii względnościl), W późniejszych pracach Einstein wykazał, że la teoria stosuje się tylko do przestrzeni, w której pole grawitacyjne jest słabe; natomiast w przypadku silnego pola grawitacyjnego należy stosować u o g ć I n i o n ą teorię względności, zgodnie z którą istnieje związek między polem grawitacji i torami promieni świetlnych. W tym wykładzie będziemy się zajmowali tylko wynikami ograniczonej teorii względności. Ograniczona teoria względności zmusza do uczynienia zmian w dy n a m i c e. P. Lang eu i n w y k a z a ł, ż e m o ż n a z b u d o wać róż n e s y s t e m y d y n a ’) Przypominamy, że przyjęcie tej teorii stało się konieczne wskutek niepowodzenia prób wykrycia ruchu bezwzględnego, np. słynnego doświadczenia MicheIsona i Mor/eya. miki na podstawie tych czy innych założeń kinematycznych, związanych z zasadą zachowania energii. Kinematyka posługująca się pojęciem czasu bezwzględnego prowadzi do dynamiki Newtona (stałość masy, propor cjonalność energii kinetycznej do e 2 itp.). Kinematyka Lorentza-Einsteina prowadzi do innej dynamiki, zgodnie z którą masa jest proporcjo nalna do energii wewnętrznej. Jeżeli mo jest to masa spoczyn kowa, Eo energia wewnętrzna w stanie spoczynku, mamy E“ = m o c 2. W przypadku ciała poruszającego się z prędkością e = Pc, masa energia całkowita E, energia kinetyczna W i pęd (ilość ruchu) g wyra żają się wzorami m molj/lAF; E = E o 1 y i /\ 2 = moc* /1 P 2 5 W = E Eo = moc«(1 I f I /\ f 1) g = »w = m oC P I ] I I P 2. Dodajmy, że każdej zmianie energii AE odpowiada zmiana masy Am, k t ć r ą o b I i c z a m y n a p o d s t a w i e z a I e ż n o ś c i c 2 A w = Al.’. Ten wynik ma wielkie znaczenie w rozważaniach dotyczących we wnętrznej energii atomów (9 21). P o m i a r y e/m i prę d koś c i i> P r o m i e n i k a t o d o w y c h p r o m i e n i P w Y k a zały, że m a s a zm i e n i a się wraz z prędkością zgodnie z wzorem Einsteina m = mo/(/1 P». Na krzywej na rys. 57 jest przedstawiony stosunek mjm o jako funk* cja p. Wartości liczbowe tego stosunku są podane na tablicy IV Przy p I S o w. Jeż e I i P < O, 1, » i róż n i s i ę o d m o o m n i e j n i ż 0, 5%; m w z r a s t a wraz ze wzrostem p najpierw powoli, następ nie bardzo szybko i dąży do nieskończoności, m m, gdy p dąży do 1. Elektron poruszający się 7 z prędkością światła posiadałby masę nie skończenie wielką; prędkość c stanowi żalem n i e p r z e kra c z a I n ą i n i e o s i ąg a I n ą g r a n i c ę. Elektron poruszający się ze stałą pręd kością c wytwarza dookoła siebie pole elek tromagnetyczne, którego rozkład przestrzenny wyjaśniliśmy poprzednio: to pole ma charakter bruzdy posuwającej się w ślad za elektronem. Natężenia h i II w punkcie U są odwrotnie proporcjonalne do odległości tego punktu od p u n k t u, w k t ć r y m z n a j d o wał s i ę e I e k t r o n o 0, 1 02 0;3 Q4 Q5 op OJ Q9 1 w chwili powstania tych pól. Pole rozchodzi Rys. 57. się w postaci łali kulistej, której czoło ma powierzchnię proporcjonalną do r-\ natomiast energia każdego z pól, obliczona na jednostkę, objętości, jest odwrotnie proporcjonalna do I’. Weźmy pod uwagę dwie kule odpowiadające w tej samej chwili dwóm k o I e j n y m p o ł o ż e n i o m e I e k t r o n u O i O’, b a r d z o z b I i ż o n y m d o s i e b i e; obszar zawarty między nimi nazwiemy btonką (rys. 58). Energia umiej scowiona w błonce zmniejsza się odwrotnie proporcjonalnie do >2, gdy błonka oddala się od środka emisji; energia ta dąży zatem do zera ze wzrostem odległości; błonka nie unosi energii; innymi słowy w tym przypadku nie zachodzi promieniowanie energii. Zgodnie z teorią elektromagnetyczną promieniowanie może mieć miejsce tylko wtedy, gdy istnieje przyśpieszenie elektronu. Ruch, którego przyśpieszenie nie jest zbyt wielkie, może być trak towany jako ruch niby stateczny. Rozumiemy przez to, że pole elektryczne związane z daną chwilową prędkością oblicza się w ten sam sposób, co w przypadku prędkości stałej. Na to pole tworzące falę prędkości, nakłada się pole uwa runkowane przyśpieszeniem i rozchodzące się jako fala przyśpieszenia. Natężenie tego ostatniego pola jest o d w r o t n i e p r o p o r c j o n a I n e d o I., b ł o n k a o d d a I aj ąc a s i ę od źródła w nieskończoność unosi zatem skończoną ilość energii, mianowicie energię promienio wa n i a. Rys. 58. Rozkład przestrzenny fali przyśpieszenia w przy padku małej prędkości elektronu może być opisany w następujący sposób. Niech Ot będzie to kierunek przyśpieszenia ( r y s. 59). p o I e h j e s t z a war t e w p ł a s z c z y ź n i e MOt i w P u n k c i e M j e s t p r o s t o p a d ł e d o wek t o r a OM, p o I e H j e s t p r o s t o p a d ł e d o p ł a s z c z y z n y MOy skierowane w głąb tej płaszczyzny; oba pola są prostopadłe do siebie i d o wek t o r a OM, i c h n a tęż e n i a są h = u.oeY s i n (p/r, II = e-t s i n cp/tc. Oba pola znikają wzdłuż prostej mającej kierunek przyśpieszenia, tj. tam gdzie <p = O i osiągają największą wartość w płaszczyźnie pro stopadłej do YJ natężenie zmienia się w sposób ciągły między tymi granicami. Energia przenoszona przez błonkę w jednostce czasu, czyli energia wypromieniowana, równa się 2u. o e 2 Y 2 /3e. I Promieniowanie jest rozmieszczone w przestrzeni symetrycz nie względem Y Jeżeli zarówno prędkość v elektronu jak i przyśpieszenie Y są wielkie, wyniki te ulegają zmianie; rozkład promieniowa nia jest dysymetryczny; energia E błonki, podobnie jak za warta w niej ilość ruchu G, skupia się w części czołowej, po łożonej względem elektronu po tej stronie, w którą ruch się Rys. 59. odbywa; mamy przy tym G = $E/c. Koniecznym następstwem straty energii przez promieniowanie jest s t r a t a m a s y w i I o ś c i A m = A E/c 2. Na szczególną uwagę zasługują wnioski z teorii promieniowania w następujących przypadkach: 1°. Elektron wykonywający prostolinijne drganie harmoniczne lub obiegający periodycznie orbitę kołową albo eliptyczną jest źródłem promie niowania, którego okres jest równy okresowi ruchu (oscylator lub rezo nator); promieniowanie jest spolaryzowane, charakter polaryzacji może być obliczony teoretycznie. W ten sposób teoria objaśnia emisję świa tła, której źródłem są elektrony zawarte w materii. 2°. Elektron ulegający nagłemu zahamowaniu w materii wysyła błonkę promieniowania o grubości ex, gdzie t jest to czas trwania zderzenia. T o z a b u r z e n i e r o z ł o ż o n e n a s z e r e g Fouriera z w y r a z a m i w i e I k i e j c z ę stości stanowi matematyczny obraz emisji promieni V. Obecnie wiemy, że wnioski sformułowane w tej postaci muszą ulec zmianie. Decydującym argumentem jest z jednej strony konieczność wpro wadzenia do nauki o promieniowaniu pierwiastka nieciągłości, z drugiej strony zbyt wielka ilość energii, którą drgający elektron musiałby utra cić wskutek promieniowania. Zwróćmy wreszcie uwagę na efekt p o I a r y z a c j i przewidziany przez teorię elektromagnetyczną w przypadku promieni A’ rozpraszanych przez radiator. Ten efekt wynika stąd, że natężenie promieni i ich kierunek są zależne od kierunku ruchu elektronu rozpraszającego. Częściowa polaryzacja została zaobserwowana w przypadku radiatorów o małym i i i żarze atomowym, które rozpraszają promienie X nie zmieniając ich częstości w sposób dostrzegalny. 9 34. Zastosowanie teorii kwantów do nauki o promieniowaniu. Teoria Bohra. Teoria Bohra została zbudowana w celu znalezienia teoretycznej i n terpretacji wzorów liydberga stosujących się do widm prążkowych. Metoda obrana przez Bohra opiera się z jednej strony na klasycznych pojęciach mechaniki i elektrodynamiki, z drugiej zaś strony na niekté rych hipotezach związanych z koncepcją kwantów. Teoria przybiera najprostszą poslac w pr/ypadku atomu wodoru, który składa się z jądra posiadającego jeden ładunek elementarny, czyli p r o t o n u o r a z z j e d n e g o e I e k t r o n u. Bohr z a ł o żył, ż e e I e k t r o n m o ż e poruszać się dookoła jądra tylko na tzw. lorach s t a t e c z n y c h, wy różniających się tym, że elektron krążący po którymkolwiek z tych torów me jest źródłem emisJI promieniowania. Elektron może utracić część swej energii w postaci promieniowania określonej częstości tylko wtedy, gdy przechodzi z jednego toru na inny, przy czym energia potencjalna układu musi ulegać zmniejszeniu. Najprostsze założenie jest następu j e“ IOi’y stateczne są to koła, w których środku znajduje się jądro i po których elektron porusza się z prędkością stałą. W celu wyznacze nia toru slatecznego posługujemy się. zmiennymi używanymi w metodzie Ihiniiltona. Niech q będzie to parametr o charakterze współrzędnej uogól nionej, jednoznacznie określającej położenie elektronu na danym torze, p odpowiadający mu moment. Zakładamy, że na torze statecznym Ipdq = nh i gdzie całka jest rozciągnięta na pełny obszar krążenia, tj. na jeden cał kowity o k r e s r u c h u; / * jest to stała Plancka, n zaś dowolna liczba całkowita dodatnia, zwana liczbą kwantową. W najprostszym przypadku toru kołowego możemy obrać jako q kąt 8 między promieniem chwilo wego położenia elektronu jakimś promieniem stałym: energia kine tyczna równa się T = mciO’212, gdzie a jest to promień koła, m = masa elektronu, 6’ = MidI; mamy wówczas p = dTldq = ma 2 @’ = mac;

2r. 

tpdq = tmavdQ = 2icmav = nh. o W ten sposób teoria kwantów przepisuje związek między prędkością v i promieniem a toru statecznego. Inna zależność między tymi dwiema wielkościami wynika z mechaniki, ponieważ przyciąganie wywierane przez jądro na elektron musi być zrównoważone siłą odśrodkową. Jeżeli liczba atomowa wynosi Z, mamy (w układzie elektrostatycznym) Ze 2 1a 2 = mVja lub mc 2 a = Ze 2, gdzie e oznacza nabój elementarny. Z tych dwóch równań otrzymujemy v = 2% Ze 2 lnh, a = n 2 h 2 1ta 2 mZe 2. Zgodnie z tymi wzorami promień toru statecznego jest proporcjonalny d o n 2, n a t o m i a s t prę d koś ć j e s t o d w r o t n i e p r o p o r c j o n a I n a d o n. O b i e r z m y jako zerowy stan energii stan, w którym elektron znajduje się w wiel kiej odległości od jądra i nie posiada prędkości. Energia potencjalna stanu, w którym elektron opisuje tor o promieniu a, równa się wówczas U = Ze 2 la, e n e r g i a k i n e t y c z n a rów n a s i ę T = m V 12= Ze 2 12a. E n e r g i a całkowita równa się zatem E = U — \T = Ze 2 12a. W celu oderwania od atomu elektronu krążącego po tym torze odrzucenia go bez prędkości na znaczną odległość od jądra, musimy dostarczyć dodatnią ilość energii E, tzw. e n e r g i ę P o z i o m u odpo wiadającą danemu torowi. Odwrotnie, jeżeli elektron przybywający z nie skończoności usadawia się na torze statecznym, którego poziom jest E, Bahr zakłada, że wyzwolona przy tym energia E zostaje zużytkowana całkowicie na emisję promieniowania jednorodnego, którego częstość v wyraża się wzorem E = hv. W podobny sposób samorzutnemu przejściu e I e k t r o n u z p o z i o m u /*, ’,, n a p o z i o m En t O war z y s z y p r o m i e n i o wa n i e, k t ć rego częstość obliczamy z równania hv = Ęń/’.“.. Mamy E“ = Ze 2 /2a“ = 2r?mZe V ln 2 h 2, En. — Ze 2 12a n = 2izmZe i ln f2 K2; n i n’ charakteryzują tory kołowe o promieniach przeto gdzie liczby kwantowe a n i a n: O t r z y m u j e m y v = 2r/\mZe\Yln 2 lin f2 )Ih 3 I u b v = V o (1/»» lin 12) g d z i e V o = 2zmZe*lh s w z ć r t e n m a d o kła d n i e te. s a m ą p o s t a ć c o w z ć r p r z e d s t a w i aj ą c y serie. Balmera. Kładąc e = 4, 77.10*“ j. es i Z = 1, e/m = 5, 3.10“ j. es, & = 6, 55. 1 027 ergXsek o t r z y m u j e m y d o s k o n a ł ą z g o d n ość I i c z b o w ą m i ę d z y s t a ł ą Rydberga o z n a c z o n ą d o ś w i a d c z a I n i e w y I i c z o n ą t e o r e t y c z n i e n a p o d s t a w i e w z o rów Bohra. P r ąż k i s e r i i Balmera i n t e rp r e t u j e m y jak o w y nik przejścia elektronu z jakiejkolwiek orbity rzędu wyższego od 2 (n’ = 3, 4 itd.) na orbitę 2 elektronu (n = 2). Seria Balmera jest położona w widzialnej części widma. W emisyj nym widmie wodoru wykryto jednak również serie, których końcowe orbity są rzędu 1 (seria Lymana) oraz 3 (seria Paschena). Pierwsza z nich jest położona w dalekim ultrafiolecie, druga w podczerwieni. Każda z seryj posiada częstość graniczną, czyli granicę serii stanowiącą punkt zbieżności prążków, których n’ dąży do nieskończo ności, oraz początek serii, czyli najmniejszą częstość należącą do prążka serii, wJ\ysyłanego w przejściu na orbitę końcową z orbity, której rząd jest o 1 większy. W serii Lymana początkiem serii jest prążek X== 1215, 7Ao, którego częstość wynosi v = vo(1 — 1/4), granicą zaś serii jest V o = = 3, 29.1 0 15 se/r\ c z y I i ). = 9 1 2 A P r o m i e ń o r b i t Y P o d s t a w o w ej, n = I, równa się 5, 3.10 9 cm. Orbitom kolejnych rzędów odpowiadają poziomy coraz to mniejszej energii E = h wn 2, gdzie n oznacza rząd orbity, czyli jej liczbę kwan tową. W normalnym stanie atomu elektron znajduje się na orbicie «najniższej». h = I. Ten stan nie może być początkowym stanem emisji promieniowania. Koniecznym warunkiem emisji jest dostarczenie energii potrzebnej do przeniesienia elektronu z poziomu normalnego na poziom, którego energia E jest mniejsza. Energia może być doprowadzona bądź drogą zderzenia z innym elektronem, bądź drogą absorpcji promieniowa nia elektromagnetycznego. W obu przypadkach energia przybywająca z zewnątrz musi być co najmniej równa różnicy energii poziomów. Jeżeli tę energia charakteryzujemy za pomocą równoważnego potencjału, mć wimy, że jest to potencjał rezonansowy, natomiast potencjał odpowiadający oderwaniu elektronu znajdującego się na poziomie nor malnym nazywamy potencjałem jonizacyjnym. Potencjały te J\ogą być obliczone teoretycznie, tak np. znajdujemy, że potencjał jo nizacyjny wodoru wynosi h we, czyli 13, 54 woltów. Potencjał rezo nansowy odpowiadający emisJI prążka 1215, 7.1 wynosi 10, 1 woltów. Te wyniki są zgodne z doświadczeniem, ponieważ jednak wodór w zwy kłych warunkach znajduje się w stanie drobinowym, jonizację musi po przedzić dysocjacja i dlatego doświadczalnie mierzony potencjał joniza cyjny wodoru zawiera wyraz, dodatkowy, reprezentujący energię dysocja cji drobiny, który należy dodać do wyrazu przedstawiającego jonizację atomu. Suma obu wyrazów wynosi około 17 woltów. Na rys. 60 są przedstawione w jednostkach dowolnych różnice energii odpowiadające poziomom o różnej liczbie kwantowej n. Wartość E = O charakteryzuje poziom n = 00. Strzałki wskazują jonizację atomu, emisję 3 prążków serii Lymana i 2 prążków serii Ba/mera. W p ł Y w r u c h u j ąd r a. W celu dokładniejszego wyliczenia czę stości V a jest rzeczą konieczną wziąć pod uwagę ruch jądra wodoru. W rzeczywistości bowiem zarówno jądro jak i proton wykonywają ruch dookoła środka masy układu. Rozumując w ten sam sposób, co w za gadnieniu ruchów planetarnych, dochodzimy do wniosku, że masę m elektronu należy zastąpić wyrażeniem mM/M+m, gdzie M jest to masa jądra. Zamiast częstości v a ’ należy napisać V a według wzoru < = v,, /(I + »’/“) Atomy pierwiastków różnych od wodoru mogą posiadać więcej niż jeden elektron. Zagadnienie orbit jest w tym przypadku bardziej skomplikowane rozwiązane. Jednakże w niektórych przypadkach analogiczne do widma wodoru. Widmo tego ro dzaju wysyłają np. atomy zjonizowanego helu, posiadające tylko jeden elektron. Dla oblicze nia częstości v wystarcza we wzorach dotyczą cych wodoru zastąpić V a przez 4v a; biorąc ściślej należy ponadto wprowadzić poprawkę, mnożąc stałą V a przez wyraz reprezentujący wpływ ruchu na jądro. Dokładność pomiarów spektroskopowych jest taka wielka, że na pod stawie porównania eksperymentalnej wartości stałej Hydberga dotyczącej wodoru helu można wyliczyć masę elektronu. Znajdujemy, że stosunek masy protonu do masyeleklronu w y n o s i 1 838, e/m e I e k t r o n u rów n a s i ę z a t e m 1, 77.10 7 j.e/n. I’i'zypadek ogólny. Atom zawierający wiele elektro nów. Teoria w swej postaci pierwotnej zakładała, że elektrony są roz mieszczone symetrycznie i poruszają się na statecznych torach kołowych, położonych w tej samej płaszczyźnie i mających wspólny środek w jądrze. Ruch każdego z elektronów opisujących określoną orbitę odbywa się zgodnie z prawem kwantowym, podobnie jak w przypadku jednego tylko elek tronu. Siła działająca na każdy elektron składa się jednak w układzie wielu elektronów z dwóch wyrazów: z przyciągania Ze’/apochodzącego od jądra i z odpychania wywieranego przez elektrony należące do tej samej orbity. Działania elektronów umieszczonych na orbitach bliższych środka znajdują wyraz w ten sposób, że ich całkowity ładunek odejmu jemy od ładunku jądra. Co się zaś tyczy elektronów umieszczonych na orbitach dalszych, przyjmujemy, że ich działania kompensują się wza jemnie i znoszą się. Z tych rozważań wynika, że w wyrazach serii v = v a Z 2 /n 2, stosujących się do jednego elektronu, należy zastąpić Z przez i na’ogół nie może być obserwowane widma są At j Rys. 60. z o, gdzie liczba s wyraża efekt ekranu, elektrostatycznego, czyli dzia łanie wywierane na dany elektron przez pozostałe elektrony tego sa mego atomu. Wyrazom serii odpowiada następująca wartość poziomu energii TM “, “ E = hl [Z or//?2 ’), równoważny zaś potencjał V obliczamy kładąc E = eV. Każdemu poziomowi odpowiada nieciągłość absorpcji oraz w ukła dzie pierwiastkówwykres Moseleya dający J’v w zależności od Z; na podstawie nachylenia prostej wyliczamy liczbę kwantową n; odcięta po czątkowa pozwala wyliczyć a. Częstość każdego prążka może być wy rażona jako różnica dwóch wyrazów serii (zasada kombinacji). Pierścień jednokwantowy położony najbliżej jądra nazywamy pierścieniem K, na stępny, dwukwantowy, L itd. Prążki serii K powstają wskutek po wrotu elektronu z jednego z pierscleni zewnętrznych na pierścień K (pozbawiony jednego ze swych elektronów). Z tego punktu WI dzenia należy traktować pierwszy prążek widma Lyniana w wodo r z e jak o prą ż e k A a, n a t o m i a s t p i e r w s z y prą ż e k s e r i i /I ah n r raj a ko Li.. W miarę jak rośnie liczba atomowa, prążki te przesuwają się wkraczają w dziedzinę wielkich częstości (promienie A’). Wy niki doświadczalne prowadzą do wniosku, że pierścień K zawiera 2 elektrony, a pierścień L 8 elektronów, jeżeli oba pierścienie są cał kowicie obsadzone 2 ). Ten prosty schemat okazał się nie wystarczający. Daje on liczbę poziomów mniejszą od liczby znalezionej doświadczalnie. Niektóre prążki traktowane dawniej jako proste, są w rzeczywistości złożone, np. prążki Ka, Lv. są podwójne (dwójki). Oebye założył, że w przypadku elektronu, którego ruch jest szybki, należy wziąć pod uwagę zmienność masy. Sommerteld wprowadzi! koncepcję torów eliptycznych, w kté rych ognisku znajduje się jądro. Taka orbita posiada dwa stopnie swobody zamiast jednego, a zatem dwie liczby kwantowe, mianowicie liczbę kwantową całkowitą n oraz tzw. liczbę kwantową azymutalną I. Jeżeli traktujemy masę jako wielkość stałą, pierwsza liczba wystar oza d o s c h a rak t e r y z o w a n i a e n e r g i i P o z i o m u. Jeż e I i n a t o m i a s t b i e r z e m y pod uwagę zmienność masy, znajdujemy, że orbity nie są dokładnie e»ptyczne i że każdy poziom rzędu n rozszczepia się na n poziomów O zbliżonej energii, z których każdemu odpowiada inna liczba azymu talną. W ten sposób otrzymujemy w pierwszym przybliżeniu wytłu maczenie złożonej budowy niektórych widm. Chcąc zdać sobie sprawę i) Wyraz ten można również interpretować w sposób uwydatniający jego analogię do używanego w optyce wyrazu Hydberga II/{n + <x)’. J) Różnica między emisją promieni X i świetlnych polega nie tylko na tym, że pierw sze maja krótsza fale., lecz również na tym, że powstają wskutek przejścia elektronu na poziom końcowy z jednej z orbit, istniejących w normalnym atomie, gdy tymczasem w widmach świetlnych poziom początkowy jest to poziom wzbudzony, tj. powstaje do piero wskutek doprowadzenia energii do atomu. (Przyp. tłumacza). z magnetycznych własności atomu musimy uzupełnić teorię nowymi założeniami 1 ). Traktując ruch elektronu jako odbywający się w przestrzeni nie zaś w płaszczyźn ie, m usi my wp rowad z i ć trzecią liczbę kwantow ą, cha rakteryzującą nachylenie orbity. Można dowieść, że w polu magne tycznym możliwe są tylko orbity posiadające pewne określone orien tacje. Każdej orbicie odpowiada określony moment magnetyczny. Ponadto zakładamy, że elektron wiruje dookoła swej osi i z tego po wodu posiada własny moment obrotowy. Izw. «spin» oraz własny mo ment magnetyczny. Jednostką momentu obrotowego jest wielkość kwantowa h 2“’. momenty magnetyczne mierzymy w m a g n e t o n a c h 13 o h r a, których wartość wynosi eh/Axme (m-masa spoczynkowa elek tronu, e ładunek, II stała P/aneka, c-prędkość światła). Każdemu elektronowi należącemu do atomu przypisujemy 4 liczby kwantowe: liczbę całkowitą n, charakteryzującą w pierwszym przybli żeniu energię danego poziomu K, L, M itd.; liczbę azymulalną l, przybi e raj ącą wartości ca łkow i te: O, 1, 2...(n1), równ ą m o m e n tow i obrotowemu wyrażonemu w jednostkach h/2n i wyróżniająca wyrazy .S’, P, D, F itd. seryj optycznych: liczbę spinową równą + 112 (tj. mo m e n tow i s pi n u w j ed nostkach /i/2r.); wreszci e I iczbę m ag netyczn ą m, wyznaczającą moment magnetyczny elektronu w atomie. Momenty wy rażone liczbami / i s traktujemy jako wektory, ich sumę geometryczna ch arakte ryz uj e m y (w m echan ice falowej) I iczbą kw antow ą «wewnętrzną» y’; liczba m jest (w obranych jednostkach) długością rzutu wektora I na kierunek pola magnetycznego. Niekiedy dla scharakteryzowania elek t r o n u p o s ł u g u j e m y s i ę I i c z b a m i k w a n t o w y m i “, zj i m. Doświadczenie pokazuje, że niektórym kombinacjom poziomów na ogół nie odpowiada emisja żadnego prążka. Fakt ten znajduje inter pretację w tzw. r e g u ł a c h w y b o r u ograniczających możliwości przej ścia z jednego poziomu na inne. Reguły wyboru ustanowione naj pierw w sposób empiryczny zostały następnie uzasadnione teoretycznie. W przeskoku kwantowym związanym z emisją prążka liczba I może zmieniać się tylko o + 1, liczba y’ o O lub + 1 (wszelako przejście O O jest wzbronione), liczba m o O lub + 1. Zgodnie z tzw. regułą wyłączenia Pau/iego dwa elektrony w tym samym atomie nie mogą mieć wszystkich liczb kwantowych jednako wych, lecz muszą się różnić co najmniej wartościami jednej z tych liczb. Przyjmujemy obecnie, że istnieje jeden poziom K, trzy poziomy L, pięć poziomów.1 l, siedem poziomów X itd. W atomie zawierającym największą liczbę elektronów, tj. w atomie uranu, przypisujemy kolej nym warstwom następujące liczby kwantowe « oraz liczby elektronów l; w każdej warstwie K n 1 L M N o p Q 2 3 18 4 32 5 6 P 2 8 18 8 ’) Zagadnienia te są ujęte w tym ustępie z punktu widzenia dawnej teorii kwantów. W nowszych pracach, zwłaszcza Oiraca, rozszczepienie poziomów oraz własności magne tyczne atomu znajdują wspólny wyraz w słynnym równaniu Oiraca, które wynika z pod stawowego równan ia m ech an i ki falowej (równan ia Schrodingcra) przez relatywizację, tj. wprowadzenie postulatów zasady względności. Podobnie teoria Sommertelda stanowi ((re latywizację“ teorii Bohra. (Przyp. tłumacza). Warstwy tworzą się i uzupełniają się w miarę jak ’I. wzrasta. Na ogól zwiększeniu Z o I odpowiada przyłączenie jednego elektronu do war stwy zewnętrznej, co powtarza się dopóty, dopóki ta warstwa nie sianie się zupełna; okazało się jednak rzeczą konieczną założyć, że w nie których przypadkach mamy do czynienia z uzupełnianiem się warstwy położonej bezpośrednio pod warstwą zewnętrzną. Gazy szlachetne: hel, neon, argon, krypton, ksenon i radon, stanowiące zakończenie okresów (p. t.ab!. V Przypisów) w klasyfikacji pierwiastków, posiadają wysoce symetryczny układ elektronów, I.godnie z teorią war t o ś c i 0 wo Ś c i warstwa zewnętrzna każdego gazu szlachetnego, należą cego do kolumny O, jest utworzona z ośmiu elektronów; atomy in nych pierwiastków posiadają na zewnątrz tej warstwy elektrony war tościowości, których liczba wzrasta prawidłowo od 1 do 7 wraz z numerem kolumny w szeregach charakteryzujących się normalnym okresem 8. Warstwa zupełna zawiera p = 2nelektronów. Tylko warstwy K, l.,.1 l i X osiągają stan zupełnego obsadzenia, natomiast następne warstwy są we wszystkich znanych atomach niezupełne. Oprócz po ziomów trwale obsadzonych istnieją lakże w atomie poziomy malej energii (poziomy optyczne), na których elektrony mogą znajdować się tylko chwilowo. Przyglądając się wykresom Moseleila (rys. 53) stwierdzamy, że każdy z nich jest w przybliżeniu prostolinijny w przedziale wartości Z należących do atomów, w których dana warstwa jest zupełna, na tomiast w okolicy wartości Z, poniżej której warstwa elektronowa staje się niezupełna, dostrzegamy zmianę kierunku krzywej. Tak np. wykres poziomu L wykazuje zmianę kierunku w punkcie Z = 10, tj. począwszy od neonu. Zauważmy wreszcie, że rozgraniczenie warstw O, P, Q j e s t m n i e j w y raź n e n i ż war s t w we w n ę t r z n y c h K i L, P o s i a d a jących małą liczbę elektronów i wielkie różnice energii. Atom, którego elektron (lub kilka elektronów) został przeniesiony z poziomu normalnego na poziom o mniejszej energii, posiada nadmiar energii; mówimy, że atom znajduje się w stanie w z b u d z o n y m. Po wrotowi do stanu normalnego może towarzyszyć emisja promieniowania. Klein Rosseland wysunęli hipotezę, że przywrócenie równowagi może również odbyć się inaczej, mianowicie nadmiar energii może być prze kazany jednemu z zewnętrznych elektronów, który w ten sposób uzyskuje energię kinetyczną. Jest to tzw. zderzenie drugiego rodzaju. I’. Auger posługując się metodą Wilsona pokazał, że „atom po utraceniu j ed nego z. wewnętrznych elektronów może powrócić do stanu normalnego bez promieniowania; energia przejścia może hyc zużytą na oderwanie od atomu elektronów, położonych dalej od jądra; na ich miejsce przy chodzą z kolei elektrony związane jeszcze słabiej (efekt fotoeloklryczny złożony, p. tabl. V rys. 3). Wzbudzone atomy i drobiny mogą również oddawać wyzwoloną w przejściu energię sąsiednim drobinom, które wsku tek tego przechodzą w stan wzbudzenia. Zgodnie z. poglądami współ czesnej chemii teoretycznej stan wzbudzenia drobin jest niezbędnym warunkiem reakcyj chemicznych. 9 35. Mechanika kwantowa. Dwoistość dostrzeżona w zjawiskach świetlnych, polegająca na tym, że światło zachowuje się niekiedy jak-ciąg fal, niekiedy zaś jak rój pocisków, nasunęła myśl, że podobna dwoistość może również znaleźć wyraz we wła snościach cząstek materialnych. L. deBroglie założył, że każdej cząstce od powiada fala towarzysząca jej ruchowi, tak np. razem z elektronem posiada jącym masę m i’prędkość v przenosi się zjawisko o charakterze periodycz n y m i d ł u g o Ś c i f a I i = hlmv. P o d o b n i e ś w i a tł o I u b p r o m i e n i e X s kła d aj ą s i ę z fal o częstości v, towarzyszących atomom promieniowania, czyli fotonom, którym przypisujemy masę /iwc 2 i energię Av. Wobu przypadkach roz mieszczenie przestrzenne cząstek stanowiących skupienia masy i energii jest uzależnione od rozchodzenia się fal związanych z tymi cząstkami. Wychodząc z tego założenia Sehródinger rozwinął teorię tzw. «falowej» mechaniki; była to pierwsza próba racjonalnej interpretacji zjawisk rzą dzonych teorią kwantową. Zostały również opracowane inne systemy me chaniki kwantowej, prowadzące inną drogą do tych samych wyników (Heisenberg, Oirae itd.). Zespół tych badań zmierza ku podporządkowaniu mechaniki i teorii elektromagnetycznej klasycznej ideom kwantowym. Doświadczenie potwierdziło hipotezę fal związanych z elektronami; mianowicie odkryto zjawiska dające się opisać jako dyfrakcja tych fal (925). Jeżeli do wzoru \ = hlmv, gdzie m = m 1]11 fr i v = e$, do damy wzór wyrażający energię elektronu eV = m o c 2 /]/1 (3\ otrzymamy-o x = hclYe 2 V + 2eVm o c i. W z ć r t e n s p r o wad z a s i ę d o X = = hele V, jeż e I i V j e s t b a r d z o w i e I k i e i d o X = hly2em o V, jeż e I i V j e s t m a ł e wo b e c w y r a z u 2m o e 2 1e w y n o s z ą c e g o 1020 kilowoltów. W tym ostatnim przypadku możemy napisać X = = 12, 251]IV, gdzie X jest wyrażone w A, V w woltach, np. X = 1, 225 A jeżeli V = 100 woltów. Rozważając falę związaną z elektronem rozróżniamy prędkość fa z o w ą u = e 2 1e ( w i ę k s z ą o d prę d koś c i ś w i a tł a ) o r a z prę d koś ć c p r z e n o szenia energii równą prędkości elektronu. Pomiędzy u i v istnieje ten sam związek, co w optyce między prędkością fazową grupy falo zbliżonych częstościach oraz prędkością grupową. Promienie, wzdłuż których biegnie fala, odpowiadają torom elektronu, jeżeli X jest małe wobec promienia krzy wizny toru; w tym przypadku możemy ruch opisać za pomocą metod kla sycznych, stosowanych do badania ruchu cząstek naładowanych. Z chwilą jednak, gdy X przybiera wartość porównywalną z promieniem krzywizny, posługiwanie się pojęciem faiii) staje się rzeczą nieodzowną. Sehródinger powiązał mechanikę falową z zasadami klasycznej mechaniki analitycznej. Falę związaną z cząstką przedstawiamy za pomocą funkcji tp (x, y, z, t), ’) Ten warunek jest spełniony w atomie wodoru, gdzie promień orbity podstawowej wynosi 5, 3.109 cm, długość zaś fali de Broglie’a elektronu krążącego po tej orbicie 3.109 cm. Fig. 1. Fig. 2. Fig. 3. TABLICA V. v r Fig. 3. Fotoelektrony wytworzone w argonie pod ciśnieniem atmosferycznym (/>. Auger). Fotoelektrony wytworzone przez promienie Ali o energii 70 «łn>. w ksenonie z nad miarem wodoru (A Auger). Fotoelektrony wytworzone w powietrzu przez promienie K srebra. Ciśnienie 53 cm Itg (C. T H. M/s on). gdzie x y z są to współrzędne, t czas. Równanie falowe ma postać na stępującą = L:t 1, g d z i e «= L 1 j 12m (E L/). w 2 d/, 2 E jest to energia całkowita, U energia potencjalna układu. To równa nie różniczkowe posiada rozwiązania w postaci funkcji periodycznej: tp = (])e27CiVI, gdzie t = ]1 1, czyniące zadość równaniom A4» + 8« * » i ( A U)ty/h 0 = o; v = K/h. Każ d e r o z w i ą z a n i e i“ rów n a n i a w «ji o k r e ś I a f u n k c j ę w ł a s n ą u kła d u oraz częstość własną V“. W niektórych przypadkach rozwiązania skoń czone i jednoznaczne są możliwe tylko wtedy, gdy E posiada niektóre okre ślone wartości, tzw. wartości w ł a s n e e n e r g i i; ten wynik jest równo ważny wynikowi otrzymanemu w dawnej teorii kwantów drogą wprowadze nia w dowolny sposób warunków kwantowych. W przypadku atomu wodoru kła d z i e m y U = e 2 /r ( 1 ’ o d I e g łoś ć o d j ą d r a p o s i a d aj ą c e g o ł a d u n e k e ); jeż e I i E<O, war t o ś c i w ł a s n e e n e r g i i o d P o w i a d aj ą c e m o ż I i w y m r o z w i ą z a niom są identyczne z wartościami energij poziomów Bohra. Jeżeli I?>O, mamy rozwiązania niekwantowe, odpowiadające emisji widma ciągłego. Równanie Schrodingera prowadzi zatem do liczb kwantowych odgry wających tę samą rolę, co w dawnej teorii kwantów, istnienie jednak tych liczb jest bezpośrednią konsekwencją samego równania. Należy zaznaczyć, że równanie Schrodingera przybiera nieco inną postać w przypadku, gdy bierzemy pod uwagę zmienność masy wraz z prędkością. Fizyczne znaczenie funkcji > polega na tym, że określa ona prawdo podobną gęstość ładunku elektrycznego w danym punkcie w danej chwili. Jeżeli określona w ten sposób gęstość zmienia się w czasie, za kładamy, że zachodzi zmiana stanu atomowego, której może towarzyszyć emisja promieniowania według praw zgodnych w ogólnych zarysach z teorią elektromagnetyczną klasyczną. Prawa te pozwalają wyliczyć na tężenia i stany polaryzacji wysyłanych rodzajów promieniowania oraz uzasadnić reguły wyboru rządzące przejściami. Zasada nie oznacz on ości. Przedstawienie cząstek materialnych za pomocą fal nie daje możności wyznaczenia prędkości oraz położenia tych cząstek, jak to czynimy w mechanice klasycznej. Heisenberg sfor mułował istotę tej trudności w następujący sposób. Niechaj p i q będą to parametry określające w danej chwili położenie cząstki na torze oraz Jej pęd. Jest rzeczą niemożliwą dokładnie wyznaczyć pigw tej samej chwili. Jeżeli jeden z tych parametrów jest dokładnie określony, to drugi jest mniej lub więcej nieoznaczony. Relacja nieoznaczoności Heisenberga o p i e w a, że ApX Ap = h. N i e m o ż I i wo ś ć j e d n o c z e s n e g o w y znaczenia p i rl wynika stąd, że stała h posiada wielkość skończoną, gdyż ta wielkość równa się iloczynowi niepewności z jaką znamy p i q. M. Curie-Sklodówska. Promieniotwórczość. 7 Podobne związki nieoznaczoności istnieją również między innymi zmiennymi, których iloczyn ma wymiary stałej h. Zasady statystyki. Metody statystyczne znajdują szerokie za stosowanie w mechanice falowej; w tych metodach stała h odgrywa rolę elementu nieciągłości. Z a z w y c z a j c h a rak t e r y z u j e m y s t a n u kła d u z a p o m o c ą p a r a m e t rów Ha mi/tona p i ql pierwszy z nich jest to parametr położenia, czyli (w s pół rzędna uogólniona», drugi zaś to «moment sprzężony», okre ślony jak w 9 34. Prawdopodobieństwo, że układ zależny od n współ rzędnych znajduje się w stanie, w którym wartości /; i q są zawarte w przedziałach p, p + dp i q, q + dp, jest proporcjonalne do wielkości elementu dz = dqt dq2... dqn dpx dp.,... dqn noszącego nazwę elementu rozciągłości fazowej. Jeżeli nie stoimy, na gruncie teorii kwan tów, możemy uważać ten element za nieskończenie mały. Natomiast w teorii kwantów dv ma wielkość skończoną, mianowicie każdej grupie p a r a m e t rów o d P o w i a d a i lo c z y n dpi dgt = h. Wszystkie punkty leżące wewnątrz elementu dx odpowiadają stanom układu, które możemy traktować jako identyczne. Wyłoniła się również konieczność poddania rewizji pojęcia ((rów nych prawdopodobieństw)), tj. liczby jednakowo prawdopodobnych roz kładów, charakteryzujących wszystkie możliwe stany układu złożonego z oddzielnych elementów. Rozpatrzmy naprzykład rozkłady dwóch czą steczek identycznych a i b w dwóch komórkach. Statystyka klasyczna traktuje a i b jako różne przedmioty; istnieją przeto cztery jednakowo prawdopodobne rozkłady, mianowicie (a, b), (b, a), (ab, ’Q), (O, abY. W sta tystyce Bosego-Einsteina nie rozróżniamy cząsteczek a i b, interesujemy się tylko liczbą cząsteczek w każdej komórce, mamy zatem tylko 3 różne rozkłady, mianowicie (1, 1), (2, O), (0, 2). W statystyce Fermiego zakła damy, że komórka może być tylko albo pusta, albo zajęta przez jedną cząsteczkę i mamy tylko jeden możliwy rozkład, mianowicie (1, 1). Można dowieść, że statystyka Bosego-Einsteina stosuje się do foto nów; w istocie na podstawie tej statystyki otrzymujemy zgodną z do świadczeniem wartość gęstości promieniowania w środowisku, w którym istnieje równowaga cieplna (9 32). Ta sama statystyka rządzi również zachowaniem się cząstek a zawartych w jądrze atomowym, sądzimy bo wiem, że w jądrze może istnieć pewna liczba cząstek a. znajdujących się w jednakowym stanie, a zatem posiadających jednakową energię (rozdz. XXI). Natomiast w przypadku elektronów stosujemy statystykę Fermiego; statystyka ta znajduje wyraz w zasadzie Pau/i ego, zgodnie z którą dwa elektrony należące do tego samego atomu nie mogą znaj dować się w tej samej «komórce» lub, innymi słowy, stany tych elektro nów nie mogą być identyczne pod każdym względem. CZĘŚĆ DRUGA PROM I EN IOTWÓRCZOŚĆ H 0/, DZIAŁ V II ODKRYCIE PROMIENIOTWÓRCZOŚCI RADIOPIERWIASTKÓW Do nauki o promieniotwórczości należy z jednej strony badanie che micznych własności radiopierwiastków, z drugiej strony badanie pro mieni wysyłanych przez te pierwiastki oraz wynikające stąd teoretyczne dociekania o budowie atomów. Możemy zdefiniować radiopierwiastki jako pierwiastki chemiczne szczególnej natury, zdolne do samorzutnej atomowej emisJI promieni oznaczanych literami a, B i\ mianowicie piomieni korpuskularnych dodatnich, promieni korpuskularnych ujemnych (tj. elektronów poruszających się z wielką prędkością), wreszcie promie niowania elektromagnetycznego. Emisja promieniowania jest związana z przemianą atomu. Rozpatrując wszystkie rodzaje promieniowania Z punktu widzenia zdolności przenikania przez materię, stwierdzamy, że najmniej przenikliwe są promienie a. Są one zatrzymywane przez, kartkę papieru lub przez folię glinową grubości 0, 1 cm, w powietrzu zaś prze biegają kilka centymetrów. Promienie 8 rozchodzą się w powietrzu na znacznie większą odległość i przenikają przez warstwę glinu grubości kilku milimetrów. Promienie 7 przechodzą przez kilkucentymetrowe płyty z substancyj stosunkowo ciężkich, np. z ołowiu. 9 36. Promienie uranu. Promienie toru. Promieniotwórczość została odkryta w r. 1896 przez Henryka Becgue Początki pracy Becquere/a wiążą się z badaniami datującymi się od odkrycia promieni Bbn/gena i dotyczącymi fotograficznego działania substancyj fosforyzujących i fluoryzujących. Najdawniejsze rury używane do otrzymywania promieni X nie posia d a ły m e t a I o w e j a n t y k a t o d Y. Ź ród ł e m p r o m i e n i b Y ł Y ś c i a n kir u r y, f I u o ryzujące pod działaniem promieni katodowych. Nasuwało się pytanie, czy promienie Hontgena towarzyszą zawsze fluorescencji, niezależnie od natury wywołującego ją czynnika. Ta myśl, wyrażona przez Henryka Poincare go, dała pobudkę do różnych prób otrzymania zdjęć fotograficz nych w pobliżu ciał fosforyzujących, np. siarczku cynku lub wapnia, wy stawionych na światło i następnie owiniętych czarnym papierem. Wynik doświadczeń był ujemny. II. B ecq u erel w y k o n a ł a n a log i c z n e d o ś w i a d c z e n i e z s o I a m i u r a n o w y m i; jak wiadomo, niektóre z tych soli fluoryzują. Podwójny siarczan uranu i potasu działał poprzez czarny papier na kliszę fotograficzną. Następne doświadczenia wykazały, że zauważone zjawisko nie pozostawało w żad nym związku z fluorescencją. W istocie, naświetlanie soli okazali) się niepotrzebne, co więcej takie samo działanie wywierał uran i wszystkie jego związki zarówno fluoryzujące jak i nie fluoryzujące; najsilniej zaś działał uran metaliczny. Becquerel znalazł, że związki uranu zaczerniają kliszę poprzez czarny papier nawet jeżeli są przechowywane w ciągu kilku lat w zupełnej ciemności. Becquerel założył, że uran i jego związki wysyłają promienie osobliwej natury, które nazwał promieniami urano wymi. Te promienie przenikają przez cienkie ekrany metalowe i wywo łują jonizację gazów, przez które przechodzą, tj. czynią je przewodni kami elektryczności. Emisja uranowa jest samorzutna i niezmienna; jest niezależna od czynników zewnętrznych, np. od temperatury lub oświetlenia. Przewodnictwo elektryczne, powstające w powietrzu lub w innych ga zach pod wpływem promieni uranu, jest tego samego rodzaju, co prze wodnictwo wywołane przez promienie Bbnlgena. Jony posiadają w obu przypadkach jednakową ruchliwość i jednakowy współczynnik dyfuzji. Mierząc w określonych warunkach prąd nasycenia możemy wyznaczyć w dogodny sposób natężenie promieniowania. P r o m i e n i e t o r u. Badania wykonane jednocześnie! przez G.Schmidta Marię Curie wykazały, ze /wiązki toru wysyłają promienie podobne do promieni uranowych. Promienie te nazywano wówczas promieniami Becquerela. Ciała wysyłające promienie Becquerela nazwano p r o m i e n i o t wór c z y m i, nowa zaś własność materii ujawniająca się w emisji p r o m i e n i o w a n i a o t r z y m a ł a n a z w ę p r o m i e n i o t wór c z o Ś c i (M. Curie). Pierwiastki posiadające tę własność noszą nazwę radiopierwiastków. 9 37. Promieniotwórczość jest własnością atomową. Nowa metoda analizy chemicznej oparta na promieniotwórczości. Odkrycie polonu i radu. Z prac Becquerela wynikało, że uran daje silniejszą emisję promie niowania niż związki uranowe. Maria Curie podjęła systematyczne ba dania znanych pierwiastków i ich związków w celu poszukiwania pro mieniotwórczości różnych substancyj. Substancje te po sproszkowaniu rozposclerano w postaci jednorodnych warstw na krążkach określonej średnicy, które umieszczano w komorze jonizacyjnej; prąd nasycenia wy tworzony w komorze między płytkami A i B był mierzony metodą kwarcu piezoelektrycznego (rys. 10). Ciągła warstwa tlenku uranu daje w komo rze zaopatrzonej w płytki o średnicy 8 cm oddalone od siebie o 3 cm prą d 2. 1 O 1 1 am p.; n a tęż e n i e t e g o prą d u j e s t n i e z a I e ż n e o d g r u b o ś c i war stwy, jeżeli grubość wynosi więcej niż drobny ułamek milimetra, gdyż zużytkowane w tych warunkach promienie są to bardzo łatwo pochła niane promienie a uranu. Pomiary wykonane ze związkami uranu wyka zały, że natężenie promieniowania wzrasta wraz z zawartością uranu. To samo stosuje się do związków toru, a zatem p r o m i e n i o t wór czość tych pierwiastków jest własnością alomową} W przeciwieństwie do tych pierwiastków ciało takie jak fosfor nie może być uważane za promieniotwórcze, ponieważ wywołuje jonizację tylko wtedy, kiedy znajduje się w stanie białego fosforu, natomiast fosfor czerwony lub związany chemicznie np. w fosforanie sodu nie daje jonizacji. Podobnie siarczan chininy, wytwarzający prąd jonizacyjny pod czas ogrzewania lub stygnięcia, nie jest promieniotwórczy, gdyż przy czyną emisJI jonów jest w tym przypadku zmiana temperatury, żaden zaś z pierwiastków, z których składa się siarczan chininy, nie wykazuje ani śladu promieniotwórczości. Zasadnicza cecha promieniotwórczości polega na tym, że jest to zjawisko samorzutne, zależne tylko od ro dzaju atomów. Te rozważania odegrały wielką rolę w odkryciu radu. Pomiary Marii Curie obejmowały pierwiastki zwykłe oraz rzadkie; każdy był badany w postaci kilku związków, jeżeli to było możliwe. Oprócz ciał chemicznie czystych badano również skały i minerały. O ile chodzi o pierwiastki i ich połączenia, stwierdzono, że oprócz toru żaden z nich nie posiada aktywności dorównywającej 1% aktywności uranu 2 ). Niektóre spośród badanych minerałów okazały się promieniotwórcze, np. blenda smolista, chalkolit, autunit, tory t oraz inne materiały zawie rające uran lub tor; było zatem rzeczą zrozumiałą, że te minerały są aktywne, wszelako samo zjawisko było w niektórych przypadkach nad spodziewanie wydatne. Tak np. stwierdzono, że blendy smoliste (mine rały tlenku uranowego, ) są 4 razy silniej aktywne od metalicznego uranu; chalkolit (krystaliczny fosforan miedzi uranu) jest dwa razy silniej promieniotwórczy od uranu. Fakty te pozostawały w sprzeczności z wy nikami dotyczącymi pierwiastków i ich połączeń; w istocie żaden mi nerał nie powinien był być bardziej promieniotwórczy od uranu lub toru. Z drugiej strony podwójny fosforan miedzi fosforan otrzy many z czystych soli miedziowych i uranów posiadał zupełnie normalną Promieniotwórczość (przeszło dwa razy mniejszą od uranu). Maria Curie Wyraziła przypuszczenie, że blenda smolista, chalkolit uranit za ’) Pomiary związków uranu dawały wyniki zupełnie prawidłowe, natomiast w przy padku związk ow toru występowały zakłócenia, które w następstwie wytłumaczono wydzie laniem się promieniotwórczego gazu zwanego toronem. ) Znacznie później znaleziono, że potas i rubid posiadają słabą promieniotwórczość rzędu wielkości 1/1000 promieniotwórczości uranu. W ostatnich latach odkryto promie niotwórczość samaru. wierają w niezmiernie małej ilości bardzo silnie aktywną substancję różną od uranu, toru i wszystkich znanych pierwiastków i podjęła pracę w celu wydzielenia tej substancji z minerału za pomocą zwykłych spo sobów analizy chemicznej. Analizę minerałów zwykle wykonywa się z d o kła d n o ś c i ą d o 1%-2%, n i e b y ł o z a t e m r z e c z ą n i e m o ż I i w ą, b y n o w y pierwiastek znajdował się w nich w ilości nie przekraczającej tego rzędu wielkości. Doświadczenie potwierdziło przypuszczenie, dotyczące istnie nia nowych radiopierwiastków silnie promieniotwórczych; okazało się jednak, że ich zawartość jest jeszcze znacznie mniejsza niż sądzono, tak iż potrzeba było kilku lat pracy na to, aby wydobyć jedno z tych ciał w stanie chemicznie czystym. Poszukiwanie domniemanego radiopierwiastka stało się przedmiotem wspólnej pracy Marii Curie i Piotra Curie, którzy przystąpili do bada nia blendy smolistej. Metoda jaką obrali ci badacze, mogła opierać się tylko na promie niotwórczości, ponieważ nie znano żadnej innej własności poszukiwanego pierwiastka. W badaniach tego rodzaju możemy posługiwać się promieniotwór czością w następujący sposób. Najpierw mierzy się aktywność substancji, potem wykonywa się jej analizę chemiczną, mierzy się promieniotwór czość wszystkich oddzielonych składników i sprawdza się czy promienio twórczość pozostała w całości przy jednym spośród tych składników lub czy podzieliła się i w jakim stosunku pomiędzy kilkoma składnikami. Już po pierwszych czynnościach chemicznych stwierdzono, że skoncen trowanie aktywnej substancji jest rzeczą możliwą. Aktywne preparaty były badane w postaci dobrze wysuszonych prosz ków, które rozprowadzano zawsze w jednakowy sposób na płytkach, umieszczanych w komorze jonizacyjnej. Technika pomiarów musi być stopniowo modyfikowana w miarę otrzymywania preparatów coraz sil niej promieniotwórczych 1 ). W dalszym ciągu książki opiszemy kilka sposobów dokładnego oznaczania substancyj promieniotwórczych. Opisana tu metoda analizy jest w zasadzie podobna do analizy wid mowej za pomocą promieniowania małej lub wielkiej częstości. Metoda ta pozwala nie tylko na wykrywanie radiopierwiastka, lecz również na odróżnienie jednego radiopierwiastka od innych na podstawie różnej natury promieniowania i różnej długości życia. Blenda smolista z Joachimsthalu (Jachymowa) użyta do pierwszych badań jest to minerał tlenku uranowego składający się głównie z tego ciała, lecz zawierający również znaczne ilości krzemu, wapnia, magnezu żelaza ołowiu, a ponadto nieznaczne domieszki najróżnorodniejszych pierwiastków: bizmutu, antymonu, rzadkich ziem, baru, srebra itd. Ana lizując minerał za pomocą nowej metody stwierdzono, że promieniotwór czość koncentruje się razem z bizmutem oraz z barem wydobytymi ’) Por. Maurice Curie: Le radium et les radioelements. Paryż 1925. z blendy, gdy tymczasem bizmut i bar znajdujące się w handlu lub otrzymane z niepromieniotwórczych minerałów nie są aktywne. Zgodnie z powziętą hipotezą Piotr i Maria Curie doszli do wniosku, że w blendzie smolistej istnieją dwa nowe radiopierwiastki: polon 1 ) i rad 2 ); pierwszy z nich miał być analogiczny pod względem własności chemicznych do bizmutu, drugi do baru. Wyniki te zostały ogłoszone w 1898 r. W tej publikacji zaznaczono, że polon daje się oddzielić od bizmutu drogą frakcjonowanego strącania siarczków i zasadowych soli azotanu, rad zaś może być oddzielony od baru za pomocą cząstkowej krystalizacji chlor ków w roztworze wodnym lub ich cząstkowego strącania alkoholem. Te sposoby koncentrowania powinny były w zasadzie doprowadzić do wy dzielenia nowych radiopierwiastków. Próbka chlorku baru, zawierająca rad i 60 razy silniej promienio twórcza od tlenku uranowego, została zbadana za pomocą analizy widmo wej przez Oemarcaya, który znalazł obok widma baru nowy prążek o długości fali 3815 A3). Ten sam uczony badając próbkę 900 razy sil nieJ promieniotwórczą od tlenku uranowego, odkrył jeszcze dwa inne prążki i stwierdził, że prążek 3815 A występuje z większym natężeniem. Badanie bardzo aktywnego bizmutu, zawierającego polon, nie ujawniło żadnych nowych prążków. Było rzeczą jasną, że nowe pierwiastki są zawarte w minerale w nie zmiernie małej ilości i że do ich wydzielenia należałoby traktować kil kaset lub kilka tysięcy kilogramów minerału. Praca wymagała wstępnej przeróbki fabrycznej, która dostarczyłaby do badania laboratoryjnego pre paraty już skoncentrowane. Po kilku latach Marii Curie udało się otrzy mać kilka decygramów czystej soli radowej, oznaczyć ciężar atomowy tego pierwiastka i jego miejsce w układzie periodycznym 2 ). Znacznie później Maria Curie i A. Oebierne otrzymali rad w stanie metalicznym. Tak więc indywidualność chemiczna radu została scharakteryzowana w sposób wszechstronny. Zastosowanie nowej metody badania doprowadziło w następstwie do odkrycia szeregu innych nowych radiopierwiastków: najpierw a k t Y n u, odkrytego przez A. Oebierne’a, później j o n u (Boltwood), r a d i o t o r u (O. Halin), p r o t a k t Y n u (O. Halin L. Meitner) itd. Poznano również saz y promieniotwórcze, które otrzymały nazwę e m a n a c y j. Rad jest zarazem najlepiej znany i najwięcej używany spośród tych Wszystkich pierwiastków. Jest to ciało, praktycznie biorąc, niezmienne w czasie, gdyż jego przemiana jest bardzo powolna; rad jest otrzymy wany fabrycznie głównie ze względu na zastosowania lecznicze pro ’) Pet M-me Curie, Comptes Rendus, lipiec 1898. 2) M-nie Curie et G. Betnont, C. R., grudzień 1898. G. Bemont brał udział w pra cach, które doprowadziły do rozpoznania radu. 3) Oemarcay, C. R. grudzień 1898. 404 mieni f, których źródłem są preparaty radu, chociaż rad nie wysyła tych promieni. W istocie rad wytwarza nieustannie gaz promieniotwór czy zwany radonem, z którego bierze początek szereg pierwiastków: rad A, rad B, rad C; dopiero ostatnie z tych ciał wysyła bardzo przenikliwe promienie f. Rad oraz towarzyszące mu zwykle ciała pochodne stano wią silne źródła promieni a, j3, f, najczęściej używane w badaniach do tyczących natury i własności tych promieni. Z drugiej strony, z punktu widzenia chemicznego, prace, których przedmiotem był rad, potwier dziły atomową teorię promieniotwórczości i stworzyły podstawę dla teorii przemian promieniotwórczych 1 ). 9 38. Widmo i ciężar atomowy radu. Rad metaliczny. Rad, pierwiastek ziem alkalicznych, jest wydzielany z minerałów ra zem z barem zawartym w minerale lub dodanym umyślnie w] tym celu. Bar «radonośny» poddaje się następnie szeregowi czynności, których celem jest oddzielenie radu od baru i otrzymanie radu w stanie czystej soli (9 41). Postępom koncentrowania radu w tej mieszaninie towarzyszy wzrost natężenia prążków radu w porównaniu z prążkami baru oraz zwiększa nie się ciężaru atomowego. Gdy sól radowa jest już zupełnie czysta, wówczas fotografowane widmo iskrowe daje tylko charakterystyczne prążki radu i w postaci ledwie widocznego śladu pozostaje tylko naj silniejszy prążek baru 4554, 4 A, którego czułość jest tak wielka, że jest rzeczą niezmiernie trudną pozbyć się go w zupełności. Płomień, do którego wprowadzamy nieco soli radowej, zabarwia się czerwono z karminowym odcieniem; w widmie widzialnym stwierdzamy obecność charakterystycznych prążków radu. Ogólnie biorąc, widmo radu jest podobne do widm metali ziem alka licznych. Znajdujemy w nim niektóre ostre, mocne prążki, a także kilka pasm rozmytych. Główne prążki widma iskrowego (tabl. VI, fig. 1) i widma płomienia są następujące: Widmo iskrowe Widmo płomienia 4826, 1 średni 6053 4682, 3 b a rd z o si I ny 6700 6530 pasmo 4533, 3 średni 6329 4340, 8 si I ny 6330 6130 pasmo 3814.6 b a rd z o si I ny 4826 3649.7 si I ny 2814, 0 si I ny 2705, 6 si I ny ’) 25 rocznica odkrycia radu była obchodzona uroczyście w Sorbonie w dn. 26 grudnia 1923 r. TABLICA VI. Fig. 1. Wid mo iskrowe zawiera dwa silne rozmyte pasma, których maxima natężenia odpowiadają długości fali 4627, 5 i 4452 A. Reakcja widmowa radu jest bardzo czuła. Oceniamy, że ta reakcja pozwala wykrywać rad w proporcji 10 h. Jednakże reakcja promienio twórcza jest znacznie czulsza, gdyż pozwala oznaczać ilościowo rad w kon centracji 10 B, a nawet wykrywać koncentrację rzędu wielkości 10“, 12. Ciężar atomowy radu oraz średni clęzar atomowy mieszaniny radu i baru może być oznaczony z dużą dokładnością podobnie jak ciężar atomowy baru. Jeżeli jednak mieszanina nie posiada aktywności prze wyższającej co najmniej tysiąckrotnie aktywność uranu, ciężar atomowy nie różni się w dostrzegalny sposób od ciężaru atomowego baru. Metoda używana do tych oznaczeń jest następująca. Chlorek radu, którego czystość została sprawdzona za pomocą ana lizy widmowej, pozbawiamy wody krystalizacyjnej w temperaturze zbli żonej do 150° i starannie ważymy w stanie soli bezwodnej. Przyrządzamy klarowny roztwór tej soli, po czym strącamy chlor w postaci chlorku sre browego i ważymy otrzymany chlorek srebra. Stosunek obu ciężarów pozwala wyliczyć ciężar atomowy radu na podstawie znanych ciężarów atomowych chloru i srebra oraz w założeniu, że chlorek radu posiada wzór lłaCL, analogiczny do wzoru chlorku barowego Hu CI.,. Szczegóły tej metody zostały opisane w pracach specjalnych (Maria Curie, E. Hónigschmid). Do pomiarów używano od 0, 1 do 1 g chlorku radowego. Oznaczenia dokonane przez różnych autorów dały wyniki zgodne. Przyjmujemy dzisiaj, że ciężar atomowy radu wynosi 226 (w założeniu Ag = 107, 88, CI = 35, 457). W celu otrzymania radu w stanie metalicznym sporządzono amalga m a t r a d u d r o g ą e I e k t r o I i z y r o z t w o r u z a w i e raj ą c e g o O, 1 c z Y s t e g o RaCI 2, w którym umieszczono katodę rtęciową. Amalgamat jest ciekły; roz kłada wodę i jest nietrwały w zetknięciu z powietrzem. Amalgamat ten został osuszony, przeniesiony w łódeczce zrobionej z czystego żelaza do aparatu próżniowego i poddany destylacji w atmosferze czystego wo doru, otrzymanego drogą osmozy poprzez rozżarzoną platynę. W tem peraturze 400° amalgamat zestala się. Metal pozbawiony rtęci topi się w 700° i zaczyna się ulatniać. Rad metaliczny jest biały, rozkłada ener gicznie wodę i szybko utlenia się w powietrzu. Na podstawie ciężaru atomowego umieszczamy rad w układzie periodycznym w ostatnim wierszu tablicy jako homolog baru (tabl.4, Przypisy). Liczba atomowa radu wynosi 88; widmo i własności chemiczne odpowiadają w zupełności jego miejscu; to samo stosuje się do widma wielkiej częstości (wartości p o z i o m ć w LI Z“, ) (Maurice de Broglie). Podajemy krótko najważniejsze własności chemiczne soli radowych. Siarczan radu jest nierozpuszczalny w wodzie i w rozcieńczonych kwa sach (rozpuszczalność w wodzie 1, 4, łO3 g/litr w 20°); węglan jest nie rozpuszczalny w wodzie i w roztworach węglanów alkalicznych. Chlorek 106 jest rozpuszczalny w wodzie (245 L RaC/A/i/r w 20°), nierozpuszczalny w stężonym kwasic solnym i w alkoholu absolutnym. Bromek zachowuje się w podobny sposób (rozpuszczalność 706 g RaBrJ/itr w 20°), wo dorotlenek i siarczek radu są rozpuszczalne. Oddzielanie radu od baru za pomocą frakcjonowanej krystalizacji opiera się na tym. że chlorek i bromek radu są mniej rozpuszczalne od analogicznych soli baru (w 20° 357 g BaCU i 1041 g Ba Bil w litrze wody). 9 39. Radiopierwiastki. Każdy radiopierwiastek ulega przemianie, tj. destrukcji atomowej obejmującej kolejno wszystkie jego atomy. Odbywa się to w ten spo sób, że połowa liczby atomów istniejących w danej chwili ulega prze mianie w ciągu czasu T zwanego okresem i charakteryzującego dany radiopierwiastek (por. rozdz. XI). W zależności od wartości okresu, ra diopierwiastki posiadają dłuższy lub krótszy czas trwania. Niektóre pierwiastki są niezmiernie długotrwałe, np. uran i tor; te pierwiastki przetrwały wiele epok geologicznych w minerałach, w których znajdu jemy je obecnie. Natomiast inne pierwiastki, np. rad, aktyn, polon, me zotor, radiotor itp. wymarłyby w minerałach, gdyby ich zaniku nie wy równywało powstawanie nowych atomów, utworzonych w przemianie uranu i toru. Te dwa pierwiastki macierzyste stanowią zatem pierwsze wyrazy szeregów, czyli rodzin, do których należą wszystkie inne radio pierwiastki pochodne, złączone więzami pochodzenia. Ilości radiopier wiastków pochodnych, znajdowane w minerałach niezmienionych, są pro porcjonalne do ich okresów oraz do ilości pierwiastków macierzystych (9 62). Każdy pochodny radiopierwiastek, który nie jest zbyt krótkotrwały, może być wydzielony z minerałów uranowych lub torowych podobnie jak pierwiastki macierzyste; niekiedy można go również otrzymać z in nego pierwiastka, który został wydobyty poprzednio z minerału i z kté rego dany pierwiastek powstaje bezpośrednio lub pośrednio. Tylko ten drugi sposób może prowadzić do celu w przypadku pierwiastków krótko trwałych. W tym rozdziale dajemy opis radiopierwiastków w kolejności, w ja kiej występują w rodzinach (tablica Vb Przypisów). Dalszy ciąg tego opisu znajduje się w rozdz. IX i X, w których jest mowa o radioaktyw nych gazach, czyli emanacjach i o osadach aktywnych. Ogólny przegląd związków genetycznych znajduje się w rozdziałach XX 11XXV II. Nie będziemy tu opisywali własności chemicznych uranu lub toru, ponieważ te wiadomości można znaleźć w każdym podręczniku chemii. Zaznaczymy tylko, że istnieją co najmniej dwa izotopy uranu: uran I (okres rzędu wielkości 10 9 lat) oraz uran II, pierwiastek pochodny, to warzyszący w małej ilości uranowi I i posiadający znacznie krótsze ży cie. Ponadto jest rzeczą bardzo prawdopodobną, że istnieje trzeci izo t o p: A c U, c z Y I i a k t Y n o u r a n. Pochodne uranu: a) gałąź radu. Uran A. Związki uranowi’ wysyłają promienie a, L i 7; wszelako t y I k o p r o m i e n i e a n a I e ż ą d o s a m e g o m a n n (/ / /, U/I); p r z e n i k I i w e p r o mienie (3 i 7 są wysyłane przez grupą cial pochodnych, które obejmu jemy wspólną nazwą U X. Doświadczenie wykazuje, że nie można od dzielić źródła promieni a od uranu, natomiast substancja, której przy p i s u j e m y e m i s j ę p r o m i e n i j3, m o ż e b y ć o d d z i e lon a z a p o m o c ą k i I kur e a k c y j. Najczęściej używane są następujące sposoby, cząstkowa krystalizacja azotanu uranylu, ekstrakcja uranu z roztworu drogą dodania węglanu l.......u w nad miarze oraz zadania eterem bardzo stężonego roztwo ru azotanu. W pierwszym przypadku uran A’ koncentruje się we frakcjach najbardziej rozpuszczalnych. W drugim przypadku uran przechodzi do 'tworu, uran A’ zaś pozostaje w osadzie wraz z domieszkami, np. / lazem, nierozpuszczalnymi w cieczy alkalicznej. Wreszcie w trzecim przypadku powstają dwie warstwy: warstwa obfitsza w eter zawiera roz twór uranu pozbawiony uranu A’, warstwa zaś obfitsza w wodą zawiera uran A w nadmiar/e. Oddzielona w ten sposób radioaktywna substancja posiada okres 24 dni. Uran X nie jest ciałem prostym, lecz składa się z kilku radiopier wiastków. Ciało o okresie 24 dni, przyrządzone w wyżej opisany sposób, nazywamy fzY,; jest to izotop toru (liczba atomowa 90), powstający z Ul. UX wysyła bardzo łatwo pochłaniane promienie Uran XI przeobraża się w krótkotrwały uran X 2 czyli brevium, odkryty przez Fajans a i Góhringa: jest to homolog tantalu (1. at. 91); posiada „kres 1, 13 min, i wysyła przenikliwe promienie Ponadto UXzawiera w bardzo małej ilości dwa inne radiopieiwiastki: uran )’ (Antanaff), izotop toru (Z = 90, okres 25 godzin), oraz uran Z (Halin), Z = 91, okres 6, 7 godzin. Jon. Jon odkryty przez lial/waada jest to pierwiastek pochodzący od uranu, przeobrażający się bezpośrednio w rad (9 125). Okres jonu wynosi 83000 lat. Własności chemiczne nie różnią się niczym od wła sności toru; jest to zatem izotop toru (Z = 90). Podczas przeróbki che micznej minerału znajdujemy jon w frakcjach zawierających tor, oddzie lanych razem z rzadkimi ziemiami. Z minerałów uranowych otrzymu jemy zatem mieszaninę jonu toru; stosunkowa zawartość jonu jest ogół mniejsza od zawartości toru, jest jednak lego samego rzędu wielkości. Wid mo mieszaniny zawierającej 30* jonu nie różni się dostrzegalnie Od widma czystego toru. Ten fakt nasunął przypuszczenie, że widma izotopów są identyczne. Późniejsze badania widm izotopów ołowiu wy kazały jednak, że“ identyczność nie jest zupełna, lecz że istnieją bardzo drobne różnice między widmami izotopów (J 142, por. także 922). Chociaż, jon znajduje się w stosunkowo znacznej ilości w minera 107 408 łach uranu, mianowicie ok. 20 g na tonę uranu, otrzymanie jonu w sta nie czystej soli jest niemożliwe z powodu obecności towarzyszącego mu toru. Promieniowanie jonu składa się głównie z promieni a, którym towa rzyszą mało przenikliwe promienie f. Rad i jego najbliższe pochodne. W 99 37 38 scharakteryzowaliśmy rad (Z = 88) jako pierwiastek chemiczny. Okres radu wynosi 1600 lat. W przemianach promieniotwórczych powstaje cały szereg krótkotrwa łych radiopierwiastków stale towarzyszących radowi: są to radon, czyli emanacja radu, gaz promieniotwórczy oraz składniki osadu promienio twórczego oznaczone literami A (np. RaA), B, C, C’, C“. Promieniowa nie tej grupy ciał jest złożone i składa się z promieni a, p, i (. Rad D. RaE. Rad D jest to izotop ołowi u (Z = 82, T= 22 lata). RaD w y s Y ł a p r o m i e n i e (3, k t ć r y c h e f e k t j o n i z a c y j n y j e s t n i e d o s t r z e g a I n y; o o b e c n o ś c i RaD w n i o s kuj e m y n a p o d s t a w i e p o w s t a w a n i a p i e r w i a s t k ć w pochodnych, z których pierwszy, radL, izotop bizmutu (Z = 83, T=5 dni), daje promienie O/o drugi zaś, rad F, rozpoznany jako polon, wysyła pro m i e n i e a. RaD o d d z i e I a s i ę o d m i n e r a łów u r a n o w y c h r a z e m z z a war tym w nich zawsze ołowiem, nie można jednak oddzielić go od ołowiu. Ten promieniotwórczy ołów, czyli radioołów, może być użyty jako źródło o t r z y m y w a n i a p o lon u. M o ż n a rów n i e ż o t r z y m a ć RaD z r a d u d r o g ą p o średnią, mianowicie poprzez radon ciała tworzące osad radioaktywny (9 53 i 120). Polon. Polon był to pierwszy radiopierwiastek odkryty za pomocą nowej metody analizy chemicznej, opartej na promieniotwórczości; polon należy do pierwiastków pochodnych uranu radu charakteryzuje się emisją promieni a, którym nie towarzyszą promienie przenikliwe. Obec ność polonu wykryto w siarczkach strąconych z kwaśnego roztworu blendy smolistej; w toku analizy tych siarczków polon koncentrował się głównie razem z bizmutem. Tak np. drogą cząstkowego strącania soli bizmuto wych z roztworu, można było koncentrować polon we frakcjach najmniej rozpuszczalnych. Późniejsze badania wykazały, że zawartość polonu w minerałach jest znacznie mniejsza niż radu i że okres polonu wynosi 1 4 O d n i. Marckwald p o k a z a ł, ż e w n i e k t ć r y c h r e a kc j a c h c h e m i c z n y c h polon zachowuje się analogicznie do teluru, z którym może być strą cony za pomocą chlorku cynawego w obecności kwasu solnego. Ponadto polon odznacza się tym, że niektóre metale (żelazo, miedź, srebro) wy trącają go elektrochemicznie z kwaśnych roztworów. Polon można otrzy mywać bądź z minerałów, bądź też z radioołowiu lub radu (99 41, 129). Największa ilość polonu jaką udało się sporządzić [Maria Curie A. Debierne) z a w i e r a ł a ok. 0, 1 m g p i e r w i a s t k a z m i e s z a n e g o z k i I k o m a m i ligramami innych metali ulegających łatwo redukcji; promieniowanie tego preparatu było równoważne promieniowaniu 0, 5 g radu. Analiza widmowa ujawniła w widmie iskrowym nieznany prążek 4170, 5 A, który przypisano polonowi. W ostatnich czasach wykryto prazek leżący prawdopodobnie do polonu (A. Czapek). W układzie periodycznym polon zajmuje nicobsadzone siadujące z bizmutem (Z = 84) przynależne wyższemu teluru. Polon zachowuje się w niektórych reakcjach analogicznie do bizmutu, w innych do lelurii. Tłumaczymy tO różnymi rodzajami wartościowości; polon może bvć trójwartościowy, jak lii (siarczek) lub czterowartościowy, jak Te (chlorek, wodorotlenek). Polon jest rozpuszczalny w kwaśnych roztworach, a także w stężonych roztworach alkalicznych; może zatem zachowywać się bądź jak metal, bądź też jak składnik reszty kwa sowej. VV roztworach prawie obojętnych związki polonu ulegają hydro lizie i substancja radioaktywna osiada na ściankach naczynia; proces ten można przyśpieszyć centrofugowaniem. Jak się wydaje, polon tworzy z łatwością związki zespolone, np. chloropolonian amonu izomorficzny z podobnymi solami Fe, Pb, Sn, PI lub dietyltiosulfokarbamal polonu izomorficzny z solą Co tej samej nazwy. Budowa jonów zespolonych została wyjaśniona drogą badania elektrolizy (9 118). 2450 I, na miejsce są homologowi Polon ulatnia się w temperaturze czerwonego żaru; destylujący pier wiastek można porywać prądem gazu. Najczystsze preparaty, osadzone w ten sposób na małej powierzchni, dają warstewkę zawierającą, jak to wynika z rachunku, ponad 50 warstw monomolekularnych, ułożonych jedna na drugiej. Osad ma barwi; szara lub czarną, którą przypisujemy polonowi lub jego tlenkowi. Odkryto niektóre nadzwyczaj lotne związki polonu, np. polonowodór lub karbonyl polonu. Pochodne u r a n u: b) Galąi aktynu. Pierwiastki rodziny aktynu wywodzą się według wszelkiego prawdo podobieństwa z uranu, nie należą jednak do tej samej linii genetycznej co rad i jego pochodne. Zgodnie z przyjętym poglądem izotopy uranu dają początek dwóm takim liniom, z których jedna obejmuje rodzinę radu, druga rodzinę aktynu; spośród pierwiastków, od których zaczyna się ta rodzina, znamy „dobrze protaktyn. Ogniwem łączącym protaktyn z u r a n e m j e s t, jak t o p r z y p u s z c z a m y, UY. Protaktyn (Halin Meilner. Soddy Cranston). Protaktyn odkryły w pozostałościach przeróbki blendy smolistej z Jachymowa jest be/po średnim rodzicem aktynu posiada okres zbliżony do 30000 lat. Pro taktyn wysyła promienie a? Na podstawie niektórych własności chemicznych wnioskujemy, że jest to wyższy homolog tantalu (Lat.90), wszelako tlenek protaktynu nie posiada wyraźnych własności kwasowych i raczej zachowuje się jak słaba zasada, jak to wynika z doświadczeń Grossego. Grosse o p r a c o wał m e t o d ę c z ą s t k o w ej kry s t a I i z a c j i c h lor k ów cyrkonu protaktynu, opartą na koncentrowaniu się Pa w roztwo 11 O rze otrzymał kilka centygramów tego radiopierw iastka w stanie che micznie czystym. Zawartość protaktynu w minerałach uranowych jest porównywalna z zawartością radu, można przeto przypuszczać, że uda się go wydzielić w ilości wystarczającej do oznaczenia ciężaru atomowego. Protaklyn w postaci tlenku lub wodorotlenku rozpuszcza się łatwo, podobnie jak tantal, w kwasie fluorowodorowym. Tlenek (zapewne Pa., O, j) jest to biały proszek, topiący się w bardzo wysokiej temperatu rze i nierozpuszczalny po wyprażeniu w liCI, IINO% i H<, S04. W celu oddz ie len ia go od Ta, tlenek należy stopić z Na HSO t, dodać wody i r o z p u Ś c i ć w nSO, t. p o s t o P i e n i u z Na., CO; i d o d a n i u wo d y, Tar o z puszcza się, Pa zaś pozostaje w osadzie. Pa strąca się ilościowo nad miarem kwasu fosforowego z kwaśnych roztworów chlorku, azotanu lub siarczanu. Aktyn. Aktyn ma własności chemiczne upodobniające go do ziem rzadkich, wydziela się z minerału razem z grupa tych ciał, może być jednak od nich oddzielony tylko drogą uciążliwego frakcjonowania. Aktyn nie daje bezpośrednio żadnego dostrzegalnego promieniowania, toteż jego obecność ujawnia się tylko promieniowaniem powoli nagromadza j ą c y c h s i ę P i e r w i a s t k ć w P o c h o d n y c h (tj 1 32); w s k u t e k t e g o a k t Y w n ość świeżo sporządzonego aktynu wzrasta w ciągu kilku miesięcy. Ponieważ okres wynosi około 10 lat, przeto aktyn razem z. pierwiastkami pochod nymi tworzy zbiór, praktycznie biorąc, trwały, dający złożone promie n i o wa n i e a,, 3 i J. Podobnie jak polon i rad, aktyn został najpierw znaleziony w blen dzie smolistej, zawierającej w dosyć małej ilości ziemie rzadkie, głównie z grupy cerowej, mianowicie: cer, lantan, prazeodym, neodym i samar; najczęściej do tej grupy dołącza się mała przymieszka toru. W tej mie szaninie ciał o zbliżonych własnościach tor jest najsłabiej zasadowy, lantan zaś najsilniej, aktyn jest najbardziej podobny do lantanu, od kté rego różni się jeszcze silniejszym charakterem zasadowym. Aktyn strąca się w postaci wodorotlenku, fluorku lub szczawianu z torem pierwiastkami ziem rzadkich. (Strącenie mniej zupełne niż w przypadku La). Cer i tor można oddzielić zwykłymi sposobami, aktyn zostaje wówczas z rzadkimi ziemiami, które następnie kolejno oddzie lamy, frakcjonując systematycznie podwójne azotany amoniakalne w roz tworze azotowym. Aktyn, podobnie jak lantan, przechodzi do frakcyj najmniej rozpuszczalnych. W celu wzbogacenia lantanu zawierającego aktyn, stosujemy z powodzeniem cząstkowe strącanie szczawianu w roz t w o r z e a z o t o w y m, p r z y c z y m a k t Y n k o n c e n t r u j e s i ę w r o z t w o r z e (Maria Curie i w s pół p r a c o w n i c y). Z a p o m o c ą t e j m e t o d y o t r z y m a n o n i e d a w n o z minerałów uranowych z Haut Katanga kilka gramów tlenku lantanu, zawierającego 1 do 2 mg aktynu; jest to ilość odpowiadająca w minerale 10 tonom uranu. Sole dc i La są izomorficzne, jak to wynika z prawidłowego prze biegu cząstkowej krystalizacji, można przeto przyjąć, że związki che miczne aktynu są analogiczne do związków łaniami i wyrażają się wzo rami chemicznymi tego samego typu. Aktynowi przypisujemy w ukła dzie periodycznym miejsce dotąd nie zajęte, położone w ostatnim wierszu i trzeciej kolumnie (1. at. 89). liadioak/yn. Aktyn X. Ciała te są to pochodne aktynu i są otrzymy wane z tego ostatniego. Radioaklyn (Halin), izotop toru (I. at. 90) po siada okres 18, 9 dni i wysyła promienie a wraz ze słabym promienio waniem [5 i f. Dla oddzielenia radioaktynu od aktynu posługujemy się tymi samymi metodami, co dla oddzielenia toru od lantanu. Radioaklyn zamienia się w aktyn — V (Giesel, Godlewski), którego okres wynosi 11, 2 d n i. P r o m i e n i o w a n i e zaś j e s t p o d o b n e g o c h a rak t e r u, jak p r o m i e n i o w a n i e radioaktynu. Aktyn.V jest izotopem radu (1. at. 88). Z roztworu zawie rającego aktyn, radioaktyn aktyn X można strącić amoniakiem dwa pierwsze pierwiastki; aktyn X pozostaje wówczas w roztworze. Aktyn V j e s t s u b s t a n c j ą m a c i e r z y s t ą akty n o n u ( g a z u p r o m i e n i o t wór c z e g o ), z k t ć rego powstaje aktywny osad aktynu, składający się z kilku radiopier wiastków (rozdz. IX i X). Pochodne toru. Mezotor 1. Mezotor 1, odkryty przez O. Halina, oddziela się razem z radem z minerałów zawierających uran i rad (toryl, torianit inona zyt). Preparaty mezotoru 1 wysyłają promienie (3 i f należące w rzeczy wistości do innego radiopierwiastka, mianowicie mezotoru 2; jest to pierwiastek krótkotrwały, który daje się strącić amoniakiem, po wytra ceniu zaś znowu narasta w roztworze. Mezotor 1 nie wysyła żadnego dostrzegalnego promieniowania; jako izotop radu nie może być oddzie lony od niego (1. at. 88); okres mezotoru wynosi 6, 7 lat. Mezotor i jest używany w lecznictwie w podobnym zakresie co rad i jest otrzymywany fabrycznie jako uboczny produkt fabrykacji torowych koszulek do pal ników gazowo-żarowych. Mezotor 2 jest izotopem aktynu (1. at. 89); jakkolwiek jego okres jest dosyć krótki (6, 2 godzin), jednakże udało się zbadać jego własności che miczne (Jowanowicz) tą drogą zdobyć szereg wiadomości o aktynie, Którego badanie wymaga, jak lo widzieliśmy, bardlo długiego czasu. Jest to przykład stosowania wskaźników promieniotwórczych (9 121). W celu oddzielenia MTh2 od MThl, posługujemy się najczęściej kry s’a'i/acją W Stężonym kwasie solnym w obecności barn. MTh2 pozostaje w ć w c z a s w r o z t w o r z e, n a t o m i a s t c h lor e k MThl w Y kry s t a I i lo w u j e s i ę r a z 8aC1 2. Mezotor jest substancją macierzystą radiotoru. Z roztworu przecho wywanego w ciągu dostatecznie długiego czasu można wytrącić amonia kiem nagromadzony radiotor drogą dodania kilku miligramów pier wiastka porywającego. Podczas opisanej poprzednio krystalizacji.1/7711. 412 radiotor pozostaje w roztworze razem powtarzali tę operację wielokrotnie MThl wo I ny od RTh, ponieważ proces ków odbywa się z różną szybkością. Radiator. Tor X. Radiotor został odkryty przez O. Halina w toria nicie z Cejlonu, którego kilkaset kilogramów było uprzednio traktowane w celu wydobycia radu. Ten minerał składa się w przeważnej części z tlenku toru, zawiera jednak również pewną ilość tlenku uranu, a zatem i rad. Kiedy podjęto cząstkową krystalizację radonośnego chlorku baru, pochodzącego z tego minerału, zauważono, że w miarę jak rad nagro madza się w części najmniej rozpuszczalnej, we frakcji najbardziej roz puszczalnej koncentruje się nowe nieznane dotąd ciało, posiadające własności promieniotwórcze toru, jednakże w znacznie silniejszym stopniu; ciało to wydziela obficie gaz promieniotwórczy, otrzymywany ze związków toru i noszący nazwę toronu, czyli emanacji toru (9 43). Nowy radiopierwiastek, odpowiedzialny za wytwarzanie toronu, otrzymał nazwę radiotoru; wiemy dzisiaj, że jest to pierwiastek pochodny toru i znaj duje się w jego związkach. Radiotor wykryto również w osadach nie których gorących źródeł w Sabaudii (Błanc). Radiotor jest to izotop toru (1. at. 90) i posiada okres równy 1, 9 lat. Promieniowanie radiotoru składa się głównie z promieni a ze stosunkowo słabego promienio wania [3. Z radiotoru powstaje krótkotrwały tor X (Rutherford i Soddy) (izotop radu o okresie 3, 64 dni; promienie a i słabe promieniowanie P), używany w medycynie i otrzymywany z roztworu radiotoru drogą do dania amoniaku lub wody utlenionej; radiotor strąca się wówczas razem z torem, tor X zaś pozostaje w roztworze. Tor X jest bezpośrednim rodzicem toronu, który z kolei przeobraża się w szereg innych pier wiastków stanowiących osad aktywny toru. z M Tk2, jeż e I i j e d n a k b ę d z i e m y codziennie, otrzymamy w końcu powstawania obu tych pierwiast ROZDZIAŁ VIII MINERAŁY PROMIENIOTWÓRCZE I OTRZYMYWANIE RADIO PIERWIASTKO W 9 40. Minerały promieniotwórcze. Znamy wielką liczbę minerałów promieniotwórczych. Są to mine rały uranowe torowe, zawierające oba te pierwiastki w różnych pro porcjach, a oprócz nich wiele pierwiastków niepromicniotwórczych. Od chwili odkrycia radu zajęto się gorliwie poszukiwaniem tych minerałów i wykryto je w różnych częściach kuli ziemskiej. Minerały promienio twórcze zawierają również pierwiastki pochodzące od uranu toru w ilościach proporcjonalnych do ilości pierwiastków macierzystych. Nie które spośród nadających się do przeróbki minerałów uranowych są prawie zupełnie wolne od toru; wydobywany z nich rad nie zawiera mezotoru. Natomiast minerały torowe używane w przemyśle zawierają zawsze znaczną domieszkę uranu i dlatego w preparatach torowych znaj dujemy również pierwiastki pochodne uranu. Tak np. otrzymywany chemicznie mezotor zawiera rad. Taka mieszanina posiada niniejszą wartość niż preparat radu wysyłający promieniowanie tej samej mocy, gdyż mezotor zanika do połowy w ciągu 6, 7 lat, gdy tymczasem rad ma okres 1600 lat; jest zatem, praktycznie biorąc, niezmienny. Niekiedy znajdujemy zwarte minerały promieniotwórcze, najczęściej jednak spotykamy je w postaci rozproszonej. W pierwszym przypadku mamy do czynienia z kryształami o dosyć znacznej objętości lub bryłami rozrzuconymi w masywach skalnych, w żyłach lub kieszeniach. W dru gim przypadku minerały promieniotwórcze są ściśle zmieszane z Otacza jąca, je skalą lub glebą i są rozsiane w całym obszarze w postaci bar dzo małych kryształków. Przemysł zużytkowuje dzisiaj dla fabrykacji radu nie tylko bogate minerały, zawierające 50 mg lub więcej radu w tonie, lecz również materiał ubogi, dostarczający zaledwie kilku mi ligramów radu na [tonę. Stosunek ilości radu do ilości uranu w mine rałach ma wartość stałą, wynoszącą 3, 4.10-’ (9 124). Stąd wynika, że żaden minerał nie może zawierać więcej niż 340 ni gradu na tonę uranu. Istnieją dwie proste metody rozpoznawania promieniotwórczości mi nerałów. Pierwsza polega na tym, żc kładziemy kawałek minerału w ciemnym pokoju na kliszy fotograficznej i wywołujemy ją po ekspo M. Curie-Sklodowskn. Promieniotwórczość. 8 zycji trwającej dobę; na otrzymanym zdjęciu ciemne miejsca odpowia dają aktywnym częściom minerału, jasne zaś częściom nieaktywnym (tabl. VI, fig. 2, 3). Drugi sposób jest oparty na jonizacji powietrza: drobno sproszkowany minerał umieszczamy na krążku, który wprowa dzamy do komory jonizacyjnej, połączonej z elektrometrem lub elektro skopem. Do szybkiego badania terenów używa się obu sposobów; istnieją specjalne przenośne elektroskopy służące do tego celu. Pier wotne jednolite minerały uranowe, składające się z mniej lub więcej czystego tlenku uranu, są czarne i ciężkie; czarne lub ciemnobrunatne są również minerały, w których obok uranu znajdują się kwasy: tanta lowy, niobowy i tytanowy (samarskit, belafit itp). Istnieją również mi nerały uranowe o żywym zabarwieniu. Są one znacznie późniejszego pochodzenia i powstały drogą chemicznej przemiany minerałów pier wotnych (autunit, kiuryt). Minerały torowe są na ogół ciemno lub jasnobrunatne (tory t, torianit, oranży t, monazyt itp.r). Poniżej dajemy opis niektórych ważniejszych minerałów, 2) w 99 41 42 będzie mowa o głównych sposobach przeróbki minerałów uranowych oraz uranowo-torowych 3 ). a) M i n e r a ł y t I e n k u U I u b U i Th: Blenda smolista (uraninit) zawierająca od 30 do 80$ U w postaci t I e n k ć w U0 2 i UO s; b rak I u b ś I a d y Th; s P o r o i n n y c h P i e r w i a s t k ć w w drobnych ilościach: Si, Fe, Mg, Ca, Ba, Sb, Cu, Pb, Bi itd. Budowa ścisła lub kryptokrystaliczna (Jachymów w Czechosłowacji, Anglia, St. Zjednoczone, Kongo Belgijskie, Kanada). Broggerit, kleweit itp. Minerały krystalicznego tlenku uranu, nie k i e d y z a w i e raj ą c e Th O 2 w róż n y c h p r o p o r c j a c h ( N o r w e g i a, S t. Z j e d n o czone). Torianity. M i n e rały krysta licz nyc h t I e n ków Th U zawierające znacznie więcej Th niż U, np. 65$ Th, 10% U (Cejlon). b) Uwodnione minerały wtórne: Bekierelit (UO s, 211, 0), 72% U, nian ołowi u, 55« U, kdsolit (3PbO, nian ołowiu (Kongo Belgijskie). kiury t 3UO s, (2PbO,.)UO s, SSiO), 40$ (tH 2 0) u ra U, krzemoura c) Uwodnione krzemiany: Oranży t, 06% Th, 1%U; to ryt, 45 65$ Th, 9% U (N o rweg i a). d) Fosforany: Autunit (Ca, 2U0 2, 2PO Ą, 8// 2 0), fosforan wapnia i uranylu, ok. 50$ U, zielone blaszki krystaliczne (Portugalia, Tonkin). Chalkolit, torbernit (Cu, 2U0 2, 2P0 4, 8H 2 0), fosforan Cu ura nylu, ok. 50$ U, zielone kryształy (Kornwalia, Portugalia). Mo n azyt, fosforan ziem rzadkich, głównie cerowych (CePO Ą ), zawie rający ok. 10$ Th i ok. 1 $ U (Brazylia, St. Zjednoczone, Indie). ’) Instytut Radowy w Paryżu posiada zbiór minerałów promieniotwórczych. 2) Zawartości U i Th są podane tylko dla orientacji, ponieważ w większości minerałów wahają się w dosyć znacznych granicach. 3) Porównaj «Lc Radium et les Radioelementsn przez Maurice Curie. Paryż 1925. e) Wanadziany: Karnotyt, uwodniony wańadzian /’O.:t A. ok. 50% U, żółty proszek krystaliczny (St. Zjednoczone). Ferganit, tuja mu nit, składające się z UO x i V->O;, ok. 50% U (Tu r kiestan). f) Niobiany, tantalany, tytaniany: Samarskit, n i o bi an i tantal an zi em rzad ki c h (głów n i e i t ro wyc h, 3V&% U, 4$ Th (Rosja, St. Zjednoczone, Indie, Madagaskar). Betatit, krystaliczny tytanonioblan i tantalan uranu, 25 % U, 1% Th (Madagaskar). Euksenit, niobian i tytanian ziem rzadkich (itrowych), 3 do 13$ U, Q>% Th (Norwegia, St. Zjednoczone, Madagaskar). 9 41. Minerały uranowe zawierające tylko ślady toru. Przeróbka blendy smolistej. Główne minerały używane do otrzymywania radu su następujące: blenda smolista, autunit, karnotyt, betafir). Niektóre z nich zawierają t a k m a ł o t o r u, ż e s t o s u n e k Th/U j e s t r z ę d u 1 O ’“ 5 ( b I e n d a s m o I i s t a z Jachymowa z Wysokiej Katangi). W betaficie stosunek ten jest nieco wyższy (od 1 do 4%). Rlenda smolista z Jachymowa jest to m i nerał, który posłużył do odkrycia polonu i radu; eksploatowana dawniej w celu wydobywania uranu, obecnie dla fabrykacji radu 2 ), znajduje się razem z dolomitem i kwarcem w żyłach położonych w wielkiej głębo kości (500 m i więcej) w granitowym masywie tego terenu. Skład che miczny blendy smolistej jest zmienny dość zawiły. Oto przykład: L’ 3 O 8 16, 82 CaO 2, 45 F e 2 ’., 00 MgO 0, 19 PbO 4, 63 K, () 0, 28 B i 3 O, 0, 67 N a 2 1, 19 As., O. 0, 82 rzadkie ziemie 0, 52 ZnÓ 0, 22 11, 0 3, 25 MnO 0, 04 S 1, 15 Si0 2 5, 07 t o r ślady Blenda smolista pochodząca z Konga belgijskiego (Wysoka Katanga) znajduje się w kieszeniach obok skał osadowych minerałów wtórnych, które powstały z niej pod działaniem różnych czynników fizycznych chemicznych: chalkolitu, kasolitu itd. 3 ). W Kanadzie znaleziono rozległe ’) Pierwsza fabryka radu została założona w r. 1904 we Francji przez Armct de Lisle’a. 2) Dawniej przez rząd austriacki, obecnie przez rząd czechosłowacki. Po ekstrakcji uranu rozcieńczonym kwasem siarkowym pozostaje mieszanina nierozpuszczalnych siar czanów, zawierająca rad, która posłużyła jako surowy materiał do otrzymywania tego pierwiastka. 3) Minerały te są przerabiane w Oolen w Belgii i stanowią obecnie główne źródło radu. 16 żyły blendy smolistej w pobliżu koła biegunowego w starych skałach osadowych. Główne czynności służące do otrzymywania radu są następujące: 1) roz puszczanie minerału, do którego dodaje się stosowną ilość baru w celu porywania radu, 2) oddzielanie surowych siarczanów, zawierających rado nośny bar, 3) oczyszczanie siarczanów i ich przekształcanie na chlorek radonośnego baru, 4) frakcjonowanie chlorku radonośnego baru w celu otrzymania soli o dużej zawartości radu, 5) oczyszczanie skoncentrowa nego chlorku i ostateczne frakcjonowanie chlorków lub bromków. Te czynności są przedstawione schematycznie na tablicy I. Jak widać, w trakcie operacyj różne radiopierwiastki koncentrują się w niektórych frakcjach. Należy zaznaczyć, że ten schemat jest przysto sowany do swego głównego celu, mianowicie otrzymywania radu i uranu; inne radiopierwiastki nie zostały uwzględnione w tym samym stopniu ulegają rozproszeniu podczas kolejnych operacyj. Zazwyczaj traktuje się blendę smolistą rozcieńczonym kwasem siar kowym; niekiedy jednak należy poprzedzić rozpuszczanie wyprażaniem minerału drobno sproszkowanego i zmieszanego z węglanem sodu. Frak cjonowanie chlorków (metoda opracowana przez Marię Curie) stanowi podstawowy rys przeróbki minerałów radowych. Frakcjonowania doko nywa się najpierw w roztworze wodnym. W miarę jak oddzielanie soli radowych postępuje, jest rzeczą korzystną wykonywać krystalizację w roztworze co raz to silniej zakwaszonym, co zmniejsza 5« 2* rozpuszczalność, a zarazem ułatwia usu 1\ \ wanie niektórych zanieczyszczeń (Fe, Ca, , a* ziemie rzadkie). Najczęściej nie doprowa [\ \ f \ dza się frakcjonowania aż do otrzymania ,. J’ *? czystej soli radowej i poprzestaje się na stopniu czystości, zależnym od wymagań odbiorcy (50 do 90$). W celu frakcjonowa KKKKK nia preparatów bardzo skoncentrowanych

zastępuje się chlorki bromkami (Giesel). 

Schemat frakcjonowania jest przedsta wiony na rys. 61. Najpierw należy spo rządzić roztwór soli barowo-radowej (frakcja 1) nasycony w temperaturze zbli żonej do 100°; podczas stygnięcia część soli wypada z roztworu w postaci krysz tałów, w których stosunek Ra/Ba jest większy niż we frakcji 1. Oddzielając kryształy od cieczy macierzystej otrzymu jemy frakcje 1, (kryształy) i 2 Ł (ciecz), z których każdą poddaje się tym samym czynnosclom co 1. 7“0 frakcjonowanie drugiego rzędu daje trzy frakcje: kryształy z (Ij), oznaczone jako (1 2 ), ciecz macierzystą z (Ij), którą łączy się z kryształami z (2t) i oznacza przez (2 2 ), ciecz macierzy stą z (2j) oznaczoną (3 2 ). W podobny sposób frakcjonowanie trzeciego rzędu daje 4 frakcje; tak samo postępuje się w dalszym ciągu aż do TABLICA pozostałość (I{a, RaD, Pa) + go rący roztwć r NaCI pozostałość + gorący roztwór Na, CO, roztwć r traktowany przez C0 3 A’a 2 pozostałość + roztwć r HCI osad: ołów + RaD r ’“ pozostałość krzemionka, Pa r roztwór U, Fe (Pa, lo, Ac, Po) + lfajC0 3 osad Fe roztwór L roztwór Ba + Ra i zanieczyszczeń, pierwsze frakcjonowanie cześć najmniej rozpuszczalna traktowana przez ItS osad: ołów + RaD część najbardziej rozpu szczalna Ba, lo, Ac roztwór zadany wodą utlenioną + Nil, otrzymania cieczy macierzystej, dostatecznie ubogiej pod względem za wartości radu, aby ją można było usunąć, co wskazuje strzałka skiero wana na prawo. Z drugiej strony usuwa się również kryształy bardzo skoncentrowane, gdy ich ilość jest zbyt mała dla dalszego frakcjonowa nia (strzałka wskazująca na lewo). Kryształy wzbogacone zbiera się ra zem i potem poddaje nowemu frak cjonowaniu; ostatecznym wynikiem wszystkich czynności jest otrzyma nie w czołowych kryształach czystej soli radowej. Jeżeli, jak to dzieje się w tym przypadku, wykrystalizowuje się sole izomorficzne, tworzące roztwór stały w dowolnej proporcji, wówczas frakcjonowanie odbywa się w spo sób bardzo prawidłowy. Krzywe na rys. 62 ilustrują wzajemną zależność II i x ilości Ra i Ba w kryształach, tj. wyrażonych w 010 całkowitej ilości każdego z tych pierwiastków w pierwotnym roztworze. Możemy zde finiować współczynnik wzbogacania ylx oraz współczynnik podziału /’: wodorotlenki Ac, lo y % Ra kr j, Ra kr Ba kr x %Bakr roztwór strącony (iV/z)., C0 3, osad rozpuszczony w JIBr, ostateczne frakcjonowanie Ra 100 60 -2 1 CD i i i 20 100 40 / .

40 60 20 80 “/“8a. iv krysztatcech Rys. 62. Ra roztw. Ba roztw. II 1-y 1-x x 118 Współczynnik I’ zależy od temperatury i od rodzaju użytej soli. Np. w przypadku chlorku mamy 5 w 20°; jeżeli roztwór nasycony mię dzy 90% i 100$ oziębimy do 20“, wówczas ilość wykrystalizowanego HaC/ 2 wynosi 35$, ilość zaś RaCL, 70$, tj. y/x = 2. W przypadku bromku I ’= 9 lub jeszcze więcej. Rad jest rozmieszczony równomier nie w masie krystalicznej; istnienie określonych związków liczbowych świadczy o tym, że podział Ra i Ra pomiędzy roztworem i kryształami jest zjawiskiem równowagi faz; równowaga ta może jednak być do pew nego stopnia zakłócona wskutek niejednorodności roztworu, a zwłaszcza kryształów. Jeżeli f = 1, mamy yjx = 1, tj. nie zachodzi wzbogacanie ani roztworu, ani kryształów (przypadek pierwiastków izotopowych). W przypadku I ’< 1 mamy do czynienia ze wzbogacaniem się roztworu. Krzywa kropkowana, ilustrująca ten przypadek, przedstawia krystalizację frakcjonowaną szczawianów La i Ac w roztworze zakwaszonym kwasem azotowym: odcięte przedstawiają zawartość procentową La w kryszta łach, rzędne zaś zawartość Ac. Jeżeli równowaga między roztworem i kryształami dotyczy tylko powierzchniowej warstwy kryształów, wówczas równanie należy napisać w następujący sposób: A! = *; (A stała). dx 1 x W tym przypadku I„nie jest stałe dla wszystkich wartości x. Zresztą żadna z tych zależności nie sprawdza się z zupełna dokładnością. Na tablicy II jest przedstawiony schemat przeróbki blendy smolistej w celu otrzymywania polonu. Oddzielenie polonu od bizmutu, ołowiu i innych łatwo redukujących się metali opiera się na zastosowaniu wła sności chemicznych i elektrochemicznych polonu opisanych w 9 39. TABLICA II. Blenda smolista + gorący roztwór HCI pozostałość do przeróbki w celu otrzymania radu roztwór + 11..< osad w HNO, + HCI + 11, 0 strącony.V11 3 rozpuszczony roztwór wodorotlenki Pb, Iii, Po traktowane w celu skoncentrowania Po roztwór Cu Jak widać na tablicy I, radioołów (ołów + RaD) jest jednym z ubocz n y c h p r o d u k t ć w f a b ryk a c j i r a d u; P i e r w i a s t e k t e n d aj e s i ę o d d z i e I i ć o d m i n e r a ł u p r a w i e c a łka w i c i e, s t o s u n k o waz a war t ość RaD j e s t t Y m w i ę k s z a, im minerał zawiera mniej nieaktywnego, tj. zwykłego ołowiu. Radio ołów bywa używany jako źródło polonu, który powstaje z RaD. Istnieje kilka sposobów wydobywania-polonu nagromadzonego w radioołowiti: 1), strąca się ołów kwasem solnym w kwaśnym roztworze azotowym, przy czym polon pozostaje w roztworze. 2), polon osadza się drogą elektrochemiczną na blaszkach miedzianych lub srebrnych zanurzonych w roztworze radioołowiu; 3) polon porywa się koloidalnym osadem wodorollenku żelazowego. Spośród innych ubocznych produktów fabrykacji radu należy wy mienić protaktyn, który znajduje się bądź w ostatecznej pozostałości procesu rozpuszczania, składającej się głównie (p. tablica I) z krzemionki, bądź w kwaśnym siarkowym roztworze uranu. Jon i aktyn znajdują się również CZęSCIOWO w tym roztworze, CZęSCIOWO zaś pozostają razem z nierozpuszczalnymi siarczanami i podczas pierwszej fazy frakcjonowania .są przeważnie usuwane razem z frakcjami zawierającymi bar. Tablica III podaje schemat przeróbki służącej do wydobycia tych ciał, mianowicie z jednej strony mieszaniny toru i jonu, z drugiej zaś aktynu towarzy szącego lantanowi. W tej przeróbce można zastąpić kwas szczawiowy fluorowodorem, o ile rozporządza się odpowiednimi naczyniami. TABLICA III. Roztwór otrzymany po pierwszym frakcjonowaniu radu [Ilu, lo, Ac) traktowany IItS siarczki roztwór zadany woda „tlenioną + JV// 3 wodo rotl e n ki rozpuszczone w liCI + kwas szczawiowy , roztwór Ba szczawiany — r go rący roztwć r lfaOH roztwór Fe wodo rotl e n ki rozpuszczone w liCI traktowane Xa 2 CO roztwór Th, lo osad Ac + La, Nd, Pr, Ce itd. oddzielenie Ce, następnie frakcjonowane strącanie szczawianów w kwaśnym roztworze azotowym Ograniczymy się tylko do niektórych wskazówek, dotyczących prze róbki innych minerałów używanych w przemyśle radu. Główne operacje są te same co w przypadku blendy smolistej, ale sposoby używane do rozpuszczania minerału i do otrzymywania siarczanów w postaci surowej mogą być różne, w zależności od natury minerału. Karnotyt, wanadzian uranu, znajdujący się głównie w Stanach Zjed noczonych i autunil, fosforan uranu i wapnia, wydobywany przeważnie w Portugalii, mogą być rozpuszczane w niektórych przypadkach na gorąco w rozcieńczonym kwasie solnym; z roztworu wytrąca się następnie su rowe siarczany. W innych przypadkach jest rzeczą korzystną poprze dzić działanie rozcieńczonego kwasu solnego stopieniem z węglanem sodu. Betafit, minerał z Madagaskaru, zawierający uran wraz z kwasem niobowym, tytanowym i lantalowym stapia się z ługiem sodowym i wę glanem sodu w celu rozpuszczenia kwasów rzadkich ziem. Można rów nież dokonać stopienia z kwaśnym siarczanem sodu i zalać wodą; rado nośny siarczan baru pozostaje w osadzie wraz z kwasami rzadkich ziem, które można następnie oddzielić za pomocą fluorowodoru lub stopienia z ługiem sodowym. 9 42. Minerały torowo-uranowe. Niektóre minerały torowe z bardzo małą domieszką uranu, np. toryty, są interesujące pod względem naukowym z tego powodu, że zawierają prawie wyłącznie pochodne toru. Jednakże minerały używane w prze myśle (torianit, monazyt) charakteryzują się dosyć znacznym stosunkiem uranu do toru, toteż w promieniowaniu biorą udział pochodne obu pier wiastków w porównywalnych proporcjach. Torianit jest to minerał z dużą zawartością toru, znajdujący się na Cejlonie w postaci małych kryształów sześciennych. Przeróbka kilkuset kilogramów tego minerału doprowadziła do odkrycia mezotoru radio toru (9 39). Zawartość toru w torianicie może wynosić 60 80*, zawar t ość u r a n u 1 O d o 20%. M o n a z y t j e s t u b o ż s z y w t o r, j e s t j e d n a k p r z e rabiany na wielką skalę w przemyśle koszulek gazowo-żarowych, ponie waż znajduje się w wielkiej ilości w Brazylii Stanach Zjednoczonych w tzw. piaskach monazytowych. Monazyt, jest to krystaliczny fosforan rzadkich ziem, zawierający na ogól 6 — 12% toru. Minerał rozpuszcza się na gorąco w kwasie siarko wym, siarczany rozpuszczalne są usuwane; wśród siarczanów nieroz puszczalnych znajduje się bar, a razem z nim rad i mezotor 1. Przeróbka tych surowych siarczanów nie różni się w zasadzie od tej, którą opisy waliśmy poprzednio. W cząstkowej krystalizacji rad i mezotor 1 oddzie lają się w czołowych frakcjach, w końcowych zaś-radiotor powstający stopniowo z mezotoru. Krystalizację posuwa się aż do otrzymania chlorku lub bromku radowego, wolnego od Ra i zawierającego mezotor w ilości niedostrzegalnej za pomocą wagi; dalsze krystalizacje nie zmie niają już substancji otrzymanej w ten sposób. Wszelako udział drobnej ilości mezotoru w promieniowaniu jest tak znaczny, że niektóre pro dukty dają w miesiąc po przyrządzeniu promienie f, których 75% po chodzi od mezotoru (wskutek utworzenia się mezotoru 2), 25% zaś od radu (wskutek utworzenia się RaC). Całkowite promieniowanie ( wzrasta jeszcze w ciągu około trzech lat wskutek powstawania radiotom i ciał od niego pochodnych. Promieniowanie osiąga następnie maximum, po czym zmniejsza się ponieważ mezotor 1 ulega zanikowi; po upływie 50 łat promieniowanie pochodzi, praktycznie biorąc, od radu, którego ilość jest wówczas o 2% niniejsza od początkowej. R o Z I) Z I A Ł IX GAZY PROMIENIOTWÓRCZE 9 4 3. Emanacje. Wśród krótkotrwałych pierwiastków pochodzących od uranu toru s p o t Y k a m y t r z y p r o m i e n i o t wór c z e g a z y z w a n e d a w n i e j p o w s z e c h n i e ema nacjanii r a d u, t o r u i a k t Y n u; 1) o b e c n i e p r z y jęt e s ą i n n e n az wy, m i a n o wicie: radon, toron i aktynon (symbole: Rn, Tn, An). Radon wydziela się ze związków radu, który jest jego bezpośrednim rodzicem; toron po wstaje ze związków toru, zawierających substancję macierzystą toronu tor X; wreszcie aktynon pochodzi od aktynu za pośrednictwem radio aktynu i aktynu X. W celu otrzymania któregokolwiek z tych gazów wystarcza zebrać powietrze, które pozostawało w ciągu pewnego czasu w zetknięciu z substancjami macierzystymi: prąd jakiegokolwiek gazu, przechodzący przez te substancje unosi wytwarzane przez nic emanacje. Wszystkie emanacje zachowują się w ten sam sposób co zwykłe, bardzo rozcień czone gazy. Możemy wykryć istnienie emanacji w badanym gazie wprowadzając go do komory jonizacyjnej lub do naczynia, zawierającego jakąś sub stancję fosforyzującą, np. siarczek cynku; ciała tego rodzaju świecą w obecności emanacji. Każda z trzech enianacyj ulega przemianie dając początek szeregowi pierwiastków pochodnych, nazwanych osadem aktywnym, ponieważ, są to ciała stale, osiadające na ściankach znajdujących się w zetknięciu z ema aacją. Osady aktywne posiadają własne promieniowanie, składające się z promieni a, (3 i Emanacje wysyłają promienie a; jak dotąd, stwier dzono istnienie promieni przenikliwych tylko w przypadku aktynonu. Emanacje mogą być badane w określonych warunkach za pomocą pro mieni przenikliwych, wysyłanych przez należące do nich aktywne osady. W następnym rozdziale zajmiemy się szczegółowo zagadnieniom osa dów aktywnych. 9 44. Wyznaczanie stałej zaniku emanacyj. Każdy radiopicrwiastek ulega przemianie w ten sposób, że jego ilość q w chwili I wyraża się wzorem: q q6 er M, gdzie dany czasu qo jest to ilość początkowa, X stała zaniku charakteryzująca pierwiastek (rozdz. XI); ilość q zmniejsza się do połowy w ciągu T, niezależnego od q zwanego okresem: e’-r=2; \ T = In2 = 0, 693. Krzywa przedstawiająca zależność log<7 od t jest to prosta, z której nachylenia można wyliczyć X. Radon. W najprostszej metodzie badania stałej radonu wprowadza się gaz zawierający stosowną ilość radonu, powstającego w roztworze radu, do szczelnej, uprzednio opróżnionej, komory jonizacyjnej. Na rys. 63 krzywe A i A’ (narysowane w różnych skalach czasu) przedstawiają natę żenie prądu jonowego, jako funkcji czasu, w założeniu, że wprowa dzenie gazu odbyło się w ciągu czasu nieskończe nie krótkiego. Prąd po siada wartość początkową l“ i wzrasta najpierw szyb ko, potem wolniej, prze chodzi przez maximum po upływie około 3 godzin, po czyni zmniejsza się w spo sób prawidłowy. Prawo zaniku dąży do postaci wy kładniczej z okresem 1.lili żonym do 3, 8 dni, charak terystycznym dla radonu. A Jpro*“ TM*,?/\, 3 iffprom, *TM p i / Prąd początkowy pochodzi Rys. 63. od promieni a radonu; wzrost obserwowany pod czas pierwszych trzech godzin jest spowodowany stopniowym powsta waniem osadu promieniotwórczego, którego działanie pochodzi głównie od promieniowania a, częściowo jednak również od promieniowania [3 i Po upływie trzech godzin ustala się określony, niezmienny stosunek między ilością radonu a ilościami składników osadu; całość zmniejsza się wówczas zgodnie z prawem zaniku radonu (9 62). Zamiast wprowadzać radon do komory jonizacyjnej, można również zamknąć go w zalutowanej ampułce szklanej mierzyć promieniowanie przenikliwe jako funkcję czasu (rys. 64). Po upływie trzech godzin od chwili wprowadzenia radonu do ampułki stwierdzamy, że prawo zaniku jest takie samo jak w poprzednim doświadczeniu, efekt początkowy jest j e d n a k w t y m p r z y p a d kur ć w n y z e r u (r y s. 6 3, k r z y w e l>’ i / / ), ), c o d o w o d z i, że promienie j3 i ( należy przypisywać osadowi promieniotwórczemu, nic zaś radonowi.. Następująca metoda pozwala badać zanik radonu niezależnie od osadu p r o m i e n i o t wór c z e g o: d a n ą i I ość r a d o n u d z i e I i m y w zn an ym s los u n k u na kilka części; te części wprowadza się kolejno w określonych chwilach do komory jonizacyjnej; w każdym przypadku mierzy się — prąd począt kowy, po czym komorę się opróżnia, aby mo gła być użyta do następnej frakcji. Wszyst kie opisane tu metody dały wyniki zupełnie zgodne. Ponieważ stała radonu ma wielkie zna czenie zarówno z punktu widzenia teoretycz nego jak i praktycznego, przeto była przed miotem pomiarów, wykonanych za pomocą specjalnie opracowanych precyzyjnych me t o d (Bo/he, z Curie C. Chamie). S ą d z i m y dziś, że wartość tej stałej jest znana z do kładnością do 0, 050 i wynosi >. == 2, 0985.10-« sek T = 3, 823 dni. Rys. 6 1 i. A — e komora joniza cyjna połączona w I) z baterią; B elektroda połączona w li 7. e I e k t r o m e I r e m; C o s ł o na elektrostatyczna połączona z ziemią; Trurka wchodząca w zamknięty u dołu walec przy mocowany do górnej podstawy k o m o r y A \ It-ru rka z a w i e r a jąca radon umieszczona w rur ce T. Jonizacja w komorze A jest wytworzona przez promienie fi i i wychodzące z B po przej ściu przez ścianki rurek T i je l. Toro n. T o r o n o t r z y m u j e m y z a z w y c z aj drogą wydzielania ze stałego wodorotlenku toru. Można go wpuszczać wraz z powie trzem otaczającym substancję, w której po wstaje, do gazowej komory jonizacyjnej i badać za pomocą metody stałego odchy lenia natężenie prądu jonizacyjnego w za leżności od czasu (9 4). Natężenie prądu spada szybko wskutek zaniku toronu, nato miast ciała li i C tworzą się tak wolno, że nie odgrywają żadnej roli (p. 9 54). Można również używać metody prądu gazowego (rys. 65). wydzielającą toron umieszcza się w łódeczce.1; filtrowany Rys. 65. Substancję przez watę prą d P o w i e t r z a, k t ć r e g o prę d koś ć j e s t z n a n a, p o r y wat o r o n w z d ł u ż rur y 7’1, zawierającej elektrody rozmieszczone w równych odległościach. Mie rzymy jonowy prąd nasycenia, płynący między rurą i każdą z elektrod, l) Wyrysowane w różnych skalach czasu. 124 natężenie prądu maleje wraz z odległością od substancji wskutek za niku toronu podczas przepływu. Za pomocą obu opisanych metod znaleziono, że okres toronu wynosi 54, 5 sekund. Aktynon. Zanik aktynonu jest jeszcze szybszy niż toronu, toteż mógł być badany tylko zapomocą metody prądu gazowego; jako źródła aktynonu używa się jakiejkolwiek ziemi rzadkiej, zawierającej aktyn. Osad aktywny tworzy się szybko i nie może być zaniedbany; jeżeli prąd powietrza przepływa ze stałą prędkością w ciągu trzech godzin, ilość osadu aktynowego na ściankach rury na elektrodach osiąga wartość proporcjonalną do koncentracji w okolicy danego przekroju rury. War tość okresu wynosi 3, 9 sekund (Debierne). 9 45. Dyfuzja. Wypływ. Emanacje dyfundują w powietrzu jak zwykłe gazy w stanie bar dzo wielkiego rozcieńczenia, jednakże odległość na jaką mogą odda lić się od miejsca powstawania, jest zależna od czasu ich życia, gdyż emanacje ulegają zanikowi podczas dyfuzji. Tak np. w zwykłym po wietrzu radon może wypełnić równomiernie nawet naczynie o dużych rozmiarach, w którym znajduje się roztwór radu, jeżeli zaś mamy dwa zbiorniki połączone, to w każdym z nich ustala się ilość proporcjonalna do objętości o ile temperatury są jednakowe. Natomiast w przypadku toronu i aktynonu, a zwłaszcza tego ostatniego, koncentracja w powie trzu zmniejsza się wraz z odległością od źródła. W naczyniu opróżnio nym wszystkie emanacje osiągają jednostajną koncentrację. Współczynnik dyfuzji określamy wzorem D emanacji w powietrzu lub w innym gazie , n U x = l!J1 i dx gdzie n jest to koncentracja emanacji w danym punkcie, składowa dx gradienta koncentracji w kierunku x, U x składowa prędkości dyfuzji w tym samym kierunku; inaczej mówiąc nu x jest to ilość emanacji, przechodząca w jednostce czasu przez jednostkę powierzchni prostopadłej do kierunku x. W celu wyznaczenia współczynnika D radonu zastosowano następu jącą metodę (Curie i Oanne). Radon znajduje się w zbiorniku A o obję tości c (rys. 66), który możemy połączyć z wielkim zbiornikiem /I za pomocą rury włoskowatej o długości I i przekroju s. Za pomocą pro mieniowania przenikliwego, wchodzącego do komory jonizacyjnej, wy znacza się ilość radonu w zbiorniku A po ustaleniu się równowagi z osa dem promieniotwórczym. Dopóki połączenie z rurką włoskowatą jest zamknięte, promieniowanie zmniejsza się zgodnie ze zwykłyr m prawem wykładniczym radonu q = qoe-/\ ’; dq/dt = Xq. Z chwilą jednak, gdy połączenie jest otwarte, spadek staje się szybszy wskutek odpływu emanacji przez rurkę. Jeżeli zbiornik li jest dosta tecznie wielki, aby można było zaniedbać koncentrację radonu przy końcu rurki, wówczas w stanie statecznym gradient koncentracji w rurce po siada wartość stałą i równą n’l, gdzie n jest to koncentracja w zbior n i k u A “ P r z e z każ d y P r z e k rój rur k i P r z e c h o d z i z a t e m w j e d n o s t c e c z a s u ilość radonu równa On sil = Oqsllv. Prawo zmniejszania się q jest wówczas następujące dqjdt = (X + Osjlv) q = u. q, gdzie u = X + Osllv. Promieniowanie zbiornika A zmniejsza się zgodnie z prawem wykładni czym; wyznaczając doświadczalnie wartość wykładnika u. możemy wyli czyć o. Podczas trwania doświadczenia ciśnienie i temperatura w całej aparaturze muszą pozostawać niezmienne. Znaleziono, że współczynnik dyfuzji radonu w powietrzu w normal n y c h war u n k a c h t e m p e r a t u r y i c i ś n i e n i a w y n o s i O = 0, 1 O O cm 2 lsek. Z g o dnie z wymaganiami teorii kinetycznej gazów, współczynnik O wzrasta wraz z temperaturą i jest odwrotnie proporcjonalny do ciśnienia. Opisana metoda nie nadaje się do pomiaru współczynników dyfuzji toronu i aktynonu, gdyż ich życie jest zbyt krótkie. W tym przypadku można używać metody następującej (Rutherford, Oebierne). Weźmy pod uwagę dyfuzję jednego z tych gazów w kierunku Dx (rys. 67) wewnątrz zbiornika, posiadającego niewielki przekrój A (naczy nie cylindryczne lub pryzmatyczne o prostokątnym przekroju). Na dnie A p cL3 Rvs. 66. Rys. 67. zbiornika, na poziomie, r o, znajduje się substancja R, wydzielająca ze stałą szybkością toron aktynon, które wskutek samorzutnego rozpadu mają ograniczoną możność wznoszenia się w górę. W tych warunkach ustala się stan, w którym koncentracja n zmniejsza się wraz ze wzro stem, r; możemy założyć, że przy górnym końcu naczynia koncentracja jest znikomo mała. Zakładając, że w stanie statecznym ilość toronu lub aktynonu, zanikająca w warstwie grubości dx, równa się różnicy między ilością wchodzącą przez dolny przekrój i wychodzącą przez górny prze krój warstwy, otrzymujemy równanie: u d 2 n dK kn, którego całka, z warunkiem no = O dla x = O, jest xfk Tu gdzie no jest to koncentracja w punkcie x = o. Widzimy zatem, że koncentracja « maleje wraz ze wzrostem wyso kości x według prawa wykładniczego, log n zmniejsza się zatem liniowo, co pozwala wyliczyć D, jeżeli znamy X. Koncentracji n nie mierzymy bezpośrednio, lecz drogą badania osadu powstającego na ściance P wsta wionej poprzecznie do naczynia; koncentracja osadu jest w każdym miejscu proporcjonalna do D. Znaleziono, że pod ciśnieniem normalnym i w tem peraturze 15° D toronu w powietrzu wynosi 0, 09 do 0, 1, D aktynu: 0, 112 w p o w i e t r z u, O, 027 w b e z w o d n i k u w ę g I o w y m i O, 41 2 w wo d o r z e (A. Dę bienie, G. Bruhat). W przypadku aktynonu stwierdzono, że D jest od wrotnie proporcjonalne do ciśnienia. Wszystkie trzy emanacje posiadają współczynniki dyfuzji w powietrzu tego samego rzędu wielkości co gazy lub pary, których ciężar drobi nowy jest dosyć znaczny, jak np. para eteru lub alkoholu. Ciężar dro nowy emanacji jest jednak znacznie większy niżby to wynikało z war tości współczynnika dyfuzji. W założeniu, że drobina tego gazu jest jednoatomowa że powstaje z atomu radu (Ra = 226) drogą utraty a t o m u h e I u (He = 4) o b I i c z o n o, ż e c I ę Z a rdr o b i n o w y r a d o n u p o w i n i e n wynosić 222. W przypadku toronu aktynonu powinniśmy mieć 220 i 219. Wnioski teoretyczne, dotyczące radonu, sprawdzono w doświad czeniach, w których radon ważono bezpośrednio za pomocą czułej mikro wagi (Ramsay Gray). Analogiczny wynik otrzymano przez zastoso wanie metody wypływu. Metoda ta polega na badaniu prędkości z jaką gaz wypływa przez otwór w cienkiej ściance. Teoria zjawiska jest bardzo prosta w przy padku mieszaniny gazów znajdujących się pod bardzo niskim ciśnieniem (Knudsen); mianowicie każdy gaz wypływa z prędkością niezależną od obecności innych gazów; jego ciśnienie cząstkowe w zbiorniku A, za wierającym początkowo mieszaninę, zmniejsza się z czasem według prawa wykładniczego p = poe“’P', jeżeli ciśnienie w zbiorniku B, do którego gazy od pływają, jest znikomo małe. W danych warunkach doświadczalnych współczynnik u. jest odwrotnie pro porcjonalny do ciężaru drobinowego gazu. A. Debierne zastosował to prawo do wyznaczenia ciężaru drobinowego radonu, ściślej biorąc, stosunku tego ciężaru do znanych ciężarów drobinowych tlenu i argonu. Zbiornik cylindryczny A zawierający radon można było łączyć z kolbą o pojemności B za pomocą kranu z szerokim otworem (rys. 68); kanał kranu był zamknięty cienką blaszką platynową, w której Rys. 68. /robiono bardzo mały otworek. W doświadczeniach z czystym tle nem czystym argonem cIsnienie początkowe wynosiło od 0, 2 mm do O, O O 2 mm, s p a d e k c i ś n i e n i a w z b i o r n i ku. 1 b a d a n o z a p o m o c ą m i ark i Mac Leoda. W doświadczeniach wykonanych z radonem ciśnienie było wie lokrotnie mniejsze, toteż ilość radonu wyznaczano na podstawie prze nikliwego promieniowania wychodzącego ze zbiornika A; należało przy tym wziąć pod uwagę rozpad promieniotwórczy radonu. Jako ciężar dro binowy radonu otrzymano 221; w granicach dokładności doświadczenia wartość ta zgadza się doskonale z teorią. Dokonano również próby zastosowania tej metody do toronu. Trud ności doświadczalne były w tym przypadku znacznie większe, tym nie mniej otrzymano wartość zbliżoną do poprzednief). 9 46. Absorpcja w cieczach i ciałach stałych. Rozpuszczalność. Kondensacja w niskich temperaturach. Emanacje są do pewnego stopnia rozpuszczalne w wodzie i innych cieczach, są również absorbowane przez niektóre ciała stałe, jednakże w znacznie mniejszym stopniu 2 ). Radon dyfunduje w wodzie podobnie jak w powietrzu; zdołano na wet wyznaczyć współczynnik dyfuzji w podobny sposób jak w przypadku dyfuzji aktynonu toronu w powietrzu; znaleziona wartość wynosi 0, 91 cm-jsek w temperaturze 18°. Badanie rozpuszczalności radonu w wodzie ma duże znaczenie prak tyczne, wynikające stąd, że radon znajduje się w wodach źródeł natu ralnych i że roztwory radonu bywają sporządzane w celach leczniczych. Zgodnie z prawem rozpuszczalności gazów współczynnik rozpuszczal ności radonu w cieczy definiujemy jako stosunek a koncentracyj w cie c/y i w powietrzu nad wodą, w stanie równowagi i w określonej tempe raturze. Jeżeli objętości powietrza i cieczy pozostających z sobą w ze tknięciu wynoszą c i e’, jeżeli q, q’ są to ilości radonu w powietrzu i cieczy w stanie równowagi, c i ć koncentracje radonu, odpowiadające tym ilościom, awspółczynnik rozpuszczalności, wówczas mamy q = cc, q’ = c V, q + a’ = c C + C V = c ( C + o ni). djc = a, Jeżeli zatem objętości c i c’ są znane, można obliczyć * wyznaczając całkowitą ilość radonu oraz jego koncentrację w powietrzu. W celu osiągnięcia równowagi między fazą gazową i ciekłą należy ciecz wy ’) 1 ’redkość dyfuzji gazów izotopowych w tym samym obcym gazie powinna być tym większa, im ćiężaT cząsteczkowy jest mniejszy; toron powinien zatem dyfuudować szybciej niż radon. Sprawdzenie tego wniosku wymagałoby doświadczeń dokładniejszych niż tu opisane. ) P. Curie, A. Dębienie, A’. Hims/ed/, II. Mache, lIausch v. Traubcnberg i i n. kłócać bądź wstrząsając mieszaninę gazu cieczy, bądź przepuszczając prąd gazu, krążący przez ciecz w zamkniętym obiegu. Rys. 69 przedstawia proste urządzenie do mierzenia rozpuszczalności (E. Ramstedt): dwa jednakowe zbiorniki A i B są połączone kranem o szerokim otworze; do zbiornika A wprowadza się ciecz, do zbiornika B powietrze zawierające radon, którego ilość mierzy się za pomocą pro mieniowania przenikliwego; następnie otwiera się kran i przyśpiesza się osiągnięcie równowagi odwracając kilkakrotnie aparat tak, aby gaz mieszał się z cieczą; wreszcie gaz oddziela się znowu od cieczy i mierzy się ilość radonu, pozostałą w zbiorniku, po upłyB wie czasu potrzebnego do osiągnięcia równowagi między ra donem i osadem promieniotwórczym. Należy przy tym wziąć pod uwagę znikanie radonu wskutek promieniotwórczości. Wartości a otrzymane przez różnych badaczów w przypadku wody w 15° wahają się od 0, 25 do 0, 30; innymi słowy, jeżeli objętości wody i powietrza są w przybliżeniu równe, wówczas czwarta część ilości radonu znajduje się w wodzie, trzy czwarte zaś w powietrzu, a zmniejsza się wraz ze wzrostem temperatury; wrzenie całkowicie wypędza radon z cieczy. Radon jest mniej rozpuszczalny w roztworach niektórych soli niż w czystej wodzie, natomiast rozpuszcza się znacznie więcej w niektórych cieczach or ganicznych, które z lego powodu można traktować jako absorbenty radonu, zwłaszcza w niskich temperaturach (nafta, dwusiarczek vy Rys. 69. węgla). Załączona tablica zawiera wartości współczynników rozpuszczalności w wodzie i niektórych innych cieczach. Rozpuszczalność toronu i akty nonu nie była dotąd przedmiotem dokładnych wyznaczeń: a (18 20») Woda w 1 ° a 0, 25 5° 0, 51 Alkohol 62 10° 0, 35 10 20° 0, 25 13 30° 0, 20 17 50° 0, 14 23 80° 0, 11 100° 0, 10 Ścianki szklane lub metalowe pochłaniają w zwykłej temperaturze tylko ślady radonu; silniej absorbują radon substancje tłuszczowe oraz kauczuk. Najwydatniejszy efekt absorpcji zachodzi jednak na węglu, który nawet w zwykłej temperaturze może pochłaniać całkowitą ilość radonu pozostającego z nim w zetknięciu; gdy następnie ogrzewamy węgiel, radon wydziela się stopniowo, w zupełności zaś w temperaturze wynoszącej od 300-400°; tego węgla ’). Wszystkie ciała, nawet nie pochłaniające radonu w zwykłej tempe raturze, kondensują go w bardzo silnym stopniu w niskich temperatu rach (Rutherford i Soddy); toron i aktynon zachowują się w podobny sposób. Można to pokazać za pomocą następującego urządzenia (rys. 70). Prą d o s u s z.....1 g o g a z u z a w i e raj ą c e g o r a d o n p r z e p ł Y w a P r z e z w ę Ż o w n i c ę zanurzoną w kąpieli chłodzącej wchodzi do komory jonizacyjnej A. Jeżeli kąpiel posiada temperaturę ciekłego powietrza (-180°), emanacja jest całkowicie skondensowana w wę żownicy. Gdy następnie tempera tura kąpieli się podnosi, dostrzega my nagłe pojawienie się prądu w ko morze jonizacyjnej, odpowiadające temperaturze zbliżonej do 152°. Kondensacja radonu w tempera turze ciekłego powietrza znalazła za stosowanie jako powszechnie używa ny sposób oczyszczania radonu. Kon densujemy radon w rurce szklanej (rurka zatopiona na końcu lub rurka w kształcie litery U zanurzona w kąpieli); osad tworzy się na niewielkiej powierzchni, której silna luminescencja bardzo ułatwia obserwację zjawiska. Kondensacja jest zjawiskiem różnym od skraplania radonu, zachodzą cego pod ciśnieniem atmosferycznym w temperaturze — 05°. Na ogół nie obserwujemy skraplania radonu, gdyż stopień rozcieńczenia tego gazu jest zbyt wielki, aby mogła utworzyć się równowaga między fazą ciekłą i gazową. Kondensacja w niskich temperaturach jest to zjawisko zależne od adsorpcji radonu na ściankach. skuteczność absorpcji zależy od rodzaju uży I M K 1111, Rys. „O. 9 47. Własności chemiczne. Promieniowanie. Emanacje traktujemy jako izotopowe gazy szlachetne, reprezentujące wyższy homolog ksenonu w grupie gazów szlachetnych. W istocie nie zauważono nigdy oznaki jakiegokolwiek połączenia emanacji pod działa niem różnych czynników chemicznych (próby utlenienia, redukcji, pochła niania w roztworach kwaśnych lub zasadowych, stosowanie wyładowań elektrycznych). Zakładamy, że drobina emanacji jest jednoatomowa i że liczba atomowa wynosi 86, co wynika z teorii przemian promienio twórczych. Emanacjom przypisujemy zawierającego którąkolwiek z promieniowanie a. Jeżeli prąd powietrza emanacyj przechodzi przez płaskie pu ’) Jest to zjawisko absorpcji na ściankach mikrostruktury węgla; węgiel aktywny zna lazł zastosowanie do pochłaniania radonu. II. Cn rlo-Sklodoweka. Promtaniotwórczofté. ,. .1 130 dełko, przykryte cienką ścianką (np. folią glinową grubości 0, 1 mm) nie dostrzega się zrazu żadnego promieniowania przenikającego przez te. ś c i a n k ę; p r o m i e n i o w a n i e t o p o j a w i a s i ę j e d n a k s t o p n i o w o w s k u t e k nagromadzania się aktywnego osadu na wewnętrznej powierzchni pu dełka. Poprzednio wspominaliśmy, że rurka, zalutowana natychmiast po wprowadzeniu do niej radonu, również nie daje żadnego promieniowania przenikliwego w chwili początkowej. Wszelako w przypadku aktynonu dokładniejsze doświadczenia wykazały obecność promieni p i 7. Usiłowano stwierdzić czy emanacje, a w szczególności radon, posia dają w zwykłych warunkach ładunek elektryczny. Następujący fakt do wodzi, że tak nie jest: pole elektryczne przyłożone poprzecznie do wąs kiej rurki, nie ma żadnego wpływu na zachodzącą wzdłuż rurki dyfuzję radonu. 9 48. Powstawanie i nagromadzanie się radonu. Definicja curie. Przemiana radu jest bardzo powolna, toteż można przyjąć, że radon wytwarza się z szybkością, praktycznie biorąc, niezmienną, proporcjonalną do ilości radu i niezależną od żadnych innych okoliczności. Utworzony radon ulatnia się w przestrzeni otaczającej substancję macierzystą: zba damy zatem prawo nagromadzania się radonu w zamkniętym naczyniu, zawierającym stałą sól lub roztwór radu. Niech będzie p masa radu zawartego w zbiorniku, A-ilość emanacji w y t war z a n e j w j e d n o s t c e c z a s u p r z e z g r a m r a d u, q-i lość r a d o n u w z b i o r niku w chwili t, X-stała zaniku radonu; szybkość wzrastania q równa się roznlcy między szybkością wytwarzania i szybkością samorzutnego zaniku; mamy zatem: dq dt Gałka tego równania z warunkiem: q = qo w chwili (= O, jest q=qoe-«+“ (1 Pierwszy wyraz po prawej stronie równania oznacza pozostałość w c h w i I i t = O i I o ś c i q o, k t ć r a z n a j d o wał a s i ę P o c z ą t k o wo w z b i o r n i ku, drugi wyraz przedstawia stopniowe narastanie radonu począwszy od stanu, w którym radon był całkowicie usunięty z aparatury. Niezależnie jednak od warunków początkowych, ilość q dąży zawsze do określonej granicy jest to ilość radonu w równowadze promieniotwórczej z daną ilością p radu. R y s. 71 P r z e d s t a w i a p r a won a r a s t a n i a r a d o n u, q q JI-eA ’) t u d z i e ż prawo samorzutnego zaniku ilości q x, oddzielonej od radu. Odpowiednie krzywe nazywamy dopełniającymi się, ponieważ suma rzędnych odpo wiadających tej samej chwili jest stała i równa qx. Wartość otrzymana po upływie miesiąca różni się tylko o 0, 5* od wartości granicznej, połowa tej wartości jest osiągnięta po upływie 3, 82 dni, czyli okresu radonu. Niech będzie q ilość radonu utworzona w ciągu czasu /, dana przez powyższy wzór. Obliczmy jaki czas byłby potrzebny do otrzymania tej samej ilości, gdyby zanikanie samorzutne nie miało miejsca: otrzymamy w ten sposób tzw. zredu kowany czas t,. wyrażony wzorem: q=pAt; I r A-(Ie->-<). Czas zredukowany jest za wsze mniejszy od t i wzra sta wraz z t od O do war 1 tości granicznej 6 B »“ )] JtrzyrvaA 3 2 Si’-' / vA zwanej średnim czasem życia radonu. Mamy X = = 0, 00755 godz-\ 6 = 132, 4 godz = 5, 525 dni. W wielu zagadnieniach teoretycznych i doświadczalnych jest rzeczą bardzo ważną charakteryzowanie ilości radonu za pomocą ilości radu po zostającej z nią w równowadze. Kongres Nauki o Promieniotwórczości, odbyty w Brukseli w 1910 r., postanowił utworzyć jednostkę radonu: curie ok re ś lon ą jak o ilość radonu w równowadze promieniotwórczej z jednym gramem radu. Ta jednostka jest obecnie używana powszech nie podobnie jak mniejsze jednostki pochodne: milicurie, mikrocurie milimikrocurie. Rvs. 71. Ilość radonu, utworzona przez gram radu w jednostce czasu, wyrażona w curie równa się liczbowo stałej X; mianowicie 0, 0075 curie lub 7, 5 milicurie, jeżeli jako jednostkę czasu obieramy godzinę. Świeżo wykrystalizowana sól radu nie zawiera ani radonu, ani osadu aktywnego; mówimy że rad znajduje się w minimum aktywności. Aktyw ność wzrasta następnie stopniowo wskutek narastania radonu osadu aktywnego. Jeżeli radon pozostaje uwięziony w ziarnkach soli i jeżeli strata wskutek dyfuzji jest znikomo mała, wówczas ilość radonu wzrasta według tego samego prawa, co w zamkniętym naczyniu; równowaga jest osiągnięta w przybliżeniu po upływie miesiąca. Aktywność, mierzona za pomocą promieni a po osiągnięciu maximum, jest 5 razy większa od aktywności początkowej. Jeżeli natomiast mierzymy tylko działanie pro mieni j3 i y, stwierdzamy, że aktywność początkowa soli jest równa zeru i wzrasta zgodnie z prawem wytwarzania się radonu. Jeżeli radon wy dziela się z soli, aktywność jest zmniejszona w obu przypadkach. 9 49. Oznaczanie radonu. Oznaczanie radu za pomocą utworzonego radonu. W tym ustępie zajmiemy się pomiarami małych ilości radonu i radu za pomocą komór jonizacyjnych do badania gazów. W innej części książki (9 97) będzie mowa o pomiarach wykonywanych za pomocą pro mieni J. W celu oznaczenia ilości radonu mierzymy prąd nasycenia dawany przez tę ilość w szczelnej komorze jonizacyjnej. Należy przy tym wziąć pod uwagę następujące okoliczności: 1°. Ponieważ prąd jest zależny od czasu, należy dokładnie oznaczyć chwilę, w której wykonywa się pomiar. Najczęściej obiera się chwilę przejścia prądu przez maximum, co ma miejsce wtedy, kiedy osad aktywny jest całkowicie utworzony i znajduje się w równowadze promieniotwór czej z radonem. Maximum jest szerokie, można przeto obrać dowolną chwilę między trzema czterema godzinami po wprowadzeniu radonu do komory 2°. Prąd zmierzony w określonej chwili zależy od rozmiarów i od kształtu użytej komory jonizacyjnej; w komorach podobnego kształtu wzrasta wraz z rozmiarami, z powodu coraz zupełniejszego wykorzysta nia promieni. Prąd wzrasta również wraz z gęstością powietrza zawar tego w komorze. 3°. W celu otrzymania wartości bezwzględnych należy wycechować komorę; czynność ta polega na mierzeniu prądu nasycenia, otrzymywa wanego w stanie równowagi promieniotwórczej po wprowadzeniu do ko m o r y znanej i lo ś c i r a d o n u, n p. i lo ś c i n a g r o m a d z o n e j w c i ąg u ok r e ś 10 nego czasu w roztworze wzorcowym, zawierającym znaną ilość radu. Za pomocą tej metody można oznaczać dokładnie ilości radonu od j e d n e g o m ikr o c u r i e d o j e d n e g o i n i I i m ikr o c u r i e (1 O’“ 6 d o 1 09 curie), a nawet jeszcze mniejsze. Z tego, co było powiedziane poprzednio, wynika, że jest to zarazem metoda oznaczania małych ilości radu. Niechaj roztwór zawiera p gra mów radu; załóżmy, że najpierw całkowicie usunięto radon z roztworu, następnie zbierano go w szczelnie zamkniętym naczyniu w ciągu znanego czasu l, wreszcie przeniesiono radon w całości do wycechowanej ko mory jonizacyjnej, w której w stanie równowagi otrzymano prąd nasy cenia l. Niech L będzie to czas zredukowany, odpowiadający czasowi l: stosunek jest niezależny od czasu nagromadzania radonu jest pro tr porcjonalny do p, może zatem służyć do obliczenia p. W oznaczeniach tego rodzaju radon bywa najczęściej ekstrahowany drogą płukania w temperaturze pokojowej, lub doprowadzania radonu do wrzenia. Pierwszy z tych sposobów nadaje się. w przypadku roz tworów małej objętości (jeden lub kilka centymetrów sześciennych), na tomiast drugi sposób, mniej dogodny w użyciu na ogół mniej do kładny, jest wskazany w przypadku, gdy mamy do czynienia z kilkoma litrami cieczy. Metoda płukania w temperaturze pokojowej. Roztwór, który chcemy oznaczyć, znajduje się w płuczce szklanej, zaopatrzonej w dwie rurki, a i b (rys. 72), których objętość jest mała wobec objętości komory jonizacyjnej li. Najpierw wypędzamy z roztworu zawarty w nim radon przepuszczając przez płuczkę prąd powietrza w ciągu 10 minut przy pomocy próżniowej pompy; następnie zamykamy płuczkę zapisując chwilę, w której to miało miejsce. Nagromadzanie radonu trwa na ogół od jednego do trzech dni. W celu przeniesienia zebranego radonu do . Ebktromtlr Rys. 72. komory jonizacyjnej, robimy w tej ostatniej próżnię, po czym łączymy ją z ru rką b płuczki. Otwierając i zamykając krany R j, R 2, R 3 W łatwo zrozumiałej kolejności przepędzamy kilkakrotnie gaz z płuczki do ko mory, po czym przywracamy w komorze ciśnienie atmosferyczne wpu szczając do niej powietrze z zewnątrz poprzez roztwór; zapisujemy chwilę zakończenia tych czynności; odstęp pomiędzy tą chwilą i zapisaną poprzednio jest to czas nagromadzania radonu. Pomiar prądu powinien nastąpić w 3 lub 4 godziny po pobraniu radonu. W oznaczeniach radonu można osiągnąć znaczną dokładność, docho dzącą do 0, 5%, muszą one jednak być wykonane z wielką starannością; płuczki muszą być dobrze oczyszczone, roztwory klarowne, należy wreszcie unikać rozpryskiwania cieczy. Za pomocą poprawki ustalonej doświadczalnie sprowadza się wszystkie pomiary do określonej gęstości 433 powietrza W komorze. Komora nic powinna posiadać «biegu własncgo»; należy przeto po każdym pomiarze usuwać wszelkie ślady pozostałego w niej radonu. M e t o d a w r z e n i a. Roztwór umieszcza się w kolbie o pojemności 1 do 3 litrów (rys. 73) i doprowadza się go do wrzenia w celu wypę dzenia zawartego w nim radonu, następnie zamyka się kolbę na okre ślony przeciąg czasu. W celu zebrania wytworzonego radonu doprowadza się znowu roztwór do wrzenia, kolba musi być zaopatrzona w chłodnicę Rys. lii. /ł---kolba; Cchłodnica zwrotna; j. ’-flakon bezpieczeństwa; 1) mano metr; T-w<;żownica służąca do skraplania wydzielonych gazów; G-klosz do zbie rania gazów; Itkran trójdrożny; K i 11rurki zawierające watę szklaną i rca klywy osuszające; Akomora jonizacyjna zaopatrzona w krany r i r. zwrotną, gazy zaś przechodzą do odwróconej, wypełnionej rtęcią pro bówki, z której można je skierować do poprzednio opróżnionej komory jonizacyjnej. Ten sam przyrząd może służyć do oznaczania radonu za wartego w różnych cieczach, np. w wodzie pochodzącej ze źródeł leczni czych. W tym przypadku należy przenieść roztwór do kolby w taki spo sób, aby strata gazu była możliwie najmniejsza i natychmiast przystąpić do wypędzania radonu za pomocą wrzenia. Należy dokładnie zapisać chwilę pobrania próbki ze źródła, co umożliwia zrobienie poprawki wy nikającej z samorzutnego znikania radonu. Z a s t o s o w a n i a. Metoda przepłukiwania w temperaturze pokojo wej jest używana głównie do oznaczania radonu w minerałach urano wych. W tym celu proszkuje się niewielką ilość (1-2 g) minerału, do którego dodaje się ok. 0, 1 g chlorku baru, służącego do porywania radu. Mieszaninę tę należy poddać czynnościom chemicznym mającym na celu całkowite wydzielenie radonośnego baru; roztwór otrzymanej soli baro wej wprowadza się do płuczki i oznacza się zawartość radu w próbce. W len sposób można zbadać dowolną substancję zawierającą rad w ilo ści porównywalnej z ilością radu w minerałach. Jeżeli ta ilość jefll zbył wielka dla bezpośredniego pomiaru, pobiera się określoną część sub stancji lub roztworu. Można również oznaczać rad w minerałach za pomocą metody wrze nia; mianowicie w przypadku gdy otrzymuje się roztwór klarowny, lecz zawierający zbyt wiele substancji, aby skoncentrowanie go w małej objętości było możliwe. Ta sama metoda bywa używana w zastosowaniu do wód mineralnych naturalnych lub do sztucznych płynów promienio twórczych, jeżeli do pomiaru konieczne jest pobranie jednego lub dwóch litrów. Niekiedy bywa używany jeszcze inny sposób oznaczania radu, pole gający na tym, że substancję radonośną poddaje się działaniu czynników chemicznych powodujących wydzielanie się radonu (np. stężony gorący H 2 SO;; sto pi en ie z kwaś n y m i s iarczanam i al kal icz ny m i itp.). D oświ ad czenie wykazuje, że substancja stopiona lub rozłożona może wydzielić całkowicie radon. Cechowanie komór. Roztwory i sole wzorcowe. Pod stawą cechowania jest dokładne oznaczenie ciężaru czystej i dobrze okre ślonej soli radowej. Dla otrzymania dostatecznej dokładności należy użyć 1020 mg soli oczyszczonej i zważonej z taką samą starannością, jak do oznaczenia ciężaru atomowego. Z tej soli sporządza się roztwór pierwotny, następnie roztwór wtórny drogą rozcieńczenia określonej części tego ostatniego; wreszcie z roztworu wtórnego pobiera się próbki do płuczek. Jeżeli laboratorium posiada wzorzec radowy (9 97), tj. zalutowaną ampułkę zawierającą znaną ilość radu, to można oznaczyć ilość radu użytą do roztworu pierwotnego na podstawie promieniowania (, które porównywa się z promieniowaniem wzorca; w tym przypadku można użyć soli mniej czystej niż do oznaczeń wagowych. Roztwory wzorcowe są przechowywane w zamkniętych flakonach lub zalutowanych ampułkach; w celu zachowania ich przez długi czas w do brym stanie należy je sporządzać z wielką starannością i używać możli wie najczystszych reaktywów i naczyń. Można również przyrządzać sól wzorcową, np. radonośny węglan baru otrzymany w stanie jednorodnej mieszaniny drogą strącenia w odpowiednich warunkach; mianowicie do biera się koncentrację radu w ten sposób, aby ilość odpowiednia dla jednej płuczki wynosiła od 1 2 decygraniów soli, a zatem mogła być dokładnie zważona; do rozpuszczenia tej soli wystarcza mała ilość roz cieńczonego kwasu solnego. W celu wycechowania komory trzeba zmierzyć w chwili maximum prą d j o n i z a c y j n y, p o c h o d z ą c y o d r a d o n u w y t w o r z o n e g o w c i ąg u ok r e ślonego czasu w roztworze wzorcowym i ekstrahowanego metodą prze płukiwania w temperaturze pokojowef). Dla przykładu podajemy szczegóły ilościowe, dotyczące aparatury używanej w Paryskim Instytucie Radowym. Komora jonizacyjna: wysokość 12, 5 cm, średnica wewnętrzna 6, 7 cm, objętość 440 cm 3; elektroda wewnętrzna ma postać pręta o średnicy 3 mm, którego dolny koniec znajduje się 1 cm ponad dnem. Jeżeli komora jest napełniona powietrzem w temperaturze 15° i pod ciśnieniem normalnym, wówczas maksymalny prąd nasycenia na 1 gram radu i 1 godzinę zre dukowanego czasu wynosi /= 1, 62.10 4 j.es. Maksymalny prąd nasyce nia na 1 curie wynosi 7 X 9, gdzie 6 jest to średni czas życia radonu; m a m y 7. 8 = 2, 62. 1 O « X 1 32, 4 = 3, 4 7. 1 0 6 j. es. Przy końcu książki znajduje się tablica służąca do ułatwienia rachun ków, dotyczących zanikania radonu i oznaczania radu na podstawie wy tworzonego radonu (tabl. 13, 14, Przypisy). ’) Niektóre laboratoria dostarczają osobom zainteresowanym roztwory wzorcowe lub próbki soli wzorcowej. 136 9 50. Wytwarzanie i wydzielanie się toronu i aktynonu. Prace eksperymentalne z gazami krótkotrwałymi, torC-nem aktyno nem, są trudniejsze niż z radonem i dlatego te ciała nie zostały zbadane w tym samym stopniu. Stwierdzono, że roztwór toru jest stałym źródłem powstawania toronu, jednakże tylko w tym przypadku, gdy tor jest w równowadze ze swymi pierwiastkami pochodnymi, w szczególności z torem A’, bezpośrednim rodzicem toronu. Na ogół nie używa się roztworów do otrzymywania toronu i aktynonu: najczęscleJ posługujemy się w tym celu substancjami stałymi; w przy padku toronu-wodorotlenkiem toru, zawierającym pochodne toru aż do t o r u A’; w p r z y p a d k u a k t Y n o n u w o d o r o t I e n k i e m r z a d k i c h z i e m, z a w i e rających aktyn, radioaktyn aktyn A’. Są to substancje bardzo roz drobnione wydzielające obficie toron lub aktynon; natomiast praże nie zamienia je na tlenki bardziej spójne i wskutek tego dające znacznie mniejszą wydajność emanacji. Robiono próby oznaczania toru i aktynu drogą przepędzania wytwo rzonego i wydzielonego toronu lub aktynonu do komory jonizacyjnej sta łym prądem powietrza. Technika tych pomiarów nie została udoskonalona w tym stopniu, co w przypadku radonu nie weszła w powszechne użycie; należy przy tym zaznaczyć, że oznaczenie nic dotyczy głównej substancji macierzystej, lecz tylko bezpośredniego rodzica, tj. toru A’ lub aktynu X; ta niedogodność nie zachodzi przy oznaczaniu radu za pomocą radonu. 9 51. Otrzymywanie czystego radonu. Widmo. Objętość jednego curie. Radon zdołano wydzielić w czystym stanie; jest to fakt wielkiego znaczenia dla nauki o promieniotwórczości. Preparaty silnie skoncentro wanego radonu są często używane w badaniach naukowych lub w lecz nictwie. Technika otrzymywania preparatów tego rodzaju jest obecnie bardzo udoskonalona. Radon otrzymuje się z roztworu chlorku lub bromku radu. Roztwór tych soli wydziela stale tlen i wodór, które powstają, wskutek tego, że promienie radu jego pochodnych (głównie promienie a) rozkładają wodę. W mieszaninie gazów znajdujemy również pan; wodną, niewielką ilość gazów zawierających węgiel i pochodzących z utlenienia śladów sub stancyj organicznych (np. smar do kranów), wreszcie w niezmiernie ma łej ilości hel, utworzony w przemianie promieniotwórczej radu i jogo pochodnych oraz radon, powstający z radu. Objętość gazu piorunującego utworzonego w jednostce czasu zależy od stopnia zużytkowania promieni w aparaturze, a zatem od jej kształtu; o b jęt ość t a j e s t r z ę d u w i e I koś c i 1 c m 3 g a z u n a g o d z i n ę i n a g r a m r a d u. Ponieważ roztwór radu znajduje się w naczyniu pozbawionym powietrza, ciśnienie gazów stopniowo wzrasta, toteż należy je usuwać w określo nych odstępach czasu; wszelako zdarza się, że ciśnienie przybiera war tość stateczna wskutek łączenia się wodoru z tlenem (również pod działa niem promieni), kompensującego powstawanie tych gazów. Radon narasta zgodnie z prawem podanym poprzednio (§ 48), aż do osiągnięcia granicy zależnej od ilości radu. W celu oddzielenia radonu od gazów, z którymi jest zmieszany, naj pierw wyciąga się mieszaninę za pomocą pompy rtęciowej i wprowa dza do doskonale opróżnionej aparatury, w której odbywa się oczyszczanie. W aparaturze znajduje się siatka miedziana i tlenek miedzi, ogrzane do czerwoności i służące do pochłaniania tlenu oraz utleniania wodoru, bezwodnik fosforowy do pochłaniania pary wodnej i ług potasowy do pochłaniania bezwodnika węglowego. Jeżeli celem doświadczenia nie jest otrzymywanie zupełnie-czystego radonu, wystarczy zebrać niewielką pozostałość gazu, zawierającą radon i ślady zanieczyszczeń; w tym celu wtłacza się tę pozostałość do rurki włoskowatej, którą następnie odlu lowuje się za pomocą dmuchawki. Można również skondensować radon w rurce włoskowatej, zamkniętej na końcu i zanurzonej w ciekłym po wietrzu i odlulować tę rurkę w chwili, gdy kondensacja jest zupełna; kondensacja jest widoczna wskutek świecenia rurki (tabl. XX rys. 3). Schemat aparatu jest przedstawiony na rys. 74. Dla otrzymania zupełnie czystego radonu jest rzeczą wskazaną dołą czyć do głównej aparatury drugą podobną, lecz znacznie mniejszą, w której dokonywa się oczyszczania ostatecznego, polegającego między innymi na oddzielaniu radonu od helu; w tym celu należy skondensować radon w rurce oziębionej do temperatury ciekłego powietrza i usunąć hel łącząc aparaturę na krótki przeciąg czasu z pompą próżniową. Następnie, po wyparowaniu skondensowanego radonu, wtłacza się rtęcią czysty gaz do rurki włoskowatej; doświadczenie może być wykonane w ten sposób, aby można było sfotografosvać widmo czystego radonu i zmierzyć jego objętość pod znanym ciśnieniem. Czysty radon posiada charakterystyczne widmo iskrowe zbadane naj pierw przez II ul li er forda i lloi/dsa1). Oto niektóre główne prążki radonu w angstrómach: 3664, 6 3982, 0 4308, 3 4625, 9 3753, 6 4018, 0 4350, 3 46V., 7 3957, 5 4166, 6 4460, 0 4681, 1 3971, 9 4203, 7 4509, 0 5582, 2 Natychmiast po przyrządzeniu radon daje tylko własne widmo. Po nieważ jednak hel powstaje w dostrzegalnej ilości już po krótkim czasie ’l Ha.imusseii zbadał szczegółowo widmo radonu i podał jego interpretacje, na pod stawie dzisiejszych poglądów teoretycznych (L. W.). wskutek przemiany radonu i osadu aktywnego, przeto stopniowo pojawia się widmo helu nakładające się na widmo radonu, to ostatnie zaś staje się coraz słabsze i znika po upływie około miesiąca. Objętość czystego radonu zmienia się wraz z z prawami gazów szlachetnych. Wszelako na samym czenia daje się zauważyć szybkie kurczenie się gazu, ciśnieniem zgodnie początku doświad aż do pewnej gra P 205 KOH Rys. 74. Roztwór lia znajduje się w zbiorniku kwarcowym, umieszczonym dla bezpieczeń stwa w innym naczyniu; M i Bmanometr i barometr do mierzenia ciśnienia gazów nad roztworem; it, zbiornik rtęciowy służący do podnoszenia rtęci tak, aby można było od ciąć połączenie między roztworem i aparaturą A lub też otworzyć to połączenie po uprzed nim zrobieniu dobrej próżni xv A; (kran służący do wpuszczania gazów do przyrządu A: i f 2 i R 3 Z b i o r n i ki rtęci służące jako pompa do wyciągan ia gazów i wtłaczan ia ich do A; J-miarka Mac Leoda do mierzenia ciśnienia gazów pozostałych po oczyszczeniu miesza n i ny gazowej za pomocą reaklywów um ieszczonych w przyrządzie A; Rt i Rh z b i o r n i ki służące jako pompa do wyciągania oczyszczonych gazów i wtłaczania ich w włoskowatą rurkę T; t rurka włoskowatą, którą można zanurzyć w ciekłym powietrzu w celu skroplenia radonu; cccc--płuczki służące do usuwania pę-cherzyków powietrza porywanych przez rtęć. nicznej objętości. Jak się zdaje, zjawisko to polega na pochłanianiu śladów zanieczyszczeń przez ścianki wskutek zderzeń z cząstkami a. Mierząc ciśnienie radonu w zależności od jego objętości i w różnych temperaturach, możemy zaobserwować skraplanie się radonu, oznaczyć ciśnienie jego pary nasyconej oraz temperaturę wrzenia wynoszącą — 65 o ’Ramsay, Rutherford). Ramsay podaje, że radon zestala się w tempe raturze 71°, czego oznaką ma być pojawienie się silnie błyszczącego punktu na ściankach rurki. Objętość jednego curie jest to jedna z podstawowych stałych nauki o promieniotwórczości; dla oznaczenia tej wielkości należy w zasadzie zmierzyć objętość czystego radonu, wydzielonego przez znaną ilość radu w ciągu znanego czasu. Ponieważ jednak nie można liczyć na to, że wytworzony radon został wydobyty w całości, przeto lepiej jest oznaczyć ilość radonu w rurce drogą porównania jej promieniowania 7 z promie niowaniem wzorca radowego. W ten sposób znaleziono, że objętość jednego curie w normalnych warunkach ciśnienia i temperatury wynosi około 0, 6 mm 3 (Rutherford, Ram s ay, Oebierne, Wertens lein l)); wartość ta jest zgodna z przewidywaniami teoretycznymi (por. 9 71 i 72). Ilości radonu użyte w tych doświadczeniach były rzędu 100 milicu rie; taka ilość zajmuje pod ciśnieniem atmosferycznym długość ok. 2 mm w rurce o średnicy wewnętrznej 0, 2 mm. Wskutek stopniowego powstawania helu objętość wzrasta w miarę znikania radonu, ponieważ zamiast każdego znikającego atomu radonu powstają kolejno trzy atomy helu; zjawisko jednak jest skomplikowane, gdyż część wyrzucanych atomów helu zostaje okludowana w ściankach. ’) W doświadczen iach IVertensteina zastosowano metodę m ierzen ia współczyn n i ka tł u mienia drgań nici kwarcowej w celu badania czystości gazu i oznaczania ilości domieszek. ROZDZIAŁ X . OSADY AKTYWNE 9 52. Promieniotwórczość wzbudzona. 1 ) Ogólne cechy. Osad aktywny. Przemijająca aktywność, uzyskiwana przez ciała umieszczone w pobliżu związków radu, toru lub aktynu, otrzymała nazwę promieniotwórczości wzbudzonej. W ten sposób można aktywować kartki papieru lub płytki metalowe, które następnie wysyłają promieniowanie składające się z pro m i e n i a, 3 i t.2) Główne prawa rządzące tym zjawiskiem są następujące: Aktywacja zachodzi wtedy, kiedy jakieś ciało stałe znajduje się w bez pośrednim zetknięciu z jedną z emanacyj, tj. z radonem, toronem lub aktynonem. W celu zaktywowania ciała można je umieścić bądź w zamkniętym naczyniu, zawierającym nieco radu, toru lub aktynu, bądź w prądzie powietrza unoszącym jedną z emanacyj; w przypadku radonu wystarcza wprowadzić radon do naczynia, w którym znajduje się ciało aktywowane. Jeżeli za pomocą odpowiedniego urządzenia utrzymujemy niezmienną koncentrację emanacji w naczyniu, wówczas wszystkie ciała, umieszczone w t y m n a c z y n i u, u z y s kuj ą p r o m i e n i o t wór c z ość w z b u d z o n ą; t a aktywacja wzrasta zgodnie z określonym prawem dąży do granicy zwanej akty wacją nasyconą. W p r z y p a d kur a d o n u a k t Y n o n u g r a n i c a j e s t o s i ąg nięta po upływie około trzech godzin, w przypadku toronu po upływie trzech dni. Zjawisko aktywacji jest niezależne od rodzaju aktywowanej materii (papier, metal itp.). Ciało aktywowane, usunięte z naczynia nie znajdujące się w zetknię ciu z emanacją, wykazuje aktywność, która zmienia się z czasem według określonego prawa w końcu zanika po upływie czasu tego samego rzędu wielkości, co czas potrzebny do uzyskania aktywacji nasyconej. Prawo dezaktywacji, podobnie jak prawo aktywacji, jest charakterystyczne dla substancji aktywującej i pozwala ją rozpoznać w sposób jednoznaczny. ’) Termin ((promieniotwórczość wzbudzonau nie jest obecnie używany, gdyż wobec odkrycia sztucznej promieniotwórczości może prowadzić do nieporozumień (L.W.). 2) P. Curie i M. Curie, E. Ruthertord i l“’. Soddy, A. Dębienie. Jeżeli aktywacja odbywa się w gazie, którego gęstość jest normalna, aktywność wzbudzona skupia się głównie na ciałach naładowanych ujemnie; w gazach rozrzedzonych różnica ta nie występuje. Ponadto w zwykłych warunkach ciśnienia można stwierdzić, że aktywacja po wierzchni ciała stałego jest tym wydatniejsza, im większa jest swobodna przestrzeń w pobliżu tej powierzchni, oczywiście w założeniu, że kon centracja emanacji w naczyniu jest wszędzie jednakowa. Interpretacja tych wszystkich zjawisk jest następująca. Przemiana atomów każdej z emanacyj prowadzi do powstawania atomów substancji promieniotwórczej o własnościach ciała stałego, tworzących w powietrzu niezmiernie subtelną zawiesinę, która stopniowo dyfunduje ku powierzch niom ciał stałych przylega do nich siłami spójności, tworząc aktywny osad danej emanacji. W gazie rozrzedzonym atomy osadu mogą bez pośrednio dosięgnąć ścianek naczynia, ponieważ w chwili powstawania uzyskują pewną prędkość początkową. W gazie, którego ciśnienie jest normalne, atomy zatrzymują się po przebyciu bardzo krótkiej drogi; po nieważ jednak są naładowane, zachowują się jak jony i mogą być uniesione działaniem pola elektrycznego. Wszystkie trzy rodzaje osadu aktywnego są złożone i stanowią mieszaniny składników analogicznych; wszelako w przypadku radonu osad aktywny, stosunkowo krótkotrwały, daje pozostałość zwaną długotrwałym osadem aktywnym, ponieważ można go obserwować w ciągu kilku lat; toron aktynon nie tworzą żadnej podobnej pozostałości. 9 53. Przemiany aktywnego osadu radonu. Ciała A, B, C. Osad długotrwały: ciała O, li i F W celu zbadania przemian osadu aktywnego aktywujemy zazwyczaj płytkę metalową z jednej tylko strony, eksponując ją w powietrzu za wierającym enianaeję, w polu elektrycznym luli bez pola; następnie ba damy w komorze jonizacyjnej promieniowanie płytki w zależ ności od czasu; można przy tym mierzyć bądź. promieniowanie całkowite (promienie a), bądź też. t y I k o p r o m i e n i e p r z e n i k I i we (promienie j3 i 7), tj. przecho dzące przez ekrany pochłania jące promienie a. Prawo zmian promieniowania w czasie ma poslac zależną od rodzaju zu ż\ Ikowanego promieniowania i od czasu aktywacji t zwanego także czasem ekspozycji. Przemtany oMuwiego OJOJU rrtłem.badane la /wmocapromttnia \1 i ooza/dynat 7’ po <Uaqitj r potycji Rys. 75. 142 Krzywe na rysunku 75, 76 i 77 przedstawiają, w zależności od czasu, natężenie I promieniowania a oraz promieniowania [3 i Y płytki aktywo wanej w ciągu czasu %, którego wartość jest różna na różnych krzywych waha się od czasu bardzo krótkiego do czasu wystarczającego dla aktywacji nasyconej. Promienie a. Jeżeli mamy do czynienia z aktywacją nasyconą, / zmniejsza się najpierw szybko, mianowicie w trzy minuty do połowy, po czym spadek staje się po wolniejszy; po t> 4 godzin prawo spadku dąży do granicz nego prawa wykładniczego, charakteryzowanego spadkiem do połowy w 27 minut. Jeżeli aktywacja była bardzo krótka, wówczas po szybkim spadku początkowym, zaznaczonym bardzo wyraźnie, następuje okres, w którym aktywność prawie się nie zmienia, po czym szybkość zaniku wzrasta dąży do tej samej granicy, co w przypadku aktywacji nasyconej (rys. 76). Jeżeli wreszcie i ma wartość pośred nią, krzywa ma również postać pośrednią. Promienie $ i i (rys. 77). Krzywa, odpowiadająca akty wacji nasyconej, jest podobna do krzywej, otrzymanej z promieniami a, z tą jednak różnicą, że w części początko wej nie ma szybkiego spadku, natomiast styczna w chwili początkowej jest pozioma. W przypadku bardzo krótkiej ekspozycji początkowa wartość / jest w przybliżeniu równa z e r u; / w z r a s t a i o s i ąg a m a x i m u m p o u P ł Y w i e około pór godziny, po czym zaczyna się zmniej szać. Krzywe odpowiadające pośrednim war tościom x mają postać pośrednią. Końcowe prawo zaniku jest zawsze takie, jak w przy padku promieni a. Widzimy zatem, że wszystkie krzywe ewo czas w min Rys. 76. łucji promieniotwórczości wzbudzonej pochodzącej od radu posiadają wspólną cechę: spadek końcowy, przebiegający zgodnie z prawem wy kładniczym o okresie 27 minut. Jeżeli zatem przedstawiamy log / jako funkcję czasu, wszystkie krzywe przechodzą w granicy w proste rów noległe. Badanie tych krzywych wykazuje, że nie możemy traktować aktyw nego osadu radonu jako substancji prostej. W celu interpretacji krzy wych czynimy założenie, że osad składa się z trzech pierwiastków: rad A, wytwarzany bezpośrednio przez radon, zamienia się ną rad B, Rys. 77. który z kolei przeobraża się w rad C. minutom i wysyła promienie a; rad B, wysyła promienie j3 i Początkowy pochodzi od radu A, początkowy wzrost promieniowania [3 i Y, obser wowany po krótkiej ekspozycji, tłu maczy się stopniowym powstawa niem radu B i radu C z zanikającego radu A; wreszcie końcowe prawo wy k ł a d n i c z e (T =27 m i n.) o d P o w i a d a ustaleniu się równowagi przejścio wej między radem C i B i posiada okres radu B, ponieważ ten osta tni jest dłuższy od okresu radu C (9 62). Rad A posiada okres równy 3 którego okres wynosi 27 minut, szybki spadek promieniowania a Przemiany iiJane ta aA/yvneco radonu /xmocq pmmiem a. W późniejszych badaniach wy k r y t o, ż e RaC u I e g a d woj a k i e j p r z e mianie. Znaczna większość atomów BaC zamienia się na RaC wysyła promienie P; drobny ułamek liczby tych atomów wysyła promienie a. Rys.78. 444 zamienia się na liaC“. Pierwiastki pochodne RaC RaC“ są bardzo krótkotrwałe (9 128). Na tablicy 14 Przypisów czytelnik znajdzie dokładne dane liczbowe, dotyczące spadku aktywnego osadu radonu po aktywacji nasyconej. Pozostałość długotrwała. Badanie tej pozostałości jest tym łatwiej sze, im aktywacja była dłuższa ilość radonu większa. Po upływie jednego dnia krótkotrwały osad aktywny znika całkowicie, aktywowana płytka wysyła jednak promienie a i 8, których natężenie powoli wzrasta. Promieniowanie 8 osiąga kres po upływie około miesiąca i odtąd pozo staje z pozoru niezmienne, promieniowanie a wzrasta w ciągu dwóch lat również dąży do wartości granicznej, wszelako pomiary czynione w ciągu dostatecznie długiego czasu wykazały, że po przejściu przez maximum natężenie promieni 8 jak również i promieni a zmniejsza się bardzo powoli. Zjawiska te tłumaczymy w następujący sposób; rad (C+C’, +C“), ostatni złożony składnik krótkotrwałego osadu aktywnego, ulega zani kowi zamieniając się na rad D, pierwiastek długotrwały, posiadający okres 22 lat i wysyłający promienie 8 pozbawione dostrzegalnej zdol n o ś c i j o n i z a c y j n ej; p i e r w i a s t e k t e n z a m i e n i a s i ę n a RaE, k t ć r y w y s Y ł a p r o m i e n i e 8 i z a n i k a d o p o ł o w Y w 5 d n i; w r e s z c i e RaE z a m i e n i a s i ę n a RaF, k t ć r y w y s Y ł a p r o m i e n i e a i p o s i a d a ok r e s rów n y 1 4 O d n i o m. W z r a stanie promieniowania 8 i a jest wynikiem powstawania ciał E i Fz radu D, końcowy zanik odbywa się z okresem radu D, ponieważ ustala się rów n o wag a p r z ej ś c i o w a p o m i ę d z y RaD i j e g o p o c h o d n y m i. RaF z o s t a ł z i d e n tyfikowany z polonem, ponieważ ma dokładnie ten sam okres, jednakowe promieniowanie, jednakowe własności chemiczne; zarazem udowodniono, że polon znajdowany w minerałach promieniotwórczych pochodzi z prze miany radu. 9 54. Przemiany osadów aktywnych toronu i aktynonu. Te przemiany są przedstawione na krzywych rys. 79 i 80 w przy padku różnych wartości t. Prawo dezaktywacji, otrzymane za pomocą promieni a czy promieniowania przenikliwego 8 + Y, ma postać po dobną. Prawo to interpretujemy w pierwszym przybliżeniu zakładając, że każdy z osadów składa się z. dwóch ciał: toru B, toru C oraz aktynu B i aktynu C. Podobnie jak w przypadku osadu aktywnego radonu, ciała B wysyłają tylko promienie 8 i Y, gdy tymczasem ciała C są bar dziej krótkotrwałe i wysyłają promienie a, 8 i 7; promienie przenikliwe ciał B jonizują stosunkowo nieznacznie. Jeżeli aktywacja jest nasycona, promieniowanie pozostaje przez pewien czas prawie niezmienne, potem zmniejsza się zgodnie z prawem, które w granicy staje się identyczne z prawem ciał B. Jeżeli aktywacja była bardzo krótka, to w chwili po czątkowej istnieją tylko ciała B, a ponieważ ich promieniowanie jest Słabe, przeto stopniowe powstawanie ciał C sprawia, że promieniowanie najpierw wzrasta, później przechodzi przez maximum i wreszcie zanika; prawo graniczne jest takie samo, jak w. przypadku aktywacji nasyconej. Otrzymano następuja.ce wartości okresów: Tor B C “ T = 10, 6 godz. T =60, b min. aktyn/? C “ 7“ = 3 6 min. T = 2, 16 min. Na podstawie analogii miedzy kolejnością przemian trzech osadów aktywnych można było przypuszczać, że istnieją również pierwiastki tor . Curic-Skiodowska. Promieniotwórczość. 1 (1 146 i aktyn A, analogiczne do radu A, nie dostrzeżone z powodu zbył krót kiego życia. W istocie zdołano wykryć te ciała za pomocą specjalnie opracowanych metod. Podajemy opis jednej z tych metod. Substancja aktywująca znajduje się w łódeczce, umieszczonej w pu dełku zaopatrzonym w dwa przeciwległe otwory, przez które przesuwa się ciągłym ruchem wstążka bez końca. Przechodząc ponad substancją wstążka aktywuje się, po czym po wyjściu z pudelka działa na ekran powleczony siarczkiem cynku, który w tych warunkach rozświetla się. Jeżeli odleg łość ekranu od pudełka jest odpowiednio dobrana i jeżeli prędkość wstążki jest dostateczna, to można zaobserwować świecenie ekranu po chodzące od ciał bardzo krótkotrwałych wysyłających promienie a; w ten sposób stwierdzono, że okres toru A wynosi 0, 2 sek, okres aktynu A 0, 002 sek. S u b s t a n c j e Th C i A cC u I e g aj ą p r z e m i a n o m p o d o b n y m d o p r z e m i a n r a d u C, m i a n o w i c i e w y t war z aj ą p o c h o d n e Th C Th C“ o r a z A cC i A cC“. Istnieje zatem zupełna analogia pomiędzy tr/ema krótkotrwałymi osa dami aktywnymi. Na tablicach 15 i IG Przypisów znajdują się dane liczbowe, dotyczące przemian aktywnych osadów toronu i aktynonu po ekspozycji nasyconej. Osady aktywne mogą służyć do rozpoznawania natury substancyj, od których pochodzą; w istocie każdy osad aktywny posiada zupełnie cha rak t e r y s t Y c z n e p r a w o g r a n i c z n e; d o ś w i a d c z e n i a w y k o n y w a n e w c i ąg u d o statecznie długiego czasu pozwalają bądź rozpoznać każdy z osadów, bądź stwierdzić, że ma się do czynienia z ich mieszaniną. Substancji; aktywującą stałą lub ciekłą umieszcza się w płytkiej kuwecie, na którą zamiast przykrywki nakłada się aktywowana płytkę. Należy przy tym zwracać uwagę na to, aby nie było bezpośredniego zetknięcia płytki z substancją aktywującą; eksponowaną w ten sposób płytkę pozostawia się na pewien czas, po czym bada się jej promieniowanie w ciągu kilku dni. Osad aktywny toronu bywa używany w oznaczania radiotom, zawartego w związkach tym, aby tor X znajdował się w równowadze roztwory powinny zawierać zawsze jednakową się w naczyniach jednakowego kształtu; w umieszcza się roztwór wzorcowy. pomiarach służących do toru; konieczne jest przy z rad i oto re m; oznaczane ilość materii i znajdować takim samym naczyniu 9 55. Chemiczne i elektrochemiczne własności aktywnych osadów. Destylacja. Oddzielanie składników. Osady aktywne są to substancje stałe, znajdujące się na aktywowa n y c h c i a ł a c h w n i e z m i e r n i e m a ł e j i lo ś c i; P o c i e raj ą c p a p i e r e m a k t Y w n a powierzchnię możemy zabrać część aktywności, a nawet usunąć ją zu pełnie, jeżeli tarcie było dosyć energiczne. Można również oddzielić aktywny osad od podłoża, rozpuszczając go w rozcieńczonym kwasie. Jeżeli płytka aktywna jest wyrobiona ze szla chetnego metalu, np. z platyny lub ze złota i jeżeli traktujemy ja. na gorąco r o z c i e ń c z o n y m k was e m a z o t o w y m I u b s o I n y m, w ć w c z a s a k t Y w n y osad przechodzi do roztworu. Składniki A, B, C każdego osadu aktywnego posiadają określone własności chemiczne. Ciała te mogą być strącone z roztworów za po mocą różnych reaklywów w obecności związków, które posiadają własność «porywania» osadów. Doświadczenia wykonane drogą strącania i cząst kowej krystalizacji pozwalają rozpoznać naturę chemiczną osadu (patrz 9 118). W ten sposób udowodniono, że trzy ciała B są to izotopy ołowiu, trzy zaś ciała G-izotopy bizmutu. Rad A jest to izotop polonu; zakładamy również, że to samo stosuje się do toru A i aktynu A. Spo śród pierwiastków długotrwałego osadu radonu rad D jest to izotop ołowiu, rad Ebizmutu; natomiast polon reprezentuje własny typ che miczny (liczba atomowa 84). Substancje, z których składają się osady aktywne, mogą być wydzie lane z roztworów za pomocą elektrolizy lub elektrochemicznego Strąca nia na odpowiednio dobranym metalu, zanurzonym w roztworze (Lerch). Otrzymane wyniki są zgodne z wynikami przewidywanymi na podstawie własności chemicznych. Aktywny osad, zebrany na drucie metalowym lub na płytce, ulatnia się w dostatecznie wysokiej temperaturze; można go przedestylować na ochłodzoną powierzchnię umieszczoną w bezpośrednim sąsiedztwie źródła. Jeżeli wykonywamy jakiekolwiek czynności chemiczne lub elektro chemiczne Z osadem aktywnym luli jeżeli poddajemy go destylacji, otrzy mujemy na ogół częściowe oddzielenie składników. Tak np. zanurzając płytkę niklową w roztworze osadu aktywnego w kwasie solnym, otrzy mujemy na płytce tylko ciało C bez śladu obecności ciała B, co można stwierdzić na podstawie prawa zaniku aktywności; podobnie w roztworze długotrwałego osadu rad F (polon) osiada na srebrze, gdy tymczasem ’ad /; i rad E pozostają w roztworze. 9 56. Pochodzenie osadu aktywnego. Zjawisko odskoku. Zgodnie z teorią przemian promieniotwórczych rad.1, pierwszy skład nik aktywnego osadu, jest to pozostałość atomu radonu po wyrzuceniu jądra helu w postaci cząstki a. Jak wynika z. prawa zachowania pędu, ta pozostała część atomu musi być odrzucona w przeciwną stronę, sto sunek uzyskanej przez nią początkowej prędkości do prędkości cząstki a jest równy odwrotności stosunku mas. wynosi zatem około 0, 02. W ten SpOSÓb p o w s t a j e p o c i s k « o d s kok u », k t ć r y w r o z r z e d z o n y m p o w i e t r z u przebiega dosyć znaczną odległość, posiada jednak bardzo krótki zasięg rzędu 0, 1 mm w powietrzu pod ciśnieniem atmosferycznym. Po utra cie prędkości atomy radu A pozostają w powietrzu w stanie zawie 148 siny naładowanej dodatnio i posiadającej własności jonów dodatnich; atomy te mogą ulegać rekombinacji I jonami ujemnymi, znajdującymi się w gazie lub też wędrować ku katodzie w polu elektrycznym. W podobny sposób powstawaniu atomu radu li z atomu radu A to warzyszyemisja cząstki a oraz. promieniotwórczy odskok pozostałości atomowej. Płytka metalowa P, świeżo aktywowana radonem, stanowi źródło odskoku atomów radu li dopóty, dopóki na niej znajduje się jeszcze rad A. Jeżeli doświadczenie jest wykonane w próżni, to wy rzucone atomy radu li mogą być zebrane na płytce Q umieszczonej na wprost I’, natomiast pod ciśnieniem atmosferycznym wyrzucone atomy zatrzymują się jako dodatnie jony tuż przy płytce P F O/o i mogą być również przeniesione na płytkę Q przy pomocy pola elektrycznego, skierowanego od P P do Q (rys. 81). Opisane tu sposoby pozwalają zatem Rys81. o t r z y m y wać n a p ł Y t c e Q c z y s t y r a d I i, k t ć r y n a stępnie zamienia się stopniowo na rad C. Ruchli wość A’ jonów radu li, oznaczona metodą zmiennego pola (9 7), wynosi K = 1, 3 e/n/sek w powietrzu oraz 5, 0 em/sek w wodorze (pole w woltach na centymetr), jest zatem bardzo zbliżona do ruchliwości jonów do datnich w gazach. Teoria odskoku promieniotwórczego pozwoliła odkryć kilka bardzo krótkotrwałych radiopierwiastków, które udało się oddzielić dzięki zja wisku odskoku towarzyszącego emisji cząstek a z ciał C (Halin i Mei/ner): są to rad C“, tor C“ i aktyn C“, pierwiastki towarzyszące ciałom (’: przy pisujemy im promieniowanie 3 oraz. (. I s t n i e jer ć w n i e ż, z j a w i s k o o d s kok u t o war z y s z ą c e e m I s J I P r o m i e n i j5, wszelako pęd i energia wyrzucanego atomu są znacznie słabsze w tym przypadku niż w poprzednim, co czyni obserwację zjawiska znacznie trudniejsza. Na podstawie analizy krzywych dezaktywacji można obrachować względne liczby atomów ciał.1, li i C, osadzonych na powierzchni ciała stałego (9 63). Jeżeli aktywacja odbywa się w radonie między dwiema zbliżonymi do siebie płytkami, między którymi istnieje pole elektryczne to rad A jest usuwany z. gazu w mian; jak powstaje i na katodzie osiada tylko rad A, ponieważ w tych warunkach ani rad li, ani rad C nie mogą nagromadzać się w gazie. Rad li i rad C, wykrywane na katodzie aktywowanej w ten sposób, pochodzą zatem z przemian osadzonego radu I. Jeżeli natomiast odległość między płytkami jest znaczna, pole zaś nie istnieje lub jest bardzo słabe, wówczas dodatnie jony radu.1 ulegają rekombinacji przed osiągnięciem katody i ich przemiany promie niotwórcze odbywają się w gazie; stąd wynika, że w gazie znajduje się rad l; j C w stanie jonów, których część osiada bezpośrednio na kato dzie. Krzywe otrzymane doświadczalnie najczęściej odpowiadają oko licznościom osadzania nieomal czystego radu A; zdołano jednak zreali zować również przypadek, w którym ciało aktywowane pobiera z gazu nie tylko rad A, lecz również rad B i rad C. Anoda otrzymuje na ogół niewielką ilość osadu aktywnego, co dowodzi, że gaz zawiera ujemne jony radu.1; dodatni jon tego pierwiastka może zatem ulec rekombinacji z jonem ujemnym, a następnie schwytać jon ujemny lub elektron. Te zjawiska wymiany jonowej są tym żywsze, im jonizacja jest silniejsza. Jeżeli koncentracja jonów jest wielka, to siły elektryczne wywierane na jony przekazują się masie gazu i powodują zjawisko «wiatru elek trycznego)), modyfikujące rozkład osadu aktywnego w przestrzeni. W gazach rozrzedzonych aktywacja odbywa się głównie drogą odskoku; na powierzchni wystawionej na działanie radonu osiada tylko rad A, jeżeli atomy odskoku, pochodzące z wszystkich części gazu, mogą dobiec do tej powierzchni. Analogiczne rozważania stosują się również do aktywnych osadów toronu i aktynonu. Zagadnieniem odskoku zajmiemy się bardziej szcze gółowo w ustępach 76 i 87. ROZDZIAŁ XI TEORIA PRZEMIAN PROMIENIOTWÓRCZYCH 9 57. Wykładnicze prawo przemiany radiopierwiastka. Dwa rodzaje przemian. Podstawowe prawo przemiany radiopierwiastka opiewa, że ilość tego pierwiastka, ulegająca przemianie w jednostce czasu, jest proporcjonalna do ilości istniejącej w danej chwili. W ten sam sposób charakteryzu jemy każdą nieodwracalną reakcję monomolekularną. Niechaj będzie N liczba atomów radiopierwiastka w chwili t, Na war tość N w chwili początkowej; możemy napisać: dN/dt =’lNy N = Ń aer — k1, InN = InNa Xi, gdzie X jest to współczynnik charakterystyczny dla danego pierwiastka, zwany stalą zaniku; jest to zarazem styczna kąta nachylenia prostej przedstawiającej zmniejszanie się InN jako funkcji czasu. Jeżeli za miast logarytmów naturalnych używamy dziesiętnych, to Obliczamy X na podstawie równania: log N = log JV“ i i I o g e, g d z i e I o g e = 0, 4343. Prawo wykładnicze wyraża po prostu, że traktujemy przemianę pro mieniotwórczą jako zdarzenie przypadkowe, którego doznają kolejno nie które atomy, gdy inne pozostają jeszcze nietknięte. Współczynnik X o d g r y w a w t y m uj ę c i u r o I ę prawdopodobieństwa przemiany o d n i e s i o nego do jednostki czasu. Niektóre atomy ciała posiadają życie bardzo krótkie, natomiast inne zachowują istnienie w ciągu znacznie dłuższego czasu. Możemy obliczyć ich średni czas życia O. Jeżeli (Liv jest to liczba atomów, które uległy zanikowi w czasie zawartym między / i t + dl, to możemy powiedzieć, że te atomy przeżyły czas t; średni czas życia Na atomów równa się zatem: t = co /-00 co Średni czas życia może służyć do charakteryzowania radiopierwiastka podobnie jak stała zaniku. Między okresem T radiopierwiastka, czyli czasem zaniku jego ilości do polowy oraz l. i ’i istniej;) następujące zależności: /, z = 1 n 1 = 0, 693, T=9In2. . Istnieją dwa rodzaje przemian promieniotwórczych: przemiany, którym towarzyszy emisja promieni a oral przemiany związane z emisją pro mieni j3. W pierwszym przypadku z jądra atomowego wybiega z wielką prędkością cząstka a, tj. jądro helu; pozostała część jądra stanowi jądro nowego atomu, którego masa atomowa jest o 4 jednostki mniejsza od masy pierwotnego atomu, ładunek zaś jest mniejszy o 2 jednostki od pierwotnego ładunku. W drugim przypadku mamy do czynienia z emisją elektronu jądrowego, czyli cząstki j3; utworzony atom posiada w przy bliżeniu tę samą masę, co atom pierwotny, wszelako ładunek jądrowy jest o jednostkę większy. Na ogół tylko jeden z tych rodzajów przemiany jest właściwy atomom danego radiopierwiastka; znamy jednak kilka przykładów przemian wie lorakich zwanych rozgałęzieniami, w których określona liczba atomów doznaje przemiany z emisją promieni a, pozostała zaś część ulega przemianie I emisją promieni [3. Całkowita stała zaniku równa się w tym przypadku sumie dwóch częściowych stałych zaniku. Widzimy zatem, że promieniowanie jest związane w istotny sposób z przemianą promieniotwórczą i może być traktowane jako widomy objaw tej przemiany. Liczba cząstek a wysyłanych przez ciało promienio twórcze jest równa liczbie przeobrażonych atomów; to samo stosuje się do pierwotnych promieni [3. Na ogół jednak emisji promieni [3 towarzy szy emisja promieni 7, powodująca emisję promieni j3 wtórnych; wskutek tego całkowita liczba cząstek j3 powiększa się w określonym stosunku (9 91). We wszystkich przypadkach natężenie promieniowania czystego radiopierwiastka, zmierzone w danej komorze jonizacyjnej, daje się przedstawić wzorem: 1HAiv, gdzie k jest to współczynnik aktywności, zależny od rodzaju promienio wania i jego mniej lub więcej zupełnego zużytkowania w komorze. 9 58. Zastosowanie teorii prawdopodobieństwa. Fluktuacje pro m ien iotwć rczości. Wykładnicze prawo przemian promieniotwórczych ma charakter prawa statystycznego i jako takie stosuje się z tym większą dokładnością, im większa jest badana liczba atomów; teoria prawdopodobieństwa przewiduje odstępstwa przebiegu obserwowanego od obliczonego; odstępstwa te n oszą nazwę fłuktuacyj promieniotwórczości (E. von Schweidler). Weźmy pod uwagę radiopierwiastek, którego ilość pozostaje prawie 151 152 niezmienna podczas pomiarów, i podzielmy czas I na m równych odstępów t tak, iż t równa się mx. Jeżeli ItN jest to całkowita liczba atomów, które uległy przemianie w ciągu czasu t, to w ciągu czasu x zanika ś r e d n i o v = Ix N; j e d n a k ż e I i c z b a a t o m ów, k t ć r e u I e g ł Y P r z e m i a n i e w ciągu każdego z odstępów x nie równa się na ogół v, lecz v + A, gdzie A j e s t to odchylenie bezwzględne, c z y I i fluktuacja; o d c h y I e n i a A m o g ą być dodatnie lub ujemne, ich suma jest równa zeru. W celu scharak teryzowania wielkości fluktuacyj tworzymy sumę kwadratów odchyleń b e z w z g I ę d n y c h A I u b s u m ę k wad r a t ć w o d c h y I e ń w z g I ę d n y c h e = A/v. Można dowieść, że: A 2 = A * / ( i» 1) = v i P: &/’(m 1) = 1 / v; te wzory stosują się z tym większą dokładnością, im liczba pomiarów jest większa; A2 i S2 są to: średnie kwadratowe odchylenie i średnie kwa dratowe odchylenie względne; v I liv są to najprawdopodobniejsze war tości tych wielkości. Prawdopodobieństwo p“ odchylenia A, czyli prawdopodobieństwo, iż w ciągu czasu x liczba atomów n = v + A ulegnie przemianie, jest dane wzorem: Pn = Ve-wnl. Na rysunku 82 znajduje się krzywa, przedstawia jąca Pa W zależności od n w przypadku v = 5. Jeżeli m jest wielkie, wzór przybiera postać p“ = I/j/2nv. e“’A 2 /2v (prawo błędów Gaussa). Biorąc ogólniej, niech Z = No (1 e“’}) będzie liczba atomów, które uległyby przemianie w ciągu czasu l, gdyby prawo wykładnicze było do kładnie spełnione, oraz Z + A liczba atomów zaobserwowa na w danym doświadczeniu. Najbardziej prawdopodobne wartości A2 S2 (e = A/Z) s ą A 2 = Z ( 1 Z/N o ) o r a z L 2 = I I Z I/jY07 C Z Y I i P rak tycznie biorąc, Z oraz I/Z, jeż e I i Z/No j e s t d o s t a t e c z n i e małe. To samo zjawisko może być rozpatrywane z innego z a 5 e v o o io —.I u n. punktu widzenia; z teorii wy RyS 82 nika, że odstępy między na stępującymi po sobie chwila mi przemiany atomu nie są równe, lecz wahają się w sposób nieprawidłowy. Niech będzie no liczba kolejnych odstępów w czasie X, w ciągu którego wy konywamy obserwację, n-liczba odstępów dłuższych od l; można do wieść, że: n = no e““ f’“ <, gdzie l,,, jest to średni odstęp, I“, = Xlno. Krótkie odstępy są zatem najczęstsze, długie odstępy są stosunkowo rzadkie. Te wnioski teoretyczne zostały potwierdzone drogą doświadczalnego badania fluktuacyj promieniotwórczości. Zastosowane metody polegają bądź na mierzeniu prądu jonowego, bądź na liczeniu oddzielnych prze mian atomowych. W pierwszym przypadku mierzymy starannie, za pomocą przyrządu oddziaływającego możliwie szybko, prąd jonowy wytworzony przez sub stancję promieniotwórczą, której ilość pozostaje, praktycznie biorąc, nie zmienna podczas trwania pomiarów. Gdyby nie było fluktuacyj promie niotwórczości, liczba cząstek wysyłanych w jednostce czasu, a zatem i liczba wytworzonych jonów byłaby stała; w rzeczywistości jednak war tości prądu otrzymywane w kolejnych pomiarach ulegają wahaniom. Jeżeli j o n i z a c j a p o c h o d z i o d p r o m i e n i a, wa h a n i a d aj ą s i ę ł a t w o z a u waż y ć; s ą o n e mniej wyraźne przy użyciu promieni 3 lub (, gdyż liczba jonów f., obli czona na każdą przemianę atomową, jest w tym przypadku znacznie mniej sza, skąd wynika, że temu samemu natężeniu prądu i odpowiada znacz n i e w i ę k s z a I i c z b a p r z e m i a n a t o m o w y c h Z/I w j e d n o s t c e c z a s u. P o n i e waż zaś zgodnie z. teorią względne odchylenie prądu i jest proporcjonalne do przeto jest znacznie niniejsze w przypadku promieni 6 lub f niż w przypadku promieni a; to samo stosuje się do odchylenia bez względnego, które jest również proporcjonalne do 1flfZ lub do fk, je żeli i jest dane. Dla ilustracji liczbowej damy następujący przykład: polon umie szczony w komorze jonizacyjnej, w której promienie a są całkowicie p o c h ł o n i ę t e, w y t war z a prą d o n a tęż e n i u f = O, 1 j. es, c o o d P o w i a d a e m i s j i 1.180 cząstek w sekundzie. Jeżeli pomiar chwilowego prądu całkuje jonizację wytworzoną w ciągu 30 sek, to odpowiada mu liczba cząstek a = 41400; odchylenie prawdopodobne równa się pierwiastkowi kwa dratowemu z tej liczby, mianowicie 204, co odpowiada zmianie prądu O 5.i O “, Ą j.es, czyli 0, 5$ zmierzonego natężenia. Promieniotwórcze fluktuacje prądu, obserwowane doświadczalnie bądź w zwykłych pomiarach, bądź za pomocą przyrządu samozapisującego, są zgodne z teorią (Koliirausch, Geiger, Bormann itd.). Interpretacja tych doświadczeń jest jednak trudna. Bardziej bezpośrednia metoda polega na obserwowaniu scyntylacyj pochodzących od cząstek a. Każda scyn tylacja jest skutkiem przemiany jednego atomu. Rozkład liczby scynty lacyj w równych kolejnych odstępach czasu daje się przedstawić za po mocą krzywych podobnych do krzywej rys. 82 (Rutherford i Geiger). Istnieje jeszcze inna metoda liczenia przemian atomowych, posługu jąca się urządzeniami elektrycznymi do liczenia cząstek «. Otrzymujemy w tym przypadku wykres, na którym emisja każdej cząstki a jest widoczna jako wyskok krzywej wznoszący się nader szybko; odległość między dwoma kolejnymi wyskokami mierzona równolegle do osi czasów jest to odstęp czasu między dwiema emisjami, a zatem mię dzy dwiema kolejnymi przemianami atomowymi (tabl. XI, fig. I 2). Na wykresach doświadczalnych wyznacza się długości odstępów; po otrzymaniu dostatecznej liczby danych można je rozklasyfikować według długości i sprawdzić wzór rozkładu. Statystyka tego rodzaju, obejmu jąca 10000 odstępów między emisjami cząstek a polonu, wykazała bardzo dobrą zgodność doświadczenia z teorią (Maria Curie). Widzimy zatem, że z powodu istnienia fluktuacyj promieniotwórczości dokładność pomiaru prądu jonowego jest ograniczona; wykonywając pomiary w ciągu dłuższego czasu zmniejszamy wynikającą stąd nie pewność 1 ). 9 59. Niezmienność stałych zaniku. Hipotezy dotyczące pochodzen ia pro m ien iotwć rczości. Najbardziej uderzającym rysem przemian promieniotwórczych jest ich niezależność od warunków zewnętrznych. W żadnym przypadku nie udało się dotąd stwierdzić l. pewnością jakiejkolwiek zmiany stałej za niku. Z tego powodu stałe te stanowią naturalne wzorce czasu, jak to zauważył Piotr Curie. W celu wykrycia ewentualnego działania czynników zewnętrznych musimy posługiwać się promieniowaniem. W niektórych doświadcze niach badamy, czy promieniowanie jakiejś substancji praktycznie nie zmiennej zmienia się pod działaniem tych czynników; w innych doświad czeniach pomiary promieniowania dają możność badania zaniku radio pierwiastka w różnych warunkach. Pierwsze doświadczenia tego rodzaju wykonane z dokładnością do 1% wykazały, że promieniowanie uranu lub radu nie zmienia się ani pod wpływem oświetlenia, ani zmiany temperatury i że zanik radonu nie za leży ani od jego koncentracji, ani od właściwości zbiornika, w którym jest zawarty, ani od temperatury w granicach od 180 0 do +450 0 (H. Becquerel, Piotr Curie, E. Rutherford). Nie możemy tu opisywać wszystkich bardzo licznych doświadczeń, wykonanych w późniejszych czasach. W niektórych przypadkach zasto sowano metody bardzo dokładne, pozwalające na wykrycie małej zmiany stałych zaniku..Metody te polegają na ogół na porównywaniu pro mieniowania dwóch próbek ciała promieniotwórczego, z których tylko jedna jest poddana działaniu badanego czynnika; mierzy się roznlcę promieniowania obu próbek (metoda kompensacji), co daje wielką do kładność zwłaszcza wtedy, kiedy się używa bardzo przenikliwego pro mieniowania f. W ten sposób znaleziono, że promieniowanie rurki l. ra ’) W doświadczalnych badaniach fluktuacyj należy odróżniać metody zużytkowujące wszystkie promienie wysyłane przez źródło od metod, w których jest wykorzystana tylko cZĘŚĆ promieniowania ograniczona stosunkowo niewielkim kątem bryłowym. Tylków pierw szym przypadku eksperymentator ma bezpośrednio do czynienia z fluktuacjami cząstek a w czasie; w drugim przypadku odgrywają rolq również fluktuacje rozmieszczenia prze strzennego. d e m ( r a d w rów n o wad z e z r a d o n e m i c i a ł a m i. 1, II, C) j e s t j e d n a k o w e w zwykłej temperaturze w temperaturze ciekłego wodoru (z dokład nością do 2/10000) (Maria Curie Kam merli ngh-Onne.i). Promieniowanie nie zmienia się również, jeżeli rad jest umieszczony w silnym polu magnetycznym [I’. Weiss). Niektóre doświadczenia pozostają w związku z określonymi hipote zami, dotyczącymi pochodzenia promieniotwórczości. Można doszukiwać się przyczyny destrukcji atomu bądź w jego wewnętrznej budowie, bądź w działaniu zewnętrznym, np. w promieniowaniu niezmiernie przenikli wym, którego domniemane źródło znajduje sieJ w przestrzeni kosmicz nej lub we wnętrzu ziemi (Piotr Curie Mmiu Curie..I. 1’errin). Między innymi próbowano zastosować własne promienie a. j5 i f ra diopierwiastków, jako czynnik zakłócający równowagi; atomu promienio twórczego 1 ); z drugiej strony wykonano doświadczenia w celu wykrycia ewentualnego działania promieni różnej natury. Opiszemy jedno z doświadczeń tego typu: porównywano zanik skon c e n t r o w a n e g o r a d o n u ( c i ś n i e n i e I i n O, 5 al m.) z a war t e g o w m a ł e j k u I c e O objętości 0, 2 mm* z zanikiem radonu zawartego w podłużnej rurce 1 dwadzieścia razy bardziej rozcieńczonego: celem pracy było wykrycie działania na skoncentrowany radon jego własnych promieni oraz pro mieni pierwiastków pochodnych; okazało si<;, że prawo zaniku pozostaje niezmienne z dokładnością do 1/2000 (Maria Curie). Próbowano rów n i e ż d z i a łać p r z e n i k I i w y m i p r o m i e n i a m i r a d u n a z a n i k P o lon u Maria Curie) i uranu X (Hevesy), promieniami a polonu na równowagę między radem I>, I.; (Maria Curie); w żadnym przypadku nie znaleziono efektu w granicach dokładności do t/1000. W celu zbadania, czy nie ma żadnego działania promieni pochodzą cych od słońca, porównywano aktywność uranu w południc o pół nocy; zakładano przy tym, że promienie czynne mogą ulegać osłabieniu wskutek przeJscia przez całą ziemię (Piotr i Maria Curie). Z drugiej strony aktywność uranu została zmierzona w kopalni na głębokości 750 m (Eisler Geilel). Zanik uranu X był dokładnie badany w przypadku dwóch próbek przechowywanych na wysokości 500 i 3500 m (Piccard Stahel). Nie dostrzeżono żadnej różnicy-). 9 60. Zagadnienie dwóch substancyj. Zagadnienie to polega na obliczaniu ilości radiopierwiastka zanika jącego samorzutnie i jednocześnie wytwarzanego przez substancję macie rzystą. Niechaj będą: N y liczba atomów pierwiastka macierzystego, N 2 ’I Za pomocą p ro m i en i a wiei kiej prędkości I.dolano osiągnąć przem iany atomowe niektórych lekkich pierwiastków (rozdz. XXI).

• ) Niektórzy Batorowie podają, że istnieją pewne anomalie w zachowaniu sii; ciał pro

mieniotwórczych, klóre, ich zdaniem, pochodzą od słońca; wyniki te wymagają dokładniej szych badań. 156 pierwiastka pochodnego, \, pierwszego pierwiastka: X 2 ich stałe zaniku. Będziemy mieli dla (1 ) dNJdt = \ N v N; = Ntoe-X-’, gdzie Niti jest to liczba atomów w chwili t = O. Jeżeli każdy atom pierwiastka daje zanikając jeden atom pier wiastka 2, to w jednostce czasu powstaje X A, atomów tego ostatniego, ponieważ zaś jednocześnie zanika X 2 iV 2 atomów, przeto mamy: (2) dN/dl = XNi XN 2; j e s t to równanie znanego ty p u, kté reg o całka j e s t następująca: N 2 = ’ijfyeff + x i ą, o e ’->’)/(I2 X, ), jeżeli wartości początkowe są: N 2 = N->.a dla t = o. Widzimy zatem, że N 2 składa się z dwóch wyrazów: ( 3 ) N 2, r = X j M. n X I

• .

N-,, 2 = A i j) e A. X 2 X, / ilość drugiego pierwiastka, jest to ilość utworzona aż N-i, i z m n i e j s z a s i ę wed ł u g JV) zmienia się w sposób początku równy O, przechodzi Wyraz A, 2 reprezentuje pozostałą w chwili k t ć r e g o i I ość p o c z ą t k o wa w y n o s i Nz, i do chwili I przez pierwszy pierwiastek. prostego prawa wykładniczego, natomiast bardziej skomplikowany; wyraz ten, z przez maximum w chwili t danej wzorem: e(i 3 — X, ), x)X, następnie zmniejsza się według prawa, które w granicy jest iden tyczne z prawem wykładniczym, odpowiadającym niniejszej z dwóch stałych X, i X 2. Należy rozróżniać dwa przypadki: I) X, >X,; po dostatecznie długim czasie pozostaje tylko ciało 2, ciało 1 zaś zniknęło. II) Xj < X 2; ciała 1 nek ich ilości przybiera 2 w s pół i s t n i ej ą aż d o z u p e ł n e g o z a n i ku; s t o s u w granicy wartość stałą, równą: I i m N 2 \N x = \ / ( I 2 \ ) I u b I i m X 2 i V 2/ X i A r l = X 2/( X, \ ) Mówimy, że między ciałem pochodnym ciałem 2 ustaliła się rów nowaga przejściowa. Jeżeli X, jest znikomo małe wobec X n możemy napisać: I i m NJN I = Xj/X 2; X, iV, = X., N 2 Liczba atomów obu ciał ulegających zanikowi w ciągu tego samego czasu jest wówczas jednakowa, gdyż zanik ciała 2 jest dokładnie skom pensowany jego powstawaniem. Mówimy wówczas, że ciała 1 i 2 po zostają w równowadze promieniotwórczej; liczby atomów N 2 się do siebie jak odwrotności stałych zaniku X, i X n są zatem p o r c j o n a I n e d o o k r e s ć w TI i. Jeżeli ciało 1 jest, praktycznie biorąc, niezmienne, mamy: maj.) pro (4) N 2 = /rN, (I-e-hj//2. Należy zaznaczyć, że związek X, Y V 1 = X 2 A’ 2 zachodzi w chwili, gdy N 2 P r z y b i e r a war t ość m a x i m u m; w z ć r ( 2); d NJ d I = O; w z ć r t e n m o ż n a b y obrać jako definicje równowagi promieniotwórczej. P r z y kła d y. P i e r w s z y s kła d n i k o s a d u a k t Y w n e g o R a A, Th A I u b A cA o s a d z o n y n a a k t Y w o w a n y m c i e I e u I e g a z a n i k o w i p r z e c h o d z ą c w pierwszy pierwiastek pochodny Rali, ThB lub Arii; zanik substancji macierzystej jest w tym przypadku szybszy niż zanik substancji po chodnej. liad A, pierwszy pierwiastek pochodny radonu, osiąga lównowagę przejściową z radonem; liczby atomów są nieomal dokładnie propor cjonalne do okresów. Radon, pierwszy pochodny pierwiastek radu, osiąga stan równowagi z tym ostatnim; liczby atomów obliczone na curie radonu i gram radu są proporcjonalne do okresów. Wzór nagromadzania radonu (patrz 9 48) ,, o S t a Ć a=„A (I-e“)/1, jak widzimy, identyczną z wzorem (4). W zagadnieniu dwóch substancyj natężenie / prądu jonowego, wy tworzonego przez promieniowanie, wyraża się wzorem 1=/i, X, A, + 1.2 X 2 A 2, aktywności charakteryzujące stopień w komorze jonizacyjnej. Widzimy, gdzie z-, i Ji 2 są to współczynniki zużytkowania promieni ciał I i 2 że / jest to liniowa funkcja dwóch funkcyj wykładni czych: względna wartość obu wyrazów, a zatem postać krzywej / = t(l) zależy od warunków doświadczalnych. W przypadku szczególnym, w którym promieniowanie pierwszego ciała jest zni komo male. / jest propor cjonalne tylko do ilości dru giego ciała i prawo zmian / jest niezależne od aparatu ry pomiarowej. Na rys. 83 jest przed stawiona ewolucja ciała 2 w obecności ciała 1. Uczy niono przy tym założenie, o 10 20 3) 40 CZCLS 50 60 70 80 W minutach 90 100 110 120 Rys. 8:). Krzywe.V 2,.V 2.i, V,, ’.,, >. Krzywa, V 2 ’2 przed stawia powstawanie JluC z /tuli: krzywa JVj, J-zanik początkowej ilości JtaC. Rzednę krzywej As są to siiniY rzędnych dwóch poprzednich krzywych. że w chwili I = O liczba atomów każdego ciała, zanikających w jednostce czasu, jest jednakowa: XiNi, o = X 2 A r 2, 0, że zatem zachodzi równowaga promieniotwórcza między obu ciałami. Okresy wzięte do wykreślenia krzywych są to okresy radu B i radu C; otrzymana krzywa N 2 jest po dobna do krzywej charakteryzującej ewolucję promieniowania aktywnego osadu radu (rys. 77, promieniowanie S i f, długa ekspozycjar). 9 61. Zagadnienie trzech substancyj. Zagadnienie ’n substancyj. W przypadku trzech kolejnych pierwiastków należy uzupełnić po przednie rachunki wzorami przedstawiającymi ewolucję trzeciego pier wiastka. Jeżeli atom pierwiastka 3 powstaje w przemianie atomu pier wiastka 2, mamy: (6) dNJdt = X 2 TV, X 3 Nt, gdzie N 2 jest to funkcja liniowa funkcyj wykładniczych e“’V i e“’V. Roz wiązanie ogólne jest funkcją liniową tych samych funkcyj wykładni czych, oraz e“’V; możemy je napisać w postaci: N% = # 3, 1 + # 3, 2 + N 3W gdzie iV3, 3 jest to pozostałość ilości N 3, a obecnej w chwili początkowej, Ar 3, 2 i I OŚĆ u t w o r z o n a z A A o, N 3, i z a ś i I ość, k t ć r a p o w s t a ł a z A A. n z a p o ś r e d n i c t w e m N 2. O b I i c z a n i e N 3, 3 i A’,, 2 j e s t a n a log i c z n e d o t rak t o wa n y c h już z a g a d n i e ń j e d n e g o d w ć c h c i a ł; P o z o s t aj e z a t e m d o o b I i c z e n i a w y r a z IV s, i, s t a n o w i ą c y r o z w i ą z a n i e rów n a n i a róż n i c z k o w e g o ( 6 ) z war u n k a m i p o c z ą t k o w y m i \ —. “, = O;. y I o = o. O t r z y m u j e m y: (7) N m = X i X 2 N,.o [e ’ V I ( X 3 X, ) (X 2 X, ) + e ’“ V I ( X 3 X 2) (X, X 2) + + e-V/(X 1 — X 3 )(X 2 — X 3 )]. Wyraz ten, równy O w chwili początkowej, przechodzi przez maximum, a następnie znika według prawa zgodnego w granicy z prawem w y kładniczym charakteryzującym ciało, którego stała jest najmniejsza; o t r z y m a n akr z y war ć ż n i s i ę o d k r z y w e j p r z e d s t a w i aj ą c ej Na, i t y m, ż e jest na początku styczna do osi czasów, ponieważ powstawanie Ar 3 z Nt j e s t opozn/one w s k u t e k p o w s t a w a n i a p o ś r e d n i e g o c i a ł a A 2. R Y s. 84 przedstawia krzywą tego typu, odpowiadającą powstawaniu HaC z RaA z a p o ś r e d n i c t w e m RaB. N$, \ j e s t t o I i c z b a a t o m ć w RaC u t w o r z o n y c h w t e n s p o s ć b, w y r a ż o n a w % c a ł k o w i t e j p o c z ą t k o w e j i I o ś c i N 3fi P o a k t Y wacji nasyconej. ’) Mówiąc dokładniej, krzywa;V 2 przedstawia ewolucję promieniowania w przypadku, gdy RaB i RaC pozostają w równowadze promieniotwórczej w chwili t. = O (w nieobec ności RaA) i kiedy promieniowanie RaB może być zaniedbane wobec promieniowania RaC w przyrządzie użytym do pomiaru; ten przypadek może być zrealizowany doświadczalnie. Rachunek powyższy może być łatwo uogólniony w przypadku II ko I e j n y c h c i a ł. L i c z b a a t o m ć w iV“ j e s t t o s u m a n w y r a z ów: Nn, x + N nn +... + A’ “. + iY“““ z których każdy przedstawia ilość n-tej substancji, utworzonej z począt kowych ilości AAO, Nt#... N,, -2, o> Nn-i.o, każdej z substancyj poprze dzających. Tylko pierwszy wyraz odpowiada zagadnieniu n ciał; obliczamy go całkując równanie różniczkowe: (8) (IN n/d/ = X“..., N,, -.i X“ No! w którym znamy postać wyrazu Ar“ i w którym początkowe ilości wszystkich ciał z wyjątkiem pierwszego są przyjęte jako równe zeru. Możemy natychmiast napisać ten wyraz na mocy oczywistego uogólnienia w z o r u (7) N““ = X, X 2... ).“’ N?> [e-V/(X, X, )... (X“ X, ) + + e-’V/(X, -X 2 ) (X S — X 2 )... (X,, -X 2 ) +... + e->-n’/(X, -X n )... (X,, , X,, ); jest to funkcja liniowa n funkcyj wykładniczych, równa zeru w chwili 1 = 0, przechodząca przez maximum i następnie zmniejszająca się zgodnie z prawem, które w granicy staje się identyczne z prawem wykładniczym, <o 5 4 I 3 3.1 / 50 100 Rvs. 84. charakteryzującym ciało o najmniejszej stałej: rząd styczności krzywej A n. i = f (/) y o s j ą s t Y c z n y c h w I ) u n k c i e p o c z ą t k o w y m j e s t t Y m w Y ż s z y, i m “ Jest większe. Jeżeli mamy do czynienia z przemianą wieloraką, tj. z rozgałęzie niem, wówczas należy wziąć pod uwagę względne ilości atomów, kté rych zanik prowadzi do powstawania każdej z gałęzi. W przypadku obecności n ciał natężenie promieniowania I w komo rze jonizacyjnej wyraża się wzorem: / = k/\iNi + A 2 X 2 A r 2 + Ic„X„iV“, gdzie k A, k.“... k“ są to współczynniki aktywności, różne dla różnych ciał i zależne od rodzaju ich promieniowania i wykorzystania tych pro mieni w komorze. 9 62. Równowaga przejściowa. Równowaga promieniotwórcza. Weź my pod uwagę przypadek, gdy substancja macierzysta posiada życie znacznie dłuższe od wszystkich swoich pochodnych; we wzorze dającym obraz przemiany któregokolwiek pierwiastka pochodnego pozo staje po dostatecznie długim czasie, praktycznie biorąc, tylko funkcja wykładnicza c V; innymi słowy, stosunek pomiędzy ilością substancji macierzystej ilością pierwiastka pochodnego dąży w granicy do war tości stałej. Jeżeli jest to pierwiastek pochodny rzędu n, mamy: I i m NnjN x = \ X 2’.. X,, /(X 2 X, ) (X, X, )... (X“ X, ). Całkowity układ składający się z substancji macierzystej i jej po chodnych zmniejsza się wówczas zgodnie l. prawem charakteryzującym substancje; macierzystą; wszystko dzieje się tak, jak gdybyśmy mieli do czynienia z jedną tylko substancją, posiadającą promieniowanie złożone w określonym stosunku z promieniowania substancji macierzystej i wszystkich jej pochodnych. Taki stan nazywa się równowagą przej ściową m i ę d z y s u b s t a n c ją m a c i e r z y s t ą i P o c h o d n y m i. Tak np. radon osiąga po upływie około trzech godzin równowagę przejściową z pochodnymi RaA, Hali, RdG\ zanik radonu może być wów czas badany bądź za pomocą całkowitego promieniowania mieszaniny, bądź za pomocą przenikliwego promieniowania ostatniego pierwiastka (’ (9 44). W niektórych innych przypadkach równowaga ustala się tak szybko, iż jest rzeczą prawie niemożliwa zaobserwować substancję ma cierzystą inaczej niż w równowadze z pierwiastkiem pochodnym: sto suje się to do toronu aktynonu, które występują zawsze razem z ThA i AcA. Jeżeli można traktować substancję macierzystą jako, praktycznie bio rąc, niezmienną w ciągu czasu pomiarów i jeżeli można zaniedbać jej stałą zaniku wobec stałych charakteryzujących pierwiastki pochodne, wówczas mamy do czynienia z równowagą promieniotwórczą; liczby atomów różnych rodzajów ulegających zanikowi w jednostce czasu są j e d n a k o we, m i a n o w i c i e w y n o s z ą X, NI = X 2 A 2 = X“ J V,,; N, i V 2... i V “ są proporcjonalne do okresów T“ 7’2'“ 7“. Jako przykład podamy rad, który szybko (po upływie miesiąca) osiąga rów n o wag ę p r o m i e n i o t wór c z ą z r a d o n e m p o c h o d n y m i RaA, Hal! i HaG. Okoliczność, że minerały uranowe i torowe zawierają wraz z tymi pier wiastkami pierwiastki pochodne w ilościach proporcjonalnych do okre sów, tłumaczy się również istnieniem równowagi promieniotwórczej. Biorąc rzeczy ogólniej, między dwoma następującymi po sobie pier w i a s t k a m i n a I e ż ą c y m i <lo t e j s a m ej r o d z i n y i s t n i e jer ć w n o wag a p r z ej ściowa w chwili, kiedy ilość pierwiastka pochodnego przechodzi przez maximum, wtedy jego zanik jest kompensowany narastaniem. Ilości obu pierwiastków mają się do siebie jak okresy. Powstawanie pierwiastków pochodnych w obecności substancji macie rzystej, praktycznie niezmiennej, podlega bardzo ogólnemu prawu tzw. ewo lucji uzupełniającej. Weź m y p o d u wag ę s u b s t a n c j ę m a c i e r z y s tą 1 w rów nowadze promieniotwórczej z wszystkimi pochodnymi. Ilość każdego składnika pozostaje w tym układzie niezmienna. Jeżeli oddzielimy od sub stancji macierzystej wszystkie jej pochodne, otrzymamy dwa układy: I, II, z których każdy osobno ulega przemianom; jasne jest jednak, że suma ilości każdego składnika musi pozostać niezmienna. Jeżeli zatem prawo wyrażające zanikanie jednego ze składników w układzie II ma postać q = q}{t), gdzie qx jest to ilość graniczna, to narastanie tego samego składnika w układzie I wyrazi się prawem q’ = qJ(I-/(’)]’ Iz suma obu odpowiadających sobie rzędnych q i q“ pozostanie stała. Na rys. 71 jest przedstawiony przykład ewolucji uzupełniającej radonu. Stosowanie wzorów dotyczących wielu ciał wymaga niekiedy uciążli wych rachunków. Rachunki upraszczają się, jeżeli bierzemy pod uwagę równowagę przejściową i jeżeli radiopierwiastek, pozostający w warun kach doświadczenia w równowadze z. pochodnymi, traktujemy razem z pochodnymi jako jeden pierwiastek. Tak np. powstawanie polonu z r a d u m o ż e b y ć t rak t o w a n e jak o z a g a d n i e n i e t r z e c h c i a ł: Ra, RaD i RaF. Uproszczenie polega na tym, że radon oraz krótkotrwały osad ujmu jemy razem z radem jako całość; podobnie rad E z radem Zf). Istnieją tablice liczbowe, służące do ułatwienia rachunków dotyczą cych częściej używanych radiopierwiastków (tab!. 13 16 Przypisów). W braku specjalnych tablic można posługiwać się tablicą dającą wartości e“, / jak o f u n kc j i x = t / (t a b I. 1 P r z y p i s ów). 9 63. Zastosowanie teorii do analizy krzywych dezaktywacji. Ciało radioaktywne, złożone z jednego pierwiastka, wytwarza prąd jonowy /, zmieniający się w czasie zgodnie z prostym prawem wy kładniczym; innymi słowy, zależność In I od czasu jest liniowa. Jeżeli jednak Int zmniejsza się liniowo, nie mamy jeszcze dostatecznej pod stawy do twierdzenia, że źródłem jonizacji jest tylko jeden pierwiastek. W istocie wid/ichśmy, że równowaga przejściowa pomiędzy substancją macierzystą i j ej pochodnymi charakteryzuje się zanikaniem całej mi e szaniiiy zgodnie z prawem wykładniczym substancji macierzystej. W celu wykrycia złożonej budowy takiego ciała należy wykonać próbę oddzie lenia składników drogą chemiczną lub za pomocą innych metod. ’) 1 e przybliżenia mogą być stosowane dopiero po upływie czasu koniecznego dla utworzenia się cial pośrednich, np. I> \ miesiąc w układzie lia RaD/lpo. . Curio-Sklodowsku, PrOmieniotwÓrctońć: I I Jeżeli I jest to funkcja liniowa kilku funkcyj wykładniczych, liczba tych ostatnich jest zarazem najmniejszą możliwą liczbą składników. Weźmy pod uwagę przypadek dwóch funkcyj wykładniczych, odpowiada jących dwóm oddzielnym pierwiastkom zgodnie z wzorem: / = Ht h i Nj + f c s X j / V s. Ponieważ jedna z funkcyj wykładniczych zanika szybciej niż. druga, prawo końcowe ma postać prostej funkcji wykładniczej, In I zaś zanika w granicy według prawa liniowego, odpowiadającego mniejszej z dwóch stałych zaniku, np. X“ jeżeli X t <X 2. a) Jeżeli dwa pierwiastki są związku genetycznym względem dług prawa wykładniczego: niezależne i nie pozostają w żadnym siebie, to każdy z nich zanika we / = kt Xt Ni, ne-’-' + k 2 X 2 Ńt, ge-te W chwili I = O mamy: lo = I.„i Xj A’„o + k 2 X 2 Nt fi i możemy położyć I/Io=pe\’ + (I-p )e-K’, gdzie p =v KX, NJ(kiX, AV, o + /’2>-, #2.») czyli o < l; < 1. Prawo graniczne wyraża się równaniem: log I = log J o Xj I log e; I = J o e V, które pozwala obliczyć Xj i l“ w ten sposób, że log l“ jest to rzędna po czątkowa, otrzymana przez ekstrapolację końcowej prostej. Utwórzmy różnicę I I oraz jej logarytmy: będziemy mieli: log (I I) = log (lo l,, ) Xy log ’e; f J = (lo l,, ) *-X, < f/lo = 1“11,,.*-’..< + (I“ 1“)11,, = pe-U + (1 p) e->-». Opisana tu metoda analizy pozwala zatem obliczyć stale X, i X“ podo bnie jak i parametri; charakteryzujący względny udział pierwszego ciała w promieniowaniu w chwili początkowej; udział drugiego ciała wtej samej chwili wynosi 1-/>Niech będzie x = X2A’2.0/XiA’i, 0 początkowy stosunek liczb atomów obu rodzajówulegających zanikowi w jednostce czasu i y = X„jX-j stosunek ładunków elektrycznych wydzielonych na elektro d a c h i o b I i c z o n y c h n a j e d e n z a n i k aj ą c y a t o m. W i d z i m y, ż e p = 1 I (1 f-xy): znając p możemy zatem obliczyć.<11. W celu upewnienia się, że oba ciała są to istotnie pierwiastki i że są od siebie niezależne, dokonywamy prób oddzielania i badamy otrzymane frakcje. Chcąc wyznaczyć“ osobno x i y musimy użyć metody pozwalającej oznaczyć liczbę atomów jednego z cial ulegających zanikowi w jednostce czasu. Na rysunku 8ć jest przedstawiona analiza krzywej w przypadku p’“ i P = 1/2; stale X, i X 2 odpowiadają ThC i RaC. b) Jeżeli oba ciała nie są niezależne, lecz następują po sobie, to mamy wzór: / = k)(iV,.,, <r + Jtfc/Ńiftr** + X, Ni, Je-*» e->-»)I(\2 X, )], któremu podobnie jak poprzednio można nadać postać ’ ) li!“ = pe-’<' + (1 p) e-’V, gdzie p [i+jthlth + -w Zauważmy, że X, zarówno jak a? i II, są to dowolne liczby dodatnie, tak iż parametr p nie zawsze jest ułamkiem zawartym między O i ’I, jak w po przednim przykładzie, lecz może przybierać wartości ujemne lub dodat nie, mniejsze lub większe od 1. Prąd I może być zatem dany bądź jako suma, bądź jako różnica dwóch funkcyj wykładniczych; istnienie tej dru giej postaci świadczy o tym, że jedno z ciał powstaje z drugiego (rys. 86). Kf li rultva 1 to y! . 1 UJ , ł Cuu 1.< minutach Rys. 85. W celu zanalizowania krzywej 1=1’(') postępujemy jak poprzednio, może jednak zdarzyć się, że I“ > I “, gdyż stosunek J g I/o = p, jeżeli X 2 > Xt i rów n a s i ę 1 p, jeż e I i X, < X,. P o d o b n i e jak w p o p r z e d n i m przypadku analiza daje wartości X, i X, oraz parametru p, który jest funkcją tych stałych, wreszcie x i y. Należy następnie wykonać próbę oddzielenia składników w celu defi nitywnego ustalenia rodzaju i rzędu związku genetycznego. Dla oblicze x i;1 można posługiwać się własnościami równowag promieniotwór czych. Jeżeli np. w stanie początkowym istnieje równowaga promienio twórcza wynikająca z. lego że oba ciała zoslaly oddzielone jednocześnie od długotrwałej substancji macierzystej, to mamy x = 1 i na pod stawie wartości p można obliczyć y. Z drugiej strony, jeżeli aktywność ’) VV przypadku dwóch kolejnych ciał może zdarzyć się, że promieniowanie z po czątku równe zeru najpierw wzrasta w czasie. Nie tworzymy wówczas / / /“, lecz odnosimy / o JUlfleJ!* innej odpowiednio dobranej wartości, np. do maximum rzędnej. 163 164 pierwszej substancji odniesiona do jednej przemiany atomowej jest zni komo mała wobec aktywności substancji pochodnej, to l; = XJ(X 2 X, ).l/a: i na podstawie wartości p można obliczyć x. Jeżeli prąd jonowy I jest funkcją więcej niż dwóch funkcyj wy kładniczych, analiza staje się trudniejsza. W tym przypadku należy najpierw odjąć część prądu, wyrażoną za pomocą funkcji wykładniczej, której zanik jest najpowolniejszy, następnie wykonać podobną operację z otrzymaną resztą postępować w dalszym ciągu w ten sam sposób. Na ogół należy posługiwać się ko lejnymi przybliżeniami i jest rzeczą zawsze korzystną, jeżeli można od dzielić składniki w stanie czystym, gdyż wówczas można oznaczyć od dzielnie ich stałe zaniku rodzaj promieniowania. Na rys. 83, str. 157 krzywa N 3 przedstawia natężenie promieniowa nia a radu C w zależności od czasu, jeżeli w chwili początkowej istniała równowaga między radem C i B. Ana lizując tę krzywą za pomocą wska zanej poprzednio metody (rys. 86) u = XJX 2 X, w zgod ności z warunkami x = I, Y = co, z których pierwszy wyraża, że w chwili I = O liczby przemian atomo w y c h RaB i RaC w j e d n o s t c e c z a s u s ą s o b i e rów n e, n a t o m i a s t d r u g i oznacza, że RaC wysyła promienie a, rad B zaś ich nie wysyła 1 ); rów nanie przybiera wówczas postać: III“ = (XJX 2 \). e-V (X, /X 2 X, ). e y. I) Ten sam warunek stosuje sie. do bardzo przenikliwych promieni y> ponieważ rad B wysyła p ro m ie n i e g i — *( kté rych p rze n i ki iwość jest n iewie I ka. ROZDZIAŁ XII W 8T Ę PN E W I A D O M O Ś C I O P R O M I E N 10 W A N I U CIAŁ PROMIENIOTWÓRCZYCH 9 64. Promienie 8, $ i y. Oddzielanie promieni w polu magnetycznym. Przen i ki iwość. Wkrótce po odkryciu radiopierwiastków, kilku uczonych stwierdziło jednocześnie, że istnieją trzy rodzaje promieni, które otrzymały nazwy promieni a, (3 i y: promienie a są to promienie korpuskularne, niosące ładunek dodatni, promienie (3 utworzone z elektronów unoszą ładunek ujemny, promienie y są natury elektromagnetycznej. Analiza promie niowania była oparta na badaniu absorpcji promieni i ich odchylania się w polu magnetycznym 1 ). Można oddzielić trzy rodzaje promieni działaniem pola magnetycznego, jak to pokazuje schemat przedstawiony na rys. 87. Wiązka promieni <*, i 3 i Y P o c h o d z ą c y c h o d z i a r n k a s o I i r a d o w ej j e s t o g r a n i c z o n a z a p 0 mocą małej rurki z ołowiu. Jeżeli promienie biegną w jednostajnym polu magnetycznym o dostatecznie wielkim natężeniu, prostopadłym do płaszczyzny rysunku skierowanym od przodu do tyłu, to promienie y nie ulegają od chyleniu, natomiast promienie a są nieznacznie od chylone na lewo, promienie [3 zaś silnie zakrzywione na prawo. Jeżeli radiopierwiastek lub grupa radiopierwiastków wysyła jednocześnie promienie a, [3 i y, to całkowita energia promieniowania a jest na ogół znacznie większa od e n e r g i i P r o m i e n i o w a n i a i 3 i Y. W k o m o r z e j o n i z a c y j R y s. 8“. nej rozmiarów najczęściej używanych, w której promienie wychodząc,. /0 źródła przebiegają w powietrzu kilka centymetrów zanim dosięgną sClany, obserwowana jonizacja jest prawie całkowicie następ Btwem absorpcji promieni a, udział promieni {3 w jonizacji nic przekra cza 1%, udział zaś promieni y jest jeszcze mniejszy. ’) Opis kolejności tych prac znajduje sie W dziele nTraite de radioactivité», M. Curie, Paryż 1910. Pomimo jednak wielkiego natężenia efektu jonizacyjnego promieni a można łatwo usunąć to działanie. Wystarcza przykryć aktywną sub stancję cienkim ekranem, np. arkuszem papieru, lub folią glinową o gru bości 0, 1 mm; promienie a nie przechodzą przez taki ekran, natomiast promienie j3 mogą przejść przez kilka milimetrów glinu, promienie f zaś działają nawet poprzez kilka centymetrów ciężkiego metalu, np. ołowiu. Porównywając przenikliwość promieni a, [3 i Y z przenikliwością ana log i c z n y c h p r o m i e n i p o w s t aj ą c y c h w rur c e Crookesa s t w i e r d z a m y, że promienie a są znacznie bardziej przenikliwe od promieni dodatnich (kanalikowych), co dowodzi, że ich prędkość jest znacznie większa. Po dobnie promienie j3 są na ogół bardziej przenikliwe od promieni kato dowych, promienie t zaś od promieni X, co w pierwszym przypadku świadczy o większej prędkości, w drugim zaś przypadku o większej częstości. Należy jednak zaznaczyć, że emisja ciał promieniotwórczych jest niejednorodna obejmuje również bardzo mało przenikliwe pro mienie j3 i 9 65. Sposoby badania promieniowania. Metoda wykrywania oddzielnych cząstek. Do badania promieni a, [3 i Y używa się tych samych metod, co do promieni powstających w rurce Crookesa. Najczęściej posługujemy się pomiarami jonizacji wytworzonej w powietrzu lub w innych gazach (me toda elektrometryczna), działaniem promieni na kliszę (metoda fotogra ficzna) lub na ekran fosforyzujący. Szczególnie interesujące są metody dające możność obserwacji od dzielnych cząstek promieniowania korpuskularnego. Do tego celu na daje się kilka metod, z których każda pozwala liczyć cząstki wysłane w ciągu danego czasu. Opiszemy sposoby używane obecnie w celu wykrywania indywidualnych cząstek. Scynlylacje. Promienie a, (3 i Y wzbudzają świecenie ciał fluoryzu jących lub fosforyzujących, np. platynocyjanku baru lub siarczku cynku. Świecenie wywołane przez promienie j3 lub Y wydaje się ciągłe, nawet oglądane przez mikroskop. Natomiast promienie a wytwarzają świece nie, które wydaje się nieciągłe, jeżeli oglądamy je w słabo powiększa jącym mikroskopie; na ekranie widzimy mrowie punktów świetlnych, z których każdy trwa w ciągu bardzo krótkiego czasu i które nazywamy s c y n ty I o cj am i; każ d a s c y n t y I a c jaj e s t n a s t ę P s t w e m p o j a w i e n i a s i ę j e d n e j cząstki a na ekranie fosforyzującym. Jako substancji fosforyzującej odpowiedniej do oglądania scyntylacyj używa się najczęściej siarczku cynku, przyrządzonego w specjalny spo sób, mianowicie zawierającego ślady odpowiednio dobranego metalu, czyli tzw. tos/brogenu; najczęściej dodaje się w tym celu miedzi. Wile mit diament, używane niekiedy również, dają znacznie słabsze scyn tylacje. Scyntylacje należy oglądać bądź w zupełnej ciemności, bądź w niezmiernie słabym czerwonym świetle. Jonizacyjne metody wykrywania cząstek. Ilość elek tryczności, wyzwolona w komorze jonizacyjnej wskutek przejścia jed nej cząstki a, jest znacznie większa od ładunku, który może być do starczony przez cząstkę [3; jest to jednak ilość co najwyżej rzędu 10““’* .f. cv, zbyt mała, aby spowodować dostrzegalne odchylenie w zazwyczaj używanych przyrządach elektromedycznych. Można jednak wykryć ten ładunek za pomocą metod elektrometrycznych, opartych na zjawisku jonizacji spowodowanej zderzeniami lub za pomocą odpowiednich urzą dzeń wzmacniających. Metody te, opisane w Jj 72, mogą być również zastosowane do wykrywania cząstek [3, a nawet fotonów 7; w tym ostat nim przypadku mamy do czynienia z działaniem promieni wtórnych, fotoelektronów lub elektronów Comptona (SJj 29 i 30). Istnieją również elektrometry niezmiernie czułe, pozwalające wykryć działanie jonizacyjne jednej cząstki a bez pomocy przyrządu wzmacniającego. Metoda śladów mgiełkowych. Metoda ta, o której już była m o w a p o p r z e d n i o k t ć rej t wór c ą j e s t C. ’ /’. H. Wi I s o n, u r z e c z y w i s t n i a niejako materializację toru cząstki a lub p\ Jeżeli promienie przenikają do przestrzeni wypełnionej powietrzem, zawierającym parę wodną, przesyconą w odpowiednim stopniu, to dookoła każdego jonu tworzy s i ę n a t y c h m i a s t kro p e I k a p r z y d o s t a t e c z n i e s i I n y m o ś w i e t I e n i u s t aj ą się widoczne wskutek rozpraszania światła szeregi kropelek rozmieszczo nych wzdłuż toru; zjawisko to może być również fotografowane. Stwier dzamy, że promienie a posiadają tory prostolinijne, które z powodu wielkiej gęstości liniowej utworzonych kropelek wydają się idealnie ciągłe; te tory urywają się nagle i posiadają długość rzędu kilku centy metrów. Tory cząstek j3 są utworzone z oddzielnych mniej lub więcej oddalonych punktów i często są zakrzywione. W przypadku promieni f (podobnie jak promieni A’) nie widzimy własnego ich toru, lecz wykry wamy cienką wiązkę obserwując tory promieni [3, których punkty po czątkowe są rozmieszczone wzdłuż wiązki (fotoelektrony lub elektrony Comptona). Aparal Wilsona składa się w zasadzie ze zbiornika cylin drycznego C zamkniętego płytą szklaną G (rys. 88); wskutek na głego opadnięcia cylindryczne go tłoka P, którego górna po wierzchnia jest wilgotna, w zbior niku powstaje rozprężenie, kté rego następstwem jesl chwilowy stan przesycenia pary wod n ej. Jeżeli promienie a lub j3 przebić gają przez komorę w tej samej chwili i jeżeli stopień rozprężenia jest odpowiednio dobrany, to tory stają się widoczne. Dla wywołania rozprę żenia należy pociągnąć wentyl B, wskutek czego przestrzeń znajdująca się pod tłokiem uzyskuje połączenie ze zbiornikiem A, częściowo opróż nionym. Źródło promieni tS’może być umieszczone bądź wewnątrz komory rozprężeń, bądź na zewnątrz; w tym ostatnim przypadku promienie prze nikają do komory poprzez otwór zrobiony w ściance i zamknięty cienką blaszką (metal, mika itd.), przylegającą w sposób dokładnie szczelny. Za pomocą odpowiedniej ruchomej zasłony można regulować chwilę i trwanie przenikania promieni. Inne metody obserwacji i liczenia. Działanie promieni na kliszę fotograficzną znajduje częste zastosowanie w badaniach odchyle nia magnetycznego i elektrycznego promieni a i p, a także w pomiarach natężenia promieniowania za pomocą mikrofotometru. Wykonano wiele doświadczeń w celu wykrycia indywidualnego dzia łania cząstek na kliszę; trudność polega na tym, że obserwując kliszę przez mikroskop nie zawsze możemy odróżnić ziarna wyświetlone dzia łaniem cząstki od różnych efektów wtórnych, których nie sposób uniknąć nawet wtedy, kiedy klisza została sporządzona z największą starannością. Jednakże promienie a, przenikające bardzo skośnie do emulsji, wytwa rzają szereg ziaren stanowiący obraz toru cząstki w emulsji (tabl. 22, rys. 1 do 4). Możemy mierzyć natężenie promieniowania a. lub (3 nie tylko na pod stawie wytworzonej jonizacji, lecz również przenoszonego ładunku elek trycznego; ten drugi sposób jest mniej czuły i z tego powodu używany znacznie rzadziej. Pomiar ładunku może jednak służyć do liczenia czą stek, ponieważ wiemy, że ładunek cząstki p wynosi — e, ładunek czą stki a zaś + 2e, gdzie e jest to ładunek elementarny. W celu popraw nego oznaczenia ładunku cząstek należy wykonywać doświadczenia w doskonałej próżni. TABLICA VII. Fig. 3. Pig. ’i. Promienie a wychodzące ze źródła małych rozmiarów tworzące wiązkę płaską (Irena Curie). Fig. i. Źródło Po. Jedna grupa cząstek a. Fig. 2. Źródło /lA c, 2 grupy zbliżonych do siebie zasięgów. I„ig 8. Źródło ActC+C). Widzimy 2 promienie a ACC. Fig. I,. Źródło /lTh wraz z pochodnymi Th. y, Tn, ThA, Th [C+C). Sześć grup. ROZDZIAŁ X I I I PROMIENIE a 9 66. Pochłanianie. Zasięg w powietrzu. Krzywa jonizacji. Grupy promieni. Obserwując promieniowanie substancji promieniotwórczej wysyłającej, praktycznie biorąc, tylko promienie a np. polonu 1 ), stwierdzamy, iż naj bardziej uderzającym rysem promieniowania jest to, że ono urywa się nagle w odległości około 4 cm od źródła, co nasuwa myśl o pociskach przebiegających w powietrzu ściśle ograniczoną drogę aż do utracenia prędkości (Maria Curie). Ponadto można wykazać, że tor każdej cząstki jest prostolinijny i że wszystkie tory są równej długości; ten ostatni waru nek jest spełniony, jeżeli substancja promieniotwórcza będąca źródłem promieni jest osadzona na podłożu w postaci niezmiernie cienkiej warstwy, nie pochłaniającej promieniowania w dostrzegalny sposób. Można wniosko wać na tej podstawie, że wszystkie cząstki są wysyłane z jednakową prędkością że w przejściu przez materię ich energia wyczerpuje się stopniowo w jednakowy sposób. W celu uwidocznienia tego «zasięgu» możemy posługiwać się płytką srebrną, na której został osadzony polon; w ciemnym pokoju przysuwając powoli do źródła ekran powleczony siarczkiem cynku, stwierdzamy, że rozjaśnienie pojawia się nagle, gdy odległość między ekranem a źródłem wynosi 3, 9 cm w powietrzu pod ciśnieniem atmosferycznym i w tempe r a t u r z e 15°. Istnieje inna metoda, jeszcze bardziej efektowna i przejrzysta, mia n o w i c i e m e t o d a t o rów m g i ełk o w Y c h Wi Is o na. Z a p o m o c ą o d P o w i e d n i e g o urządzenia wprowadza się do komory promienie wychodzące z bardzo małego źródła i ograniczone do wiązki płaskiej (Irena Curie). Promienie są fotografowane na kliszy równoległej do płaszczyzny wiązki. Otrzy many obraz ma wygląd wachlarza utworzonego z prostolinijnych torów wybiegających ze źródła i mających w przybliżeniu jednakową długość (tabl. VII rys. 1 i tabl. VIII rys. 1). \ V c e I u b a d a n i a s t o p n i o w e j a b s o r p c j i P r o m i e n i < x w p o w i e t r z u li rag g Kleeman zastosowali następującą metodę: wiązka promieni a, wybiega ’) W większości przypadków można zaniedbać słabe promieniowanie f polonu. 170 jąca z niezmiernie cienkiej warstwy substancji promieniotwórczej, jest ograniczona w ten sposób, że zawiera tylko promienie prawie prosto padle do powierzchni promieniującej. Niech będzie i prąd nasycenia, po chodzący od jonów wytworzonych wzdłuż małego odcinka wiązki i odnie siony do jednostki długości; zgodnie z definicją i jest to zdolność joni zacyjna, krzywa zaś przedstawiająca i jako funkcję odległości od źródła n o s i n a z w ę krzywej jonizacji I u b krzywej liragga. Substancja promieniotwórcza w postaci bardzo cienkiej warstwy jest umieszczona na płytce P (rys. 89). Za pomocą układu równoległych ru rek C wybiera się tylko promienie równoległe, przenikające do komory jonizacyjnej, składającej się z płytki.1 połączonej z elektrometrem i siatki m e t a I o we j II, d o k t ć rej p r z y ł o ż o n o p o t e n c j a ł V. Jeż e I i d o ś w i a d c z e n i e j e s t wykonane w zwykłych warunkach temperatury i ciśnienia, głębokość k o m o r y ( o d I e g łoś ć m i ę d z y P ł Y t k ą A i s i a t k ą II) n i e p o w i n n a p r z e kra czać 2 do 3 mm. Promienie zużytkowane w komorze są w przybliżeniu prostopadłe do płaszczyzn P, A i li. I.mierzony prąd jonowy pochodzi od odcinka wiązki ograniczonego siatka li i płytką.1: w celu zabezpieczenia sic od jonów utworzonych poniżej siatki B i przenikających do komory wskutek dyfuzji, dodajemy jeszcze jedną siatkę oslonną T, połączoną z ziemią. Mierzymy prąd jonowy w różnych odległościach x między źródłem i środkiem komory i na stępnie wykreślamy krzywa, która przedstawia w zależności od X śred ni, ’! zdolność jonizacyjną w czę ści zasięgu objętej komorą. Odpowiednie poprawki pozwalają stąd wy liczyć krzywą i == {(x), przedstawiającą graniczny przypadek nieskoń czenie płytkiej komory. Wskutek obecności urządzenia wybierają cego tylko część promieni nie można badać jonizacji w odległości mniejszej od pewnej granicznej wartości, wynoszącej około 15 mm, jeżeli doświadczenie jest wykonane pod ciśnieniem atmosferycznym: jednakże za pomocą urządzenia, które będzie opisane w dalszych ustępach, można te granice obniżyć i zbadać kształt krzywej aż do jej początku. Rys. 90 przedstawia krzywą jonizacji, otrzymaną w przypadku, gdy źródłem jest sól radowa w równowadze promieniotwórczej z radonem i z osadem aktywnym, osadzona na płytce I w postaci bardzo cienkiej warstwy. Kształt tej krzywej wynika z nakładania się działań jonizacyjnych c z t e r e c h g r u p p r p m i e n i a w y s Y ł a n y c h p r z e z c z t e r y r a d i o P i e r w i a s t ki: Ha, Rn, liaA, RaC. W miarę jak zbliżamy się do źródła, wartość i wzrasta nagle za każdym razem, gdy do komory przenika nowa grupa; te punkty posiadają na krzywej odcięte DPI, OlI, 0/’.“ OlI równe zasięgom 1, 1. H3. I I.“ R j. O t r z y m u j e m y w t e n s p o s ć b Hi = 3, 3 c m ( r a d), H 2 = 4, 1 c m (radon), li3 = 4, 7 cm (rad.1), li, = 7, 0 cm (rad C). Są to wartości przy bliżone, otrzymywane w powietrzu pod normalnym ciśnieniem i w zwyk łej temperaturze. Krzywa jonizacji przybiera znacznie prostszą postać, jeżeli substancja promieniotwórcza wysyła tylko jedną grupę promieni a, np. jeżeli jest to rad pozbawiony pierwiastków pochodnych (rys. 90 II). Posiać krzywej jest jeszcze lepiej określona, jeżeli substancja znajduje się w postaci nieskończenie cienkiej warstwy. Daje się to zrealizować w przy padku aktywnego osadu radonu 1 ); po zniknięcia radu.1 promienie a p o c h o d z ą t Y I k o o d RaC I u b, m ć w i ą c dokładniej, od bardzo krótkotrwałego pierwiastka pochodnego RaC’-J. Krzy wa jonizacji jest przedstawiona na rys. 91 I. Zdolność jonizacyjna i wzra sta wraz z odległością od źródła aż do wartości maksymalnej, którą obieramy jako jednostkę następnie zmniejsza się bardzo szybko według prawa w przy bliżeniu liniowego. Prawo to jednak nie utrzymuje się dokładnie aż do końca zasięgu wskutek istnienia nie wielkiej pozostałości jonizacji, która za nika znacznie wolniej; rozpiętość tej końcowej części krzywej wzrasta nie znacznie wraz. z. natężeniem źródła czułością przyrządu pomiarowego. Wy n i ka stąd pewna trudność popraw nego określenia zasięgu na podstawie \ opotAo n Uh ad x

U 

. 1 \ I

1. Jlnjlotf uf cm

Rys. 90. odległości, w której prąd jonizacyjny znika. Okazało się rzeczą dogod niejszą posługiwać się pojęciem ekstrapolowanego zasięgu, który otrzy mujemy przedłużając opadającą raptownie liniową część krzywej joni zacji aż do osi Dx. Krzywa II na rys. 91 została Otrzymana z polonem osadzonym elektroli tycznie w postaci niezmiernie cienkiej warstwy. Ta krzywa jonizacji jest w c z ę Ś c i koń c o w e j z u p e ł n i e p o d o b n a d o k r z y w e j RaC, c o m o ż n a s p r a w dzić wyrażając rzędne obu krzywych jako ułamki największej rzędnej, obranej za jednostkę. Jeżeli przesuniemy krzywą II równolegle do osi Dx w ten sposób, aby rzędne maksymalne nakładały się na siebie, to cała krzywa II nakłada się prawie dokładnie na krzywą l. Widzimy za tem, że zdolność jonizacyjna grupy promieni a. może być określona na podstawie jej zasięgu: promienie a polonu zachowują się w począlko ’I Pomiary jonizacji powinny być odniesione do lego samego należenia Źródła, przy Mym należy wziąć pod uwagę, zanik promieniotwórczy żródla.

• .) Pomijając niewielka liczbę cząstek o radu C.

1 7 1 wym punkcie swej drogi dokładnie tak samo, jak promienie a radu C’ po przebyciu drogi równej różnicy obu zasięgów; innymi słowy, promienie, których zasięg pozostały jest jednakowy, zachowują się w jednakowy sposób, co prowadzi do wniosku, że posiadają również jednakową prędkość. Możemy zatem założyć, że grupy promieni a wysyłane przez różne radiopierwiastki różnią się tylko początkową prędkością cząstek a, od której zależy zasięg w powietrzu w określonych warunkach temperatury /\ s A / p / w y l \, n . Bi I 1.0 0, 8

I O, 

1, 0, 4

o 

• 0, 2

3 7 x 4 5 Rys 91. 1 promienie a HaC; zasięg ekstrapolowanv OA = 6, 96 cm II Po OB = 3, 87 cm ciśnienia; cząstki różnego pochodzenia, których prędkość zmniejszyła się do tej samej wartości, a zatem pozostały zasięg jest ten sam, posia dają zupełnie jednakowe własności. Na rysunku 92 jest przedstawiona krzywa jonizacji, otrzymana w przy padku aktywnego osadu toru. Rozróżniamy na niej dwie grupy promieni a ( z a s i ę g w 1 5 o: 4, 8 c m i 8, 6 cm), k t ć r e p r z y p i s u j e m y Th C i Th C. W celu otrzymania krzy wej jonizacji w powietrzu pod różnymi ciśnieniami i w róż nych temperaturach można uży wać aparatu ry Bragga u m iesz czonej w szczelnie zamkniętym naczyniu. Doświadczenie wy kazuje, że w suchym powie trzu ekstrapolowany zasięg jest odwrotnie proporcjonalny do gęstości, natomiast zdolność jonizacyjna jest proporcjonalna do gęstości. Dwie krzywe, otrzymane w przypadku różnych gęstości powietrza, Dx i O 2, nakładają się na siebie dokładnie, jeżeli odcięte krzywej II pomnożymy p r z e z s t o s u n e k D JOl’ r z ę d n e 10 Tbr C+C y \ I

• 4

< Od/egłosi w cm Rys. 92. z aś p r z e z s t o s u n e k OJ O.,; m ć w i m y w ć w c z a s, ż e p u n k t M, k r z y w e j I I n ak ł a d aj ą c y s i ę n a p u n k t Mi k r z y we j I, t w o r z y r a z e m z t y m o s t a t n i m p u n k t e m p arę odpowiadających sobie p u n k t ów; t e p u n k t Y b o w i e m c h a rakteryzują jednakowe ilości przebytego powietrza i jednakową pręd kość cząstek (rys. 93). Pole zawarte między krzywą jonizacji i osiami przedstawia całkowity prąd jonowy otrzymany w warunkach całkowitej 00 50 n, 2 3 4 5. 6 Odległość» cm Rys. 93. Promienie a polonu w powietrzu. Krzywe jonizacji po uwzględnieniu po prawki na grubośC komory. Temperatura 15°. I ciśnienie normalne P. II ci śnienie P/2. absorpcji wiązki w powietrzu; wielkość tego pola jest niezależna od gęstości O. Pole ograniczone odcinkiem krzywej l, osią odciętych i dwiema dowolnymi rzędnymi, jest równe polu ograniczonemu w po dobny sposób krzywą II i dwiema rzędnymi odpowiadającymi rzędnym krzywej l. Jeżeli zatem krzywa jonizacji była otrzymana w suchym powietrzu pod ciśnieniem p w temperaturze l, to może być zredukowana do po staci normalnej, odpowiadającej pewnym określonym warunkom, np. ciś nieniu atmosferycznemu i temperaturze 15° lub, jeśli wolimy, tempera turze O 0; w tym ceł u należy pomnożyć odcięte i podzielić rzędne przez Ko = 2 73 A I 7 6 O ( 2 7 3 + t) I u b Ka = ( 2 73 + 1 5) I> I 76 O ( 273 + t), gdzie p jest mierzone w mm słupa rtęci, t zaś w stopniach. Wspominaliśmy poprzednio, że obecność przyrządu ograniczającego wiązkę uniemożliwia wykreślenie krzywej jonizacji w pobliżu źródła. Niedogodność tę można usunąć, wykonywając doświadczenie pod zniżo nym ciśnieniem i w dostatecznie dużym przyrządzie. Im zasięg jest dłuższy, tym jego część stracona dla obserwacji wskutek obecności urządzenia ograniczającego wiązkę jest mniejsza. W doświadczeniach tego rodzaju m o ż n a u ż y wać p r z y r z ą d u B ragg a u m i e s z c z o n e g o w s z c z e I n y m n a c z y n i u (rys. 89). Inne urządzenie doświadczalne jest przedstawione na rys. 94. Zamiast wykonywać doświadczenie w ten sposób, że ciśnienie w apa racie pozostaje stałe, zmienia się zaś tylko odległość między źródłem i komorą, można również zmieniać ciśnienie w aparacie, w którym poło żenią komory i źródła pozostają niezmienne. Należy tylko wykonać ra chunki polegające na redukowaniu pomiarów do stałej gęstości; ko lejne pomiary stają się wówczas porównywalne. Krzywe jonizacji otrzymane przez różnych autorów różnią się w nie których szczegółach, co się tłumaczy zjawiskami mniejszego znaczenia, o których dotąd nie było mowy; tak np. nieznaczna część liczby cząstek a ulega odbiciu od ścianek przyrządu ograniczającego wiązkę lub zmie nia kierunek, na ogół nieznacznie, wskutek zderzeń z cząsteczkami gazu (9 79). Niektóre zakłócenia są również następstwem umieszczenia Rys. 94. A jest to szczelny zbiornik metalowy. Na podstawie C są umocowane: źródło S o małych rozmiarach i diafragma D ograniczająca wiązkę. Podstawa C, ruchoma na szynach, może być umieszczana w różnych odległościach od komory jonizacyjnej utworzonej z 2 płytek P, i P“ pomiędzy którymi przebiega wiązka nie dotykając żadnej z nich. Prąd mierzony w elektrometrze odpowiada wąskiemu skrawkowi wyciętemu w płytce P, i izolowanemu od niej. siatek metalowych. Względne znaczenie tych efektów jest zależne od użytej aparatury, jest przeto rzeczą korzystną zdefiniować normalną krzywąjonizacji, np. otrzymaną w następujących określonych warunkach: przyrząd do ograniczania wiązki umieszczony jest na początku drogi i utworzony z otworów w cienkich ściankach zamiast równoległych rurek. Pierwszy warunek nie może być spełniony zupełnie dokładnie, można jednak zrealizować go w dostatecznym przybliżeniu zmniejszając ciśnie nie w aparacie. Przyrząd przedstawiony na rysunku 94 pozwala otrzy mywać krzywą normalną w dużym stopniu przybliżenia. Krzywa jonizacji w powietrzu i = F(x) może być przedstawiona za pomocą następującego przybliżonego wzoru, stosującego się do wartości x, mniejszych od odciętej odpowiadającej maximum: I — C{R xy-v, gdzie C jest to stały współczynnik, Rzasięg. n C a łka /, rów n a f idx = CFlrJ, p r z e d s t a w i a prą d j o n o w y, o t r z y m a n y ć w warunkach całkowitej absorpcji wiązki w powietrzu; jest to wzór przybliżony, gdyż wyraża prawo nie stosujące się do końcowej części zasięgu. Jeżeli weźmiemy pod uwagę zależność między zasięgiem w powietrzu R i prędkością początkową o, zależność, zgodnie z którą R jest p r o p o r c j o n a I n e d o w 3 ( 9 7 O ), t o o s t a t n i o n a p i s a n y w z ć r m o ż e m y i n t e r p r e t o wać w ten sposób, że ilość elektryczności wyzwolona w powietrzu przez jedną cząstkę jest proporcjonalna do 0\ tj. do pochłoniętej energii ki netycznej. 9 67. Zestawienie metod służących do mierzenia zasięgów oraz do oddzielania grup promieni a. Każda z metod opisanych w tym ustępie posiada właściwe sobie zalety oraz właściwą sobie dziedzinę stosowalności. We wszystkich przypad kach osiągalna dokładność jest uzależniona od możności otrzymania substancji aktywnej w postaci warstwy dostatecznie cienkiej, aby można było zaniedbać absorpcję promieniowania w źródle. a) M e t o d a j o n i z a c y j n a Bragga. W 9 66 d a I i ś m y s z c z e g ć łowy opis tej metody, polegający na mierzeniu jonizacji wytworzonej wzdluż wiązki równoległych promieni. ł» Metoda śladów mgiełkowych. Metodę tę stosuje się na ogól do wiązki promieni a wychodzących ze źródła o bardzo małych rozmiarach i Ograniczonej do pewnej określonej płaszczyzny. W niekté rych przypadkach złożoność promieniowania jesl wyraźnie widoczna na fotografiach (tabl. VII, fig. 4, sześć grup: RTh, ThX, Tn, ThĄ, ThC, ThC; tab I. V II, fi g. 3, d w i e g r u p y: AcC, AcC; tab I. V III, fi g. 2, d w i e g r u p y: RaA i RaC). Jeżeli zasięgi są bardzo zbliżone do siebie, ich rozróżnia nie jest utrudnione wskutek fluktuacyj zasięgu (9 78). wobec czego trzeba zbadać statystyczny rozkład długości torów. Znajomość tego rozkładu pozwala ponadto oznaczyć zasięg najbardziej prawdopodobny oraz liczbę cząstek należących do każdej grupy (przykład: tabl. VII, fig. 2, dwie g ru py RAc). c) Metoda odchylenia magnetycznego. Metoda ta po zwala oddzielać jednorodne grupy cząstek a na podstawie ich odchyle nia magnetycznego; każdej grupie o określonej prędkości początkowej odpowiada prążek widma magnetycznego. Ponieważ zależność pomiędzy R i <> została zbadana bardzo dokładnie, przeto pomiary prędkości po zwalają wyliczyć zasięg (9 70). d) M e t o d a SiC y n t y 1 a c y j. Liczy się scyntylacje wytwo rzo n e przez równoległą wiązkę cząstek a na ekranie z siarczku cynku, umieszczonym w zmiennej odległości x od źródła. Po przekroczeniu określonej war tości.v stwierdzamy, że liczba scyntylacyj nagle spada, co świadczy O bliskości końca zasięgu jednej z grup i pozwala zmierzyć długość tego zasięgu. e) Pomiar ładunku cząstek. Metoda ta (971) polega na mierzeniu ładunku pobieranego w próżni przez elektrodę, na którą pada równoległa wiązka cząstek a po przejściu przez pochłaniający ekran zmiennej grubości, zmniejszający prędkość o określoną wartość (9 68). Nagłe zmniejszenie się prądu ładowania jest wskazówką zupełnej ab sorpcji w ekranie (patrz rys. 105). /) Metoda liczenia oparta na jonizacji zderzeniowej (% 72). Równoległa wiązka cząstek t przenika do licznika po przejściu przez ekran zmiennej grubości. g) Metoda jonizacyjna roznicowa z obserwacją czą stc. k i n d y w i d u a I n y c h. Równoległa wiązka ot przechodzi kolejno przez dwie wąskie komory jonizacyjne, oddzielone siatką metalową. Pola elektryczne w obu komorach są skierowane w przeciwne strony: siatka środkowa jest połączona z elektrodą, której zmiany ładunku są mierzone za pomocą wzmacniacza o bardzo silnym stopniu wzmocnienia. Ten bardzo czuły przyrząd pozwala wykrywać cząstki zatrzymujące się w pierwszej komorze i nie przenikające do drugiej (Rutherford, Wari, WynnWilliams). 176 Systematyczne badanie cząstek a wysyłanych przez radiopierwiastki wykazało, że każdemu z nich odpowiada na ogół tylko jedna grupa czą stek a. W ostatnich jednak czasach stwierdzono, że niektóre radiopier wiastki wysyłają promieniowanie a. złożone z kilku grup, których zasięgi i prędkości początkowe różnią się nieznacznie (Ra, RaC, ThC, AcC, A n, RA c, A cX). Z n a m y o b e c n i e 23 P r z e m i a n y p r o m i e n i o t wór c z e, o d P o wiadające emisji prostych lub złożonych grup cząstek a. Tablica VII Z’ Przypisów zawiera spis tych grup, ich zasięgów i prędkości począt kowych. W powietrzu w 15° i pod ciśnieniem normalnym zasięgi są za warte między 2, 5 c/n i 8, 6 cm; na tablicach VII i VIII znajdują się zdję c i a n i e k t ć r y c h g r u p c z ą s t e k a, o t r z y m a n e z a p o m o c ą m e t o d Y Wi I s o n a. Stwierdzono równlez, że oprócz cząstek normalnych istnieją w bardzo małej ilości cząstki a posiadające bardzo duży zasięg. Na tablicy Vllb Przy p i s ć w s ą p o d a n e t z w. g r u p y w i e I k i e g o z a s i ę g u w y s Y ł a n e p r z e z RaC, Th C, A cC, a na tab I i c Y V III, fi g. 3 i 4 z n aj d uj e m y o b raz cząstek n a I e ż ą c y c h d o t Y c h g r u p. N aj d ł u ż s z e z n a n e z a s i ę g i wy n o s z ą o koło 11, 5 cm. Li c z ba cząstek należących do danej grupy wielkiego zasięgu jest mniejsza od 1/1000 liczby cząstek wysyłanych jednocześnie i należących do grupy normalnej. 968. Zasięg w gazach. Jonizacja całkowita. Zasięg w cieczach i ciałach stałych. Zdolność hamowania. Absorpcja w gazach. Możemy badać absorpcję cząstek a w ga zach różnych od powietrza, wykreślając krzywą jonizacji w poprzednio opisanych szczelnych przyrządach, które napełniamy badanym gazem pod odpowiednim ciśnieniem. Zastosowano również w tym celu metodę śladów mgiełkowych oraz metodę scyntylacyj. Ogólne cechy zjawiska są te same, co w powietrzu: krzywa jonizacji posiada podobną postać i pozwala oznaczyć w każdym gazie zasięg odwrotnie proporcjonalny do jego gęstości, jednakże krzywe otrzymane w różnych gazach nie mogą być dokładnie nałożone na siebie drogą dobrania odpowied niej skali rzędnych odciętych. Tak np. w przypadku wodoru i helu maximum zdolności jonizacyjnej jest mniej rozlane i bardziej zbliżone do końca zasięgu niż w powietrzu; krzywa jonizacji posiada szczyt bardziej wysmukły. Porównywając gazy pod tym samym ciśnieniem i w tej samej tem peraturze, tzn. w warunkach równej koncentracji drobinowej, stwier dzamy, że zasięg cząstek a danej grupy jest tym większy, im drobina zawiera mniej atomów i im masa tych atomów jest mniejsza. Tak np. w przypadku cząstek a radu C’ i polonu zasięg w wodorze jest 4, 5 razy większy niż w powietrzu. Podajemy poniżej na podstawie najnowszych pomiarów wartości zasięgów cząstek a polonu i radu C’ w niektórych gazach pod ciśnieniem normalnym i w temperaturze 15° (wyrażone w cm). ] I I J F.jg3. Rozprężenie w powietrzu. \ r I g 4. R o z prę ż e n i e w CO,. ) Fig. 1. F I g 2. Promienie a polonu. Promienie a KaA iIiaG. Promienie a wychodzące z punktowego źródła i two rżące wiązkę płaską. Na fig. 2 widzimy kilka promieni mających początek w powietrzu i pocho dzących od śladów radonu. Promienie a długiego zasięgu wysyłane przez Th (C+C). Grupa 11, 5 cm (L. Meitner i A’. Freitag). Promienie a polonu Promienie a radu C’ powietrze 3, 87 6, 96 0 2 3, 64 6, 60 N8 3, 89 7, 0 H J He 21, 5 39, 0 A 4, 17 7, 3 17, 3 32, 5

loni/acja całkowita. Bardzo ważną wielkością jest całko 

w i t a j o n i z a c ja, którą cząstki a wytwarzają w gazach wzdłuż swej drogi. Ponieważ pole objęte krzywą jonizacji daje prąd jonowy wyni kający z całkowitej absorpcji wiązki, przeto w celu wyliczenia efektu jednej cząstki potrzebna jest jeszcze znajomość liczby cząstek wysyła nych w jednostce czasu i należących do wiązki (9 72). Natomiast całko w i t a j o n i z a c j a w zg I ęd n a, w y t w o r z o n a p r z e z t ę s a m ą w i ą z k ę w róż n y c h gazach, oblicza się na podstawie porównania pól krzywych jonizacji, otrzymanych w tych gazach przy pomocy tej samej aparatury i tego samego źródła. Doświadczenie wykazuje, że jonizacja względna zależy do pewnego stopnia od zasięgu zużytkowanych promieni. Pomiędzy wy nikami otrzymanymi przez różnych autorów istnieją dosyć znaczne roz bieżności. Załączona tablica zawiera niektóre wartości całkowitej joni zacji względnej w przypadku promieni a polonu (Mader, Naidu) oraz rzypadku promieni a o zasięgu pozostałym 7 mm (Gurncy). Zasięg 3, 8 cm Zasięg 7 mm’ Powietrze. Azot. T I e t1 Bezwodnik węglowy Hel. Neon 1 1, 01 1, 09 1, 01 1, 15 1, 30 1, 45 Powietrze Azot Tlen Hel 1 0, 98 1, 08 1, 07 1, 26 1, 28 1, 53 1 68 Z a z n a c z y m y j e s z c z e, ż e z g o d n i e z p o m i a r a m i I i rag g a n i e k t ć r e g a z y , pary dają jonizację całkowitą, większą o 20-35% od jonizacji powietrza; 1\ to: CS M CII Ą, C, ll n L, 11“ CJ 15 O, C611o, Cltlir, ClIJ, liCI, IIlir, III itd. Porównywając te wyniki przekonywamy się, że całkowita jonizacja różnych gazów dwuatomowych utworzonych z lekkich atomów różni się nieznacznie. Jonizacja posiada duża wartość w lic, jeszcze większą w in nych gazach szlachetnych; w tych jednoatomowych gazach jonizacja jest tym większa, im potencjał jonizacyjny V jest mniejszy. Porównanie ga z ć w d w u a t o m o w y c h 1 1 2 ( k = 1 6, 5 wo I t ów), ŃlV*= 1 7 wo I t ów), O 2 ( 7 = 1 5, 5 wo I t ów) Ile (! / = 2 4, 6 wo I t ów) d aj e w y n i k o d w r o t n y, c o d o w o d z i, że energia cząstek a nie zostaje zużyta całkowicie na jonizację gazów. Jest rzeczą prawdopodobną, że część energii, zużyta na wzbudzenie dro bin, jest większa w gazach powietrza i w 11 2 niż w Ile. . Curie-Skłodowska. Promieniotwórczość. 12 Absorpcja w cieczach ciałach stałych. Absorpcja cząstek a w cieczach ciałach stałych posiada cechy podobne do absorpcji w gazach: mianowicie również I w tym przypadku można wyróżnić określony zasięg każdej grupy cząstek a w danej substancji. W celu badania zasięgu w cieczach zanurzamy bardzo małe źródło ponlzeJ swobodnej powierzchni cieczy i obserwujemy znikanie scyntylacyj na umieszczonym tuż nad cieczą ekranie z siarczku cynku; ponieważ za sięg jest bardzo mały, jest rzeczą konieczną wyznaczać grubość pochła niającej warstwy z wielką dokładnością, np. za pomocą metody optycz nej. Metoda scyntylacyj może być również stosowana w przypadku ciał stałych; ciału pochłaniającemu nadaje się postać bardzo ostrego klina, umieszczonego tuż ponad I i n i o w y m źródłem (aktywowany drut usta wiony prostopadle do krawędzi klina), ekran zaś z siarczku cynku kładzie się na przeciwnej stronie klina. Ponieważ grubość klina zmienia się w sposób ciągły, przeto okolica dająca scyntylacje jest ostro ograni czona linią odpowiadającą największej przebytej grubości, tj. zasięgowi. Stwierdzono, że zasięg w cieczach i ciałach stałych jest na ogół tym mniejszy, im gęstość ciała pochłaniającego jest większa i że gęstość powierzchniowa, potrzebna do całkowitej absorpcji, jest tego samego rzędu wielkości co w gazach. Podane poniżej tablice zawierają zasięgi cząstek a polonu i radu HaC w ciałach ciekłych i stałych (Rausch von Traubenberg, Mich/). Można łatwo stwierdzić, że masa powierzchniowa odpowiadająca za sięgowi wzrasta wraz z liczbą atomową absorbenta; iloczyn RD zasięgu p r z e z g ę s t ość z m i e n i a s i ę o d O, 01 1 g/cm 2 w p r z y p a d k u g I i n u d o O, 027 g/cm 2 w p r z y p a d k u A u Pb (p r o m i e n i e a RaC). Zas i ęg promieni a HaC Zas i ęg w cieczach w ciałach stałych promieni a HaC Po Li 129, 1 p. Ag 19, 2 u. Woda 60, 0 u. 32, 0 jJ. Mg 57, 8 u. Cd 24, 2 j I Alkohol 70, 5 u. 37, 1 u. A/ 40, 6 u. Sn 29/, j J. Eter 43 u. Ca 78, 8 a Pi 12, 8 u. Benzol 70 u, 36, 3 o. Fe 18, 7 e>. Au 14, 0 jJ. Ni 18, 4 jj. T/ 23, 3 jJ. Cu 18, 3 u. Pb 24, 1 o. Zn 22, 8 \>. D o d a j m y, ż e w ż e I a t y n i e e m u I s j i f o t o g r a f i c z n e j z a s i ę g c z ą s t e k a HaC wynosi 52 u., cząstek a Po-27u. (porównaj 9102). Równoważnik powietrzny. Stopniowa absorpcja promieni a w stałej substancji może być badana za pomocą krzywej jonizacji, da wanej w powietrzu przez cząstki a wychodzące ze źródła pokrytego jednorodnym ekranem o grubości mniejszej od zasięgu promieni w tej substancji. Jak widać na rysunku 95, jest to część całkowitej krzywej jonizacji i=t(x), przeniesiona bez zmiany kształtu o pewną długość A ku początkowi w kierunku x. Przesunięcie A krzywej’ jonizacji świadczy o zmniejszeniu się zasięgu promieni a o A; wielkość tę nazywamy równoważnikiem po w i e t r z n y m badanej substancji. Równoważnik powietrzny jest to wiel kość charakteryzująca materię ekranu, cokolwiek zmienna wraz z pręd kością absorbowanych promieni, a zatem również wraz z odległością ekranu od źródła. Doświadczenie wykazuje, że A danego ekranu zmniejsza się, w miarę jak zbli żamy ekran ku końcowi zasięgu. Dla przykładu podamy, że 1 cm powietrza jest równoważny w przypadku promieni a polonu na początku drogi około 6 u., c z Y I i o koł o 1, 6 m g/c m 2 g I i n u o r a z 2 u. I u b f\ mg/crrf z ł o t a. Absorpcja rozbieżnej w i ą z k i P r o m i e n i. W bad a niu absorpcji promieni a jest na ogół rzeczą korzystną mieć do czynienia z wiązką równoległą. Niekiedy jednak chcemy wiedzieć, jak wielka jest jonizacja / wy tworzona przez cząstki a, które przeszły przez ekran położony bezpośrednio na źródle i które następnie są całkowicie pochłaniane w ko morze jonizacyjnej. Odkładając grubość ekranu I jako odciętą, prąd na sycenia zaś jako rzędną, otrzymujemy krzywą absorpcji promieni, kté rych kierunki tworzą wszelkie możliwe kąty z płaszczyzną ekranu. W doświadczeniach tego rodzaju używa się bądź substancji aktywnej w postaci niezmier nie cienkiej warstwy, np. polonu osadzonego elektrolitycznie, osadów aktywnych itp., bądź też warstw aktywnych stosunkowo grubych, częściowo pochłaniających własne promie niowanie. Wobu przypadkach można obliczyć war t o ś c i I = t(l) b i o r ą c p o d u wag ę z m n i ej szenie się zasięgu skośnych promieni w prze bytej materii stałej oraz zdolność jonizacyjną promieni odbywających pozostałą część za sięgu w powietrzu. Zarówno teoria jak i do świadczenie wykazują, że w miarę jak I wzrasta / zmniejsza się coraz szybciej; w pobliżu końca JC Rys. 96. I Rys. 95. /: krzywa jonizacji promieni a po lonu II krzywa jonizacji pozostałej, otrzy manej za pomocą tego samego źródła, przy krytego ekranem z glinu o grubości około 0, 0035 mm. zasięgu spadek jest gwałtowny. Jest to charakterystyczne prawo absorpcji promieni a (Maria Curie), różniące się w istotny sposób od prawa obser wowanego na ogół w przypadku promieni j3 i (. Jeżeli próbujemy przed stawić 1 za pomocą wzoru I=I,, -!*’, współczynnik u. rośnie stale wraz z 1 i przy końcu zasięgu osiąga wartość nieskończenie wielką. Ten przebieg jest widoczny na krzywej (rys. 96), przedstawiającej log I w za I e ż n o ś c i od s t o s u n k u x = Alr w p r z y p a d k u p r o m i e n i a HaC (A rów n o ważnik powietrzny badanego ekranu glinowego, l’ zasięg promieni w powietrzu). Rząd wielkości obserwowanego efektu wynika z następujących da nych. Rozumiejmy przez warstwą graniczną jednorodną warstwę sub stancji promieniotwórczej, której grubość jest równa zasięgowi promieni a w tej substancji. Łatwy rachunek przybliżony, oparty na założeniu, że zdolność jonizacyjna cząstek jest stalą wzdłuż ich drogi w powietrzu i że równoważnik powietrzny badanej substancji jest równici si a Iv wzdłuż drogi cząstek w tej substancji, wykazuje, że prąd jonizacyjny da wany przez warstwę graniczną jest cztery razy mniejszy od prądu, który obserwowalibyśmy, gdyby substancja nic pochłaniała własnego promie niowania. Zdolność hamowania. W celu scharakteryzowania indywidual n y c h e f e k t ów, p o c h o d z ą c y c h o d a t o m ć w I u b d r o b i n d a n e g o t Y P u, B rag g utworzył pojęcie z d o I n o ś c i h a m o w a n i a, zdefiniowanej w następu jący sposób. Niechaj zasięgi cząstek o. w dwóch gazach tej samej koncen t r a c j i c z ą s t e c z k o w e j w y n o s z ą Ri Ro. L i c z b y d r o b i n p o t r z e b n e d o c a ł k o w i t ej a b s o r p c j i c z ą s t e k a s ą p r o p o r c j o n a I n e d o R i d o R,,; m o ż e m y p r z e t o s t o sunek s = R/R nazwać zdolnością hamowania pierwszego gazu, odnie sioną do danego gazu. Jako gaz wzorcowy obieramy zazwyczaj powietrze (traktowane jako zbiór średnich atomów A = 14, 4) lub tlen. Biorąc rzecz ogólniej, możemy zdefiniować zdolność hamowania ato mów dowolnego pierwiastka jako wielkość odwrotnie proporcjonalną do liczby tych atomów, wystarczającej dla zupełnego zatrzymania cząstek a. Niechaj R i II“ będą to zasięgi w substancji badanej i w substancji wzor cowej, d i do ich gęstości, A i Ao ich ciężary atomowe; względna ato mowa zdolność hamowania wyraża się wzorem: s = RodAIRdAo. Podobnie zdolność hamowania drobiny o masie M odniesiona do atomu wzorcowego wynosi: , v = RodoMIRdAo. Zamiast obliczać zdolność hamowania na podstawie całkowitych za sięgów, w wielu przypadkach ograniczamy się do porównywania równo ważnych części zasięgu w badanych substancjach. Zdefiniowana w len sposób zdolność hamowania nie jest stalą wzdłuż całej drogi cząstek. lecz zmienia siq stopniowo wraz z ich prędkością.; w przypadku pier wiastków, których clęzar atomowy jest większy od (średniego) ciężaru atomowego powietrza,.s zmniejsza się, gdy prędkość wzrasta; pierwiastki lżejsze od powietrza, np. wodór, zachowują się odwrotnie. Zdolność ha mowania nie jest to zatem wielkość dająca się łatwo interpretować. Atomowa zdolność hamowania jest wzrastającą funkcją ciężaru atomo w e g o. Wed ł u g I i rag g a i KIec i n an n a s j e s t p r o p o r c j o n a I n e d o I. 1, z d o I ność zaś hamowania drobiny wyliczamy sumując zdolności hamowania należących do niej atomów. Pierwsze z tych praw stanowi tylko grube przybliżenie do rzeczywistości, toteż usiłowano je zastąpić innymi wzo r a m i, w k t ć r y c h z a m i a s t.1 f i g u r u j e I i c z b a a t o m o waZ. N a t o m i a s t p r a w o addytywności sprawdza się dosyć dokładnie z wyjątkiem kilku przy padków, w szczególności zaś związków wodorowych, w których zdolność hamowania atomu wodoru przybiera różne wartości. W załączonej tablicy są podane średnie zdolności hamowania nie których pierwiastków, odniesione do fikcyjnego atomu powietrza i wyli czone na podstawie wartości zasięgów wyszczególnionych na tablicy na stronie 178’). Atom powietrza (14, 44) 1, 0 Al..1, 45 H 0, 22 Cu. 2, 3 He. 0, 35 Ag. 3, 2 N 0, 99 Sn. 33 Q.1, 06 Pl.4, 3 . A. 1, 90 Au.4, 3 Pb..4, 4 Z d o I n o ś c i h a m o w a n i a d r o b i n CO, CO 2, CH 4, C 2 H 2, C 2 H Ą, C 6 H 6, C.J Iv“ Cli. JSr. CH CI), itd. są dosyć dokładnie zgodne z prawem addytywności (zdolność hamowania atomów węgla równa około 0, 9). To samo stosuje się do drobin pary wodnej oraz alkoholu (zdolności hamowania równe 1, 5 oraz 4, 0), natomiast te same drobiny w stanic ciekłym posiadają z d o I n ość h a m o wa n i a w i ę k s z ą o o koł o 10%. P o n i e waż p r a w o a d d y t Y w n o ści sprawdza się w bardzo wielu przypadkach, możemy posługiwać się nim dla obliczania zasięgów, które nie zostały zmierzone bezpośrednio. 9 69. Odchylenie magnetyczne i odchylenie elektryczne. Stosunek ładunku do masy. Cząstki a są to jądra helu. Masa i energia jednej cząstki. Strata ładunku. Odchylenie magnetyczne. Pole magnetyczne działa stosunkowo słabo na promienie a, toteż dla otrzymania dużego odchylenia potrzebne jest bardzo silne pole. Kierunek odchylenia wskazuje, że są to cząstki niosące ładunek dodatni. Na podstawie pomiaru odchylenia można wyli ’) Liczby te sa podane tylko dla orientacji, ponieważ istniej.-) znaczne różnice pomię dzy wynikami otrzymanymi przez różnych autorów. 182 czyć wielkość MwE (M-masa cząstki, E ładunek, v prędkość) na stępnie wyliczyć v. a) Metoda bezpośrednia, rys. 97. Substancja aktywna w postaci niezmiernie cienkiej warstwy stanowi źródło liniowe S promieni a, prostopadłe do płaszczyzny rysunku. Cienka wiązka promieni a wychodzących ze źródła, wycięta za pomocą szczeliny F równoległej do źródła, pada na kliszę fotograficzną P, pro stopadłą do płaszczyzny zawierającej źródło i wiązkę. Cały ten układ znajduje się w szczelnym płaskim naczyniu, dokładnie opróżnionym i umieszczonym między biegunami elektromagnesu wytwarzającego pole magnetyczne II, prostopadłe do płaszczyzny ry sunku i jednostajne w całym obszarze zajętym przez naczynie. Promienie opisują tor kołowy (porównaj 9 15), określony przez punkty S i F i promień krzywizny R wyrażony wzorem: MclE = RH, gdzie M, c, E są to: masa, prędkość i ładunek cząstki a. Dwie kolejne ekspozycje z odwrotnymi kierun kami pola dają na kliszy dwa ostre prążki, umie szczone symetrycznie po obu stronach prążka sta nowiącego ślad wiązki nieodchylonej, tj. otrzy mywanego bez pola. Odległość z między prążkiem środkowym i każdym z prążków bocznych jest wyrażona wzorem OA (OA + AB) = OF X OS (rys. 98), czyli z [z+ 2 J/ (I’ + 112)*J = l’ (I’ + l), gdzie / jest to odległość między źródłem i szczeliną, /’ zaś między szcze liną i kliszą. Jeżeli z jest małe, można posługiwać się wzorem przybli żonym: 2Rz = 1’(1’+ l). Jak już wiemy, wszystkie promienie a danego pierwiastka mają w przybliżeniu jednakowy zasięg; z tego powodu przypisywaliśmy im jednakową prędkość początkową. Ten wniosek został sprawdzony za pomocą pomiarów odchylenia magnetycznego w granicach dokładności osiągalnej za pomocą metody bezpośredniej. W widmie magnetycznym każdemu pierwiastkowi, użytemu w postaci warstwy nieskończenie cien k i ej: R a A, RaC, Po, Th C, Th C i t d., o d P o w i a d a o d c h Y lon y prą że k, k t ć r e g o szerokość i ostrość nie różni się prawie niczym od szerokości i ostrości środkowego prążka; nie można zatem stwierdzić żadnego rozproszenia świadczącego o niejednorodności prędkości początkowych’). ’) Doświadczenie jest bardzo dokładne, o ile chodzi o odchylenia, natomiast niezbyt dokładne, jeżeli chodzi o rozproszenie. Następujący przykład liczbowy ilustruje wyniki otrzymane z promie niami polonu: 1 = 2 cm, /’ = 3 cm, H == 10000 oerstedów, R = 33 cm, z = 2, 3 mm, MolE = RH = 3, 3.1 Ob j.em. Na tablicy IX, fig. 2 jest przedstawione widmo magnetyczne otrzy mane przy użyciu wąskiej rureczki, o niezmiernie cienkich ściankach szklanych, zawierającej radon oraz jego pochodne. Widmo składa się z trzech prążków pochodzących od cząstek a Rn, RaA i RaC. Strata prędkości wskutek przejścia przez grubość szkła jest nieznaczna i nie wpływa niekorzystnie na ostrość prążków. Widmo magnetyczne pro mieni a aktywnego osadu toru składa się z dwóch prążków przypisywa n y c h Th C i Th C ( t a b ł. I X, f i g. 3). Niekiedy zastępujemy kliszę fotograficzną ekranem powleczonym siarczkiem cynku. Zamiast prążka sfotografowanego widzimy wówczas prążek scyntylacyj. W niektórych doświadczeniach kliszę umieszcza się równolegle do wiązki, nie zaś prostopadle i otrzymuje się w ten sposób obraz toru (tabl. IX, fig. 1). b) Metoda ogniskowania. Jeżeli istnieje możność wytworzenia jednostajnego pola magnetycznego w obszarze dosyć wielkim, aby w nim mieściła się średnica kołowego toru opisanego przez wiązkę promieni a, to można zmierzyć R z wielką dokładnością za pomocą metody «ogni skowania», używanej powszechnie w przypadku promieni [3 (9 83). Zasto sowanie tej metody do promieni a stało się możliwe przy pomocy wiel kiego elektromagnesu Paryskiej Akademii Umiejętności, zbudowanego pod kierunkiem A. Co/tona. Ten elektromagnes (znajdujący się w 8el levue pod Paryżem) daje pole o natężeniu do 25000 oerstedów między płaskimi biegunami o średnicy 75 cm, oddalonymi o 5 do 6 cm. Zasada metody jest następująca: Promienie wychodzące ze źródła S (rys. 99), zakrzywione kolisto w polu magnetycznym prostopadłym do płaszczyzny rysunku, przecho dzą przez diafragme B i padają na kliszę fotograficzną C. Promień przechodzący przez środek diafragmy przecina kliszę w punkcie M, poło żonym na tej samej średnicy S. Proste rozumowanie geometryczne wy kazuje, że w tym samym punkcie schodzą się, w pierwszym przybliżeniu, wszystkie inne promienie przechodzące przez diafragme i charakteryzu ją c e s u; ta, s a m ą war t o ś c i ą I I. P u n k t M j e s t t o p r z e t o o g n i s k o p r o mieni źródła S, skąd nazwa «metody ogniskowania)). Podobnie jak w me todzie bezpośredniej doświadczenie wymaga wysokiej próżni. Mamy w tym przypadku wzór: z’+ V = 4/?\ gdzie z jest to odchylenie OM liczone od środka O diafragmy, I zaś jest to odległość OS od tego środka do źródła. Widzimy, że z wzrasta wraz z II; jeżeli z jest wielkie w porównaniu z l, z jest w przybliże niu proporcjonalne do li, tj. do Mve/I. P r z y kła d: Promienie a radu C’, / / = 24000 oerstcdów, R jest zbliżone do 16, 6 cm, z do 33 cni. Zmianie prędkości o 1<A> odpowiada zmiana; około 3 mm. Oceniamy, że zdolność rozdzielcza, którą ta metoda daje w badaniu widma magnetycznego promieni a, jest sto razy większa od zdolności rozdzielczej otrzymywanej w najlepszych warunkach za pomocą metody bezpośredniej. Z a s t o s o wa n i e m e t o d y o g n i s k o w a n i a d o p r o m i e n i a Th C u j a w n i ł o z ł o żoną lub tzw. «subtelną» budowę tych promieni (S. lIosenblum). Zamiast jednego prążka (tabl. IX, fig. 3) otrzymano b’ prążków, mianowicie dwa silne, bardzo zbliżone oraz 4 słabsze. Złożoną budowę promieni a wy kryto również w przypadku RAc, AcX, An, AcC, RTh, Ra. Natomiast prążki pochodzące od RaA, RaC, Po, ThC nie dają się rozszczeplc; są zatem proste. Na tablicach IX i X są umieszczone niektóre zdjęcia widm; prążki bardzo słabe są na reprodukcji niewidoczne. ThC (6 prą ż k ów) t a b I. I X, f i g. 4 i 6. ThC (1 prą że k) t a b I. I X, f i g. 6. AcC (2 prążki), AcC (1 prążek) tabl. IX, fig. 5. RTh (1 prążek), 77zY (i prążek), Tn (1 prążek), ThA (1 prążek) tabl. X, fig. 1. RA c (1 1 prą ż k ów), A cX ( 3 prą ż ki, z k t ć r y c h j e d e n n ak ł a d a s i t; n a p o b I i s k i prą że k RA c), A n ( 3 prą ż ki), A c A ( 1 prą że k) t a b I. X, f i g. 2. Ra (2 prążki), Rn (1 prążek), RaA (1 prążek), RaC (1 prążek) tabl. X, fig. 3. Na fig. 4 znajdują sic na tej samej kliszy prążki ThCĄ-Th C, RaC, AcC-I-AcC oraz Po. W i d m o to zostało otrzymane za pomocą źródła utworzonego z mieszaniny tych radiopierwiastków. Prędkości odpowiadające prążkom subtelnej budowy są podane w tabl. 7 b Przypisów. Dla zrealizowania warunków, w których cząstki a opisują połowę kola w prawie jednostajnym polu magnetycznym, można posługiwać się również elektromagnesem stosunkowo małej mocy, zaopatrzonym W bie guny w kształcie pierścienia. To urządzenie zostało zastosowane w po łączeniu z licznikiem cząstek zamiast kliszy fotograficznej. TABLICA IX. Promienie a odchylone w polu magnetycznym prostopadłym do płaszczyzny ry sunku. Ślad wiązek równoległych do kliszy (II. Becquerel). Kadon w cienkościennej rurce szklanej. Pole magnetyczne 15000 oerstedów (po wiqkszenie dziewigciokrotne). Strata prędkości w ekranie ze złota (21, 4 mg/cm). U dołu promienie a ThC+C nie zwolnione; na górze zwolnione promienie a ThC; promienie a ThC są całko wicie pochłonięte (powiększenie pięciokrotne). Fig. 2 i 3. Odchylenie magnetyczne promieni a. Metoda odchylenia bezpośred niego (Rosenblum). Fig. 4, 5, 6. Odchylenie magnetyczne promieni a. Metoda ogniskowania (6“. Rosenblum). Fig. 1. Fig. 2. Fig. 3. TABLICA X. Kath TEC ThC Th ThA Fig. 1. AcX RaA«  r--ifi AcA I AcC Fig.2. JfcL Rn RaA Fig.3. Po ThC AcC RaC ThC -, J i Fig.4. Fig. 1, 2, 3, 4. Odchylenie magnetyczne promieni a. Metoda ogniskowania (5. Iiosenblum). Można badać subtelną budowę grup promieni a nie tylko drogą po miaru odchylenia magnetycznego, lecz również drogą mierzenia długości z a s i ę g u. T a k n p. w p r z y p a d kuRA c m e t o d a t o rów m g i ełk o w Y c h ( 9 6 7 b ) ujawnia dwie grupy cząstek a, z których każda odpowiada kilku prąż kom widma magnetycznego (Irena Curie). Za pomocą metody różnico wej (967g) zdołano ujawnić złożoną budowę cząstek a niektórych pier w i a s t k ów, m. i. HaC“ (Rutherford i j e g o w s pół p r a c o w n i c y). Emisja kilku grup cząstek a posiadających zbliżone prędkości po chodzących od tego samego pierwiastka pozostaje w związku z. emisją promieni Y, towarzyszącą przemianie promieniotwórczej tego pierwiastka (rozdz. XVI). Odchylenie elektryczne. Pomiar odchylenia elektrycznego pozwala w y I i c z Y ć w i e I koś ć M\I /E ( P a t r z 9 1 4). N a s t ę P u j ą c e u r z ą d z e n i e s ł u ż y d o pomiarów tego rodzaju. P r o m i e n i e w y s Y ł a n e p r z e z I i n i o weź ród ł o.S’, p r o s t o p a d I e d o p ł a szczyzny rys. 100, biegną pomiędzy płytkami kondensatora, gdzie zostają odchylone, przechodzą przez szczelinę F i padają na kliszę P. Tor pro mieni w okolicy objętej polem elektrycznym A, a zatem na długości I równej długości płytek, jest to łuk paraboli przechodzącej przez źródło i szczelinę i posiadającej wierzchołek w środku toru. W przestrzeni poza szczeliną, a zatem tam, gdzie pola już nie ma, tor cząstek jest prostoli nijny i tworzy kąt <p z kierunkiem wiązki nieod chylonej. o d c h Y I e n i e e I e k t r y c z n e w y n o s i Y = I ’/g <f, g d z i e l’ jest to odległość między szczeliną i kliszą. Z dru giej strony, na podstawie własności paraboli mamy ’S'? = gdzie 8 jest to wysokość odcinka para boli i równa się odchyleniu cząstki, o masie M i ła d u n k uE, P o P r z e b y c i u d r o g i 1/2 z prę d koś c i ą v P o d działaniem siły eh prostopadłej do kierunku pręd kości. Mamy zatem: 8 = EhI 2 /BM o 2, y = Ehll’/2M\I. Rys. 100. Doświadczenie musi być wykonane w wysokiej prozni. Znajomość od chylenia elektrycznego oraz magnetycznego pozwala wyliczyć stosunek E/M o raz p ręd ko ść v. Stosunek E/M i prędkość cząstek. Nader dokładne pomiary wykonane z, p ro m i e n i a m i a RaC (Rutherford Robinson) prowad zą do ś red n i ej war t o ś c i E/M = 482 Oj. e/n. War t ość t a j e s t b a r d z o z b I i ż o n a d o war t o ś c i t e o r e t y c z n e j E/M d w u war t o ś c i o w e g o j o n u h e I u, w y n o s z ą c ej 9 6 4 9 X 2 1 4, O O 1 = 4 8 2 3 ( ł a d u n e k g r a m o j o n u j e d n o war t o ś c i o w e g o 9 6 4 9 I. em, masa atomowa Ile 4, 002, masa Ile++ 4, 001). W P r z Y p a d k u p r o m i e n i a. R a A i R n o t r z y m a n o war t ość s t o s u n k u E/M 186 bardzo zbliżoną do poprzedniej. Promienie a innych ciał były przedmiotem pomiarów mniej dokładnych, wyniki jednak były bardzo zbliżone. Po n a d t o u d o w o d n i o n o, ż e w i e I koś ć s t o s u n k u E/M n i e z m i e n i a s i ę, g d y c z ą s t k i a przechodzą przez cienki ekran z substancji stałej. Można zatem uwa żać za fakt niewątpliwy, że cząstka a w chwili emisji jest to atom helu pozbawiony swoich dwóch elektronów, czyli tzw. ją d r o h e 1 u oznaczone s y m b o I e m He++. S t ą d w y n i k a, ż e d I a o z n a c z e n i a prę d koś c i P o c z ą t k o wej wystarcza zmierzyć odchylenie magnetyczne dające bezpośrednio s t o s u n e k Mo/E. W p r z y p a d k u c z ą s t e kar a d u C I war t ość t a w y n o s i 3, 993.10 5, jak to wynika z bardzo dokładnych oznaczeń wykonanych za pomocą metody ogniskowania (Iiosenbluni i Dupouy). Biorąc pod uwagę z m i a n ę m a s y w r a z z prę d koś c i ą: M-M/}/I-(3\ z n a j d u j e m y, ż e prę d kość tych cząstek wynosi v = 1, 922.10° cm/sek, E/M = 4813. Prędkości niektórych grup cząstek a zostały zmierzone bezpośrednio, w innych przypadkach zostały wyliczone na podstawie długości zasięgu (9 70). Spis prędkości wszystkich znanych grup znajdujemy w tab!. VII b Przypisów; prędkości te są zawarte między 1, 4.10° cm/sek oraz 2, 25.1 0 9 cm/sek. Drogą doświadczalną stwierdzono w sposób oczywisty, że cząstki a po całkowitym utraceniu prędkości tworzą zwykły hel (Rutherford). Do tego doświadczenia użyto radonu zawartego w rureczce szklanej, której bardzo cienkie ścianki wypuszczały promienie a na zewnątrz. Rureczka była umieszczona w szklanym zbiorniku, w którym zrobiono dobrą próżnię. Promienie a wychodzące z rureczki były pochłaniane w ściankach zbiornika. Utworzone atomy helu wydzielały się następnie ze szkła wskutek dyfuzji, którą można było przyśpieszyć umiarkowanym ogrzaniem szkła. Po upływie kilku dni nagromadzony gaz wtłaczano rtęcią do rurki włoskowatej, umieszczonej w górnej części zbiornika i zaopatrzonej w dwie elektrody. W ten sposób można było zmierzyć objętość gazu i stwierdzić, że jego widmo jest identyczne z widmem helu. Masa I energia cząstki a. Znając wartość stosunku E/M cząstek a i przyjmując, że E = 2e, gdzie e jest to ładunek elementarny, możemy obliczyć masę jednej cząstki. P r z y j m u j ą c ż e E/Mo = 4 8 2 3 z e/ra = 1, 447. 1 O“ z «!, e = 4, 7 7. 1 O I n, Z n aj dujemy Mo = 6, 5 9 8. 1 O * L. Poprawka wynikająca ze zmiany masy wraz z prędkością wynosi w przypadku promieni a radu C’ zaledwie 0, 25%. E n e r g i a k i n e t y c z n a W c z ą s t k i a w c h w i I i jej e m i s j i rów n a s i ę M\/ /2, gdzie e jest to prędkość początkowa; wzór ten stosuje się do prędkości, dla których [3 = e/e jest mniejsze od 0, 08 (c-prędkość światła) z dokład nością do 0, 5%. W tym przybliżeniu znajdujemy W= 3, 30.1 OM e 2 ergów; w z ć r d o kła d n i e j s z y d a i e: W = Af o c 2 (I/]/1 Ę2 1) = 5, 93 0.1 0 3 (TJ 1) erg, g d z i e r ( = I / j / I p2. Potencjał równoważny jest to różnica potencjału <P, która byłaby po trzebna dla nadania cząstce obserwowanej prędkości lub energii. Poten cjał ten określamy wzorem H/=2ecp, skąd: c p = 3 / o C* (T) 1) /2 e = 6, 21 6. 1 0 8 (Y) l)j. es = 1, 864. 1 O» 1) woltów lub w przybliżeniu: ? = Mv*-Ike = 1, 036.1 0 12 c 2 wo I t ów. Jest ogólnie przyjęte oznaczać energię W za pomocą potencjału V= W/e = 2<f, tj. w e I e k t r o n o w o I t a c h. W przypadku cząstki a RaG, której prędkość v = 1, 922.10» cm/sek, z n a j d u j e m y z g o d n i e z p o p r z e d n i m i w z o r a m i W = 1, 2 2. 1 O 5 erg = 7, 6 8 3. 1 0 6 elektronowoltów, cp = 3, 84.10 6 woltów. Widzimy zatem, że energia cząstki a jest znaczna w porównaniu z energią ruchów cieplnych. Za pomocą napięć rzędu 10 6 woltów zdołano nadać dodatnim jonom helu energię, której odpowiada zasięg zbliżony do 1 cm (Grane, L au rit sen I Sołtan). Emisja cząstki a jest to zjawisko zachodzące wewnątrz jądra atomu promieniotwórczego. Gdyby jądro było kulą o promieniu a i gdyby czą stka a, umieszczona na powierzchni i posiadająca ładunek 2e, była odpy chana działaniem ładunku Ne jądra umieszczonego w środku kuli, to energia uzyskana przez cząstkę pod działaniem siły odpychającej wyno siłaby W = 2e 2 N/a. Przyjmując a równe 1011 cm, co odpowiada pod względem rzędu wielkości rozmiarom ciężkich jąder (9 79), znajdujemy, ż e W rów n a s i ę w p r z y b I i ż e n i u 4. 1 O 6 erg. Jak w i d z i m y, j e s t t o r z ą d w i e I kości energii cząstki a. Wyobrażamy sobie zatem, że w okolicy jądra, a prawdopodobnie także i w jego wnętrzu, istnieją pola elektryczne o olbrzymim natężeniu, odpowiadające różnicy potencjału rzędu kilku milionów woltów między punktami oddalonymi o odległość bardzo małą w porównaniu z rozmiarami atomów. Na tablicy V 11« Przypisów znajdujemy wartości energii W odpowia dające różnym prędkościom cząstek a i obliczone z uwzględnieniem po prawki relatywistycznej. Strata ładunku. Jak to widzieliśmy, cząstka a w chwili emisJI jest jądrem helu. Z drugiej strony, zbierając te cząstki po stracie ich pręd kości otrzymujemy hel w stanie atomów obojętnych. Stąd wynika, że cząstka a traci podczas swego przelotu ładunek chwytając dwa brakujące elektrony; należy przypuszczać, że dzieje się to w pobliżu końca zasięgu. W istocie, rozważania oparte na teorii kinetycznej prowadzą do wniosku, że cząstka obojętna, posiadająca początkową prędkość cząstki a, może przebiec w gazie tylko znikomo krótką drogę; tak np. znajprostszej hipotezy zderzeń sprężystych między cząsteczkami wynika, że po nie wielkiej liczbie zderzeń prędkość cząsteczki zmniejszyłaby się tak da lece, iż zrównałaby się z prędkością ruchów cieplnych; ponadto już pierwsze zderzenia z atomami powietrza sprawiłyby, że cząsteczka zo stałaby odrzucona w tył lub na bok. 188 Okoliczności, w których cząstka a może chwytać elektrony, zostały wyjaśnione w pracach Hendersona Ruthertorda. Uczeni ci analizowali za pomocą metody odchylenia magnetycznego równoległą wiązkę, prze nikającą do bardzo dobrej próżni po przejściu przez ekran z substancji stałej. Widmo magnetyczne składa się w tym przypadku z dwóch prąż ków, z których jeden odpowiada cząstkom //e++ z podwójnym ładunkiem, d r u g i zaś, m n i e j o d c h Y lon y, c z ą s t k o m He+ n i o s ą c y m ł a d u n e k p o j e d y n c z y. Na podstawie względnego natężenia tych prążków wnosimy, że liczba cząstek z pojedynczym ładunkiem wzrasta wraz z grubością prze bytego ekranu. Jeżeli zasięg pozostały jest bardzo mały, wiązka za wiera również stosunkowo znaczną ilość cząstek nienaładowanych. Z tych doświadczeń wynika, że cząstka a może na przemian tracić i odzyskiwać jeden lub dwa elektrony i że to może zdarzać się kilkaset razy podczas jej przelotu. Można zdefiniować średnią drogę każdego z jonów He++ i He+, tj. d r o gę, k t ć r ą j o n m o ż e p r z e b i e c w p o w i e t r z u ( ś r e d n i a d r o g a przed schwytaniem elektronu X, i średnia droga przed utraceniem elek tronu X 2 j. Stosunek liczby jonów //e+ i He++ równa się stosunkowi śred nich dróg Xj i X n z których pierwsza zmniejsza się wraz z prędkością cząstek i> znacznie powolnicj niż druga, tak iż stosunek liczby jonów pojedynczych do liczby jonów podwójnych wzrasta nader szybko, gdy c się zmnieJsza. Podajemy niektóre wartości średnich dróg Xj i X 9 W po wietrzu w normalnych warunkach temperatury i ciśnienia (promienie a radu C’): P ręd kość 1, 80 X 1 0 9 cm/sek 1, 46 X 10 9 cm/sek 0, 90 X 1 0 9 cm/sek 0, 56 X 1 0 9 cm/sek X, (schwytanie elektronu) 2.200 mikronów 520 37 3 A 2 (utracenie elektron u) 11 mikronów 7, 8 5, 0 3, 0 i. 2 P, 0, 005 0, 015 0, 13 1 , “ Średnia droga obojętnego atomu helu przed utratą jednego elektronu jest oceniana na jeden mikron, jeżeli prędkość wynosi 0, 9.10 9 cm/sek. W przedziale małych prędkości, gdzie wymiany są bardzo częste, cząstki zachowują się w polu magnetycznym tak, jak gdyby posiadały ł a d u n e k z a war t y m i ę d z y e i 2e. B i o r ą c r z e c z y p r z e c i ę t n i e, c z ą s t k a a RaC j e s t p o d w ć j n i e n a ł a d o w a n a aż do odległości 6, 4 cm, pojedynczo zaś naładowana na pozostałej czę ś c i z a s i ę g u, w y n o s z ą c e j 0, 5 cm. Teoria tego zjawiska wskazuje, że prawdopodobieństwo utracenia elektronu jest tym większe, im potencjał jonizacyjny atomu jest większy, prawdopodobieństwo zaś schwytania elektronu jest tym większe, im prędkość elektronu na orbicie atomowej jest bardziej zbliżona co do wielkości kierunku do prędkości cząstki a. Przybliżone rachunki, oparte na tych założeniach, prowadzą do wniosków na ogół zgodnych z doświadczeniem. 9 70. Zależność między prędkością początkową i zasięgiem. Zależność między prędkością początkową a stałą zaniku. Zasięg cząstek a w powietrzu wzrasta, jak to, widzieliśmy, wraz z pręd kością początkową. W celu dokładnego zbadania tej zależności zmniej szamy stopniowo prędkość i zasięg ustawiając ekrany na drodze czą stek. Pozostały zasięg f. po przejściu przez ekran wyznaczamy na pod stawie badania krzywej jonizacji. W celu zaś wyznaczenia prędkości cząstek wychodzących z ekranu możemy zastosować metodę magnetyczną (rys. 97), przykrywając połowę liniowego* źródła badanym ekranem, dzięki czemu otrzymujemy na kliszy dwa prążki odpowiadające prędkości po czątkowej oraz prędkości zmniejszonej. Jeżeli utrata prędkości nie jest V 1 0, 9 0.8 0, 7 0, 6 0.5 0, 4 0, 3 0, 2 0, 1 o 2 3 4 5 C h cm Rys. 101. Związek między prędkością i zasięgiem (Briggs. Irena stały w powietrzu w 15° i pod ciśnieniem normalnym; v-prędkość; prędkość początkowa promieni a RaC. 6 7 Curie). R-zasięg pozo e o 1, 922. 10’-' cmjsek, zbyt wielka, prążek małej prędkości nie jest rozszerzony w sposób WI doczny i posiada ostrość wystarczającą dla dokładnych pomiarów. Do świadczenie tego rodzaju jest przedstawione na tabl. IX, fig. 3. Za pomocą odpowiedniego urządzenia można również mierzyć pręd kość cząstek po przejściu przez warstwę zawierającą określoną ilość gazu. Geiger w y k a z a ł, ż e i s t n i e j e b a r d z o p r o s t a z a I e ż n ość f. = f. C i I u b, i n nymi słowy, że zasięg jest proporcjonalny do sześcianu prędkości. Ta zależność, znana pod nazwą prawa Geigera, nie daje się interpretować teoretycznie w prosty sposób i nie stosuje się do dwóch ostatnich cm zasięgu (prędkość mniejsza od 10 9 cmjsek); natomiast stosuje się dosyć dokładnie do prędkości początkowych i do zasięgów w powietrzu zna n y c h g r u p c z ą s t e k a; n a j I e p s z a war t ość k w y n o s i 9, 2 5. 1 O M, C Z Y I i lik = = 1, 08.1 O“ (e w cmlsek, I z a s i ę g w p o w i e t r z u w n o r m a I n y c h war u n kach temperatury i ciśnienia). Jeżeli chcemy obliczyć prędkość odpo wiadającą danemu zasięgowi w sposób bardziej dokładny, musimy po sługiwać się krzywą doświadczalną c = 1’(/). Zależność między prędkością i zasięgiem jest przedstawiona na krzy wej rys. 101; rzędne są to stosunki clf o, gdzie i»o jest prędkością po czątkową cząstek a radu C’; znaczna część krzywej została otrzymana 0.9 13 1 20 2:’ — ’-1 m, fe . *. \ I 1\ 5 s

\ \ \ \ \ \ \ \ \ \ s \ \ \ \ s \ \ IK. \ \, \ \ 1\ \ \ \ \ \ \ s s s \ \ \ \ \ N s } \ \ \ \ 1\ \ \ fi He air I A Cu fi ni (21 (7.231 13 18 (2, 91 mf 0.3 0.6 0.5 Zwał/lianie ctąi/ei a ThC’ if rdinycA absortentack Rys. 102 Krzvwe zwolnienia cząstek a (według i’. Rosenbluma i G. Mano): i’o=2, 054.1 O» cm/sek (prędkość początkowa promieni a ThC), vprędkość po przejściu przez ekran. drogą bezpośrednich pomiarów r i v, w ostatnim milimetrom v zostało wyliczone zacji w założeniu, że zdolność jonizacyjna traconej wzdłuż drogi cząstek (9 66); w tej niu proporcjonalne do siebie. Zmiana prędkości cząstek a po przejściu przez ekrany została zba dana w przypadku niektórych metali, dających się otrzymać w postaci cienkich blaszek. Najmniejsza zbadana prędkość wynosiła 4.10 8 cmlsek, najmniejszy zasięg pozostały 3 111111. Prążek widma magnetycznego jest w tych warunkach znacznie rozszerzony, co dowodzi, że wskutek przejścia przez ekran powstają różnice prędkości między cząstkami. Krzywe na rys. 102 pokazują, że ekrany z różnych ciał, posiadające tę samą masę powierzchniową, zmniejszają prędkość tym bardziej, im liczba atomowa jest mniejsza. Geiger i Nuttall zwrócili uwagę na niezmiernie ważny związek istnie jący między zasięgiem l. cząstek a. wysyłanych przez dany radiopier wiastek i jego stałą zaniku X. Jeżeli porównywamy pierwiastki nale żące do tej samej rodziny, zasięg cząstek a jest tym dłuższy, im części odpowiadającej kilku na podstawie krzywej joni jest proporcjonalna do energii części v i l. są w przybliże zanik jest szybszy, ponadto logi jest w przybliżeniu liniową funkcją logr. Krzywa, której rzędne są to, logI, odcięte zaś logr, jest to linia prosta. Mamy trzy takie proste w przybliżeniu równoległe, z kté rych pierwsza obejmuje uran, jon, rad i jego pochodne, druga-tor jego pochodne, trzecia pierwiastki rodziny aktynowej z aktynem na czele. Dokładniejsze badania wykazują, że otrzymujemy lepszą zgod ność, jeżeli rezygnujemy z postaci liniowej i wykreślamy prawidłową krzywą, która w sposób bardziej zadowalający przechodzi przez wszystkie punkty doświadczalne. Wykresy tego rodzaju są przedstawione na rys. 103; wartości zasięgów są zaczerpnięte z tabl. VII b Przypisów. W i dzimy, że wszystkie ciała rodziny U-Ra mieszczą się na prawidłowej krzywej; to samo stosuje się do rodziny toru. W rodzinie aktynu nie -10 1\’1 AcC R P o /

• RXJ/A

3 M n 0, 4 0, 5 0.6 Rys. 103. 0, 7 0, 8 log r. mamy takiej prawidłowości, główna zaś rozbieżność pochodzi od A eX, k t ć r e g o o k r e s j e s t z n a c z n i e n i n i e j s z y o d o k r e s u RA c, g d y t Y m c z a s e m zasięg cząstek a jest znacznie krótszy. Prawo Geigera-Nutlalla wyraża związek między prawdopodobień stwem przemiany i energią cząstki a. Związek ten posiada niewątpliwie głębokie znaczenie w zagadnieniu budowy jądra. Jak to zobaczymy w jednym z dalszych ustępów, mechanika kwantowa daje interpretację teoretyczną tego związku (rozdz. XX I, 9 114). S 71. Ładunek cząstek a. Oznaczanie średniego czasu życia radu. W pomiarach ładunku przenoszonego przez promienie a jest rze czą konieczną, aby elektroda otrzymująca ładunek była umićszczona w możliwie doskonałej próżni. W istocie promienie te wytwarzają laką 192 silną jonizację gazu (9 72), że prąd wynikający z przenoszenia ładunku jest na ogół znikomo mały wobec prądu jonizacyjnego staje się do strzegalny tylko pod bardzo niskim ciśnieniem. Istnieją ponadto inne trudności, wynikające z obecności elektronów: w istocie źródło może d a wać rów n i e ż p r o m i e n i e j3, p o n a d t o m a m y z a w s z e d o c z y n i e n i a z e m i s j ą powolnych elektronów z każdej powierzchni, na którą padają promienie a (por. promienie S, 9 75). Do pomiarów tadunku używamy następującego przyrządu (Rutherford i Geiger) (rys. 104). Wiązka promieni a wychodzi z bardzo małego źródła, umieszczonego na płytce ó’ w postaci niezmiernie cienkiej war stwy substancji promieniotwórczej: wiązkę ogranicza diafragma D, kté rej otwór jest zakryty bardzo cienką folią glinową (około 3 u.). Po przejściu przez dia fragmę promienie a przenikają do puszki Faradaya F, której otwór wejściowy jest przykryty folią glinową podobną do folii po łożonej na diafragmie. Elektroda F jest połą czona z elektrometrem; między i D wytwa rzamy pole elektryczne h, które nie zmienia prędkości cząstek a w sposób dostrzegalny i pozwala ocenić pozostały prąd jonowy. Przyrząd ten umieszczamy w silnym polu magnetycznym, prostopadłym do płaszczyzny rysunku, w celu odchylenia promieni [3 wy chodzących ze źródła; pole to zakrzywia bar dzo powolne elektrony, wychodzące z elek trod D i F tak silnie, że elektrony powra Rys104. cają do powierzchni emisyjnej. Natomiast odchylenie promieni a w polu magnetycz nym jest bardzo małe i nie odgrywa żadnej roli w pomiarach. Niech i będz i e p rąd pochodzący od ład u n ku cząstek, i -prąd j o n o wy. W za leżności od kierunku pola h elektroda E będzie otrzymywała prąd i l = i + i’ I u b i 2 = i i’; skąd i = (i, + i)/2. .Ieżeli próżnia jest doskonała, i’ jest znikomo małe i powinniśmy m i e ć i = »1 = / n O i I e ł a d u n k i w t ć r n e, p o c h o d z ą c e o d e I e k t r o n ć w w y biegających z powierzchni ciał stałych, zostały całkowicie usunięte. Opisaną metodę zastosowano do oznaczenia ładunku promieni a, wy syłanych w ciągu danego czasu przez HaC zawarty w preparacie RaC. W tym samym doświadczeniu mierzono bardzo przenikliwe promienio wanie radu C porównywając je z promieniowaniem znanej ilości radu w równowadze z radonem i osadem aktywnym (9 97). Ponieważ w tym ostatnim przypadku bardzo przenikliwe promienie f pochodzą wyłącznie od RaC, przeto pomiar daje odpowiedź na pytanie z jaką ilością radu b a d a n y p r e p a r a t RaC b y ł b y w rów n o wad z e, i n n y m i s ł o w Y, i I e w y n o s i jego aktywność w curie. Z drugiej strony, jak wiemy, w stanie rów nowagi promieniotwórczej między substancja, macierzystą jej pochód nymi liczba atomów każdego rodzaju ulegających przemianie w jednostce ezasu, jest jednakowa, każdy zaś atom Ra lub RaC wysyła w chwili prze miany tylko jedną cząstkę a. Ładunek cząstek a, wysyłanych przez pre p a r a t RaC + RaC, o b I i c z o n y n a j e d e n c u r i e RaC, j e s t z a t e m rów n y ł a d u n k o w i c z ą s t e k a, w y s Y ł a n y c h w j e d n o s t c e c z a s u p r z e z j e d e n g r a m Ra. W ten sposób metoda prowadzi do wyznaczania ładunku q cząstek a, wy syłanych w sekundzie przez gram radu. Byłoby rzeczą niepoprawną mierzyć tę wielkość używając soli radowej jako źródła promieni, gdyż nie można utworzyć dostatecznie cienkiej warstwy radu pozbawionego w zupełności pierwiastków pochodnych. Wielkość q jest to bardzo ważna stała podstawowa, pozwalająca wy liczyć szybkość przemiany radu. W istocie jeżeli e jest to ładunek ele m e n t a r n y, I i c z b a n c z ą s t e k a p r z e n o s z ą c y c h ł a d u n e k q w y n o s i q/2e; j e s t to zarazem liczba atomów, które uległy przemianie. Z drugiej strony 1 g r a m r a d u z a w i e r a N/226 a t o m ć w (Ns t a ł a A v o g a d r o ), s t a ł a z a ś X zaniku radu równa się stosunkowi liczby atomów, przeobrażonych w jednostce czasu do całkowitej liczby atomów. Kładąc Ne = F = = 9650 j.em, mamy: X = 226 n/N = 226 q/2F. Znając X można obliczyć średni czas życia 6 oraz okres T. Z najnow szych pomiarów wynika q = 35, 1 j.es (Braddick i Cace), skąd znajdu j e m y, ż e n = 3, 6 8. 1 O III, o k r e s z aś r a d u = 1 6 O O I a t. Wyniki te zostały sprawdzone drogą liczenia cząstek a, co daje bez pośrednio n (9 72). Na podstawie znajomości ładunku q możemy obliczyć objętość ra donu helu, wytworzonych w sekundzie przez gram radu. W istocie I i c z b a w y s Y ł a n y c h c z ą s t e k, n = q/2e, rów n a s i ę I i c z b i e a t o m ć w h e I u oraz liczbie atomów radonu, utworzonych w tym samym czasie. W se k u n d z i e p o w s t a j e z a t e m n/N g r a m o d r o b i n h e I u t a k a s a m a I i c z b a g r a modrobin radonu, mianowicie q/2F, gdzie F jest to stała Faradaya; obję tość każdego z tych gazów wynosi qU/2F, gdzie tI jest to objętość gianiodrobiny. 1’onieważ hel nagromadza się nieustannie, przeto jego objętość wzrasta proporcjonalnie do czasu /, jeżeli t jest małe w porównaniu ze średnim czasem życia radu. Objętość u helu utworzonego przez gram radu w rów n o wad z e z r a d o n e m, RaA, RaU i RaC rów n a s i ę z a t e m: u = AnUI/N == 2qUtlF, ponieważ, mamy do czynienia z emisją czterech grup cząstek a w rów nych ilościach. Natomiast radon ulega samorzutnej destrukcji wskutek tego jego ilość może wzrastać tylko do pewnej granicy; objętość graniczna u’ wy raża się wzorem z o re m. u’= nU/IN = q U/2FI, w. Ciirie-Skloclowska. Promieniotwórczość. 13 gdzie X jest to stała zaniku radonu. Objętość obliczona w ten sposób jest to objętość jednego curie, tj. ilości radonu w równowadze z gra mem radu. Obliczone wartości u i u’ są zgodne z doświadczeniem. n = 3, 7.10 1 °, q = 35, 3 j.es (patrz 9 79), U = 22, 4.10 s cm\ X = 2, 1.10“, 6 sek“, 1 znajdujemy w 0° u = 173 mm* na rok, (patrz 9 73 i 9 51). Przyjmując F= 9650 j.em, u’ = 0, 66 mm* Badano również ładunek promieni a innych radiopierwiastków, mia n o w i c i e Po, Th C + Th C; w t Y c h p r z y p a d k a c h j e d n a k n i e z n a m y d o kła d nie stosunku tego ładunku do ilości radiopierwiastka. Jeżeli doko nywamy jednocześnie po miarów ładunku prądu jonowego, możemy obli czyć liczbę jonów utwo rzonych przez jedną cząst kę (9 72). Uzupełniając te pomiary bezpośrednim li czeniem cząstek a, wyzna czamy ładunek jednej cząstki a. Ruthertord do wiódł za pomocą tej me tody, że cząstka a posiada podwójny ładunek elemen tarny, mianowicie otrzy mał wartość 9, 3.10’O y.c.v. 1\ 80 VI « C 8 60 1 40 2) B 10 Jeżeli równoległa wiąz ka cząstek a przechodzi przez cienki jednorodny ekran, liczba cząstek po zostaje najpierw w przy bliżeniu niezmienna, gdy zmieniamy grubość ekra Masa ponierzchnicnrt ekranu r J mgjcrr? R Y s. 1 05. P r o m i e n i e o Th C + Th C. Z a s i ę g w c e I o f a nie OA = 4, 75 mg/cm’, OB = 9, 35 mg/cm 2. Stosunek 1000C/OC = 0, 35. nu; nie zmienia się rów nież prąd ładowania mierzony poza ekranem; liczba cząstek usuniętych z wiązki wskutek rozproszenia oraz liczba cząstek naładowanych poje dynczo lub obojętnych jest zatem stosunkowo bardzo mała. Liczby te wzrastają jednak nader szybko w okolicy końca zasięgu w substancji, co znajduje wyraz, w raptownym spadku prądu ładowania. Rys. 105 przedstawia zmianę tego prądu jako funkcję grubości celofanu, przez który przechodzą promienie a aktywnego osadu toru (według Gn3goire’a). P i e r w s z y s p a d e k prą d u o d P o w i a d a z n i k n i ę c i u p r o m i e n i a Th C, d r u g i zaś oznacza koniec zasięgu promieni ThC. Doświadczenie pozwala za tem rozróżnić obie te grupy, obliczyć ich zasięgi i oznaczyć względną liczbę cząstek w każdej z nich. 9 72. Liczenie cząstek a. Liczba jonów wytworzonych przez cząstką a wzdłuż całkowitej drogi. w 65 (por. także 67) zostały opisane główne metody obserwowa nia indywidualnych cząstek. Wszystkie te metody znalazły zastosowanie w doświadczeniach maj„ących na celu liczenie cząstek. Opiszemy naj częściej używane przyrządy i otrzymane wyniki. Liczenie cząstek za pomocą scyntylacyj (rys. 106). Źródłem promieni a jest mała powierzchnia S umieszczona w opróżnio nym zbiorniku. Wiązka, określona za pomocą diafragmy D, pada na ekran E utworzony przez cienką płytkę szklaną, powleczoną warstewką siarczku cynku. Ponieważ ten ekran jest przezro czysty, przeto powstające na nim scyntylacje mogą być o b s e r w o w a n e w m ikr o s k o P i e M u m i e s z c z o n y m poza ekranem. Liczenie na podstaw ie jonizacji. L i c z n i k z e I e k t r o d ą w P o s t a c i d r u t u, m e t o d a Ru therforda i Geigera ( r y s. 1 O 7 ). P r o m i e n i e a, w y chodzące z małego źródła S w kącie bryłowym ograniczonym diafragmą D (jest to cienka folia glinowa lub mikowa), przenikają do cylindrycznej komory jonizacyjnej, której elektroda A jest połą c z o n a z e I e k t r o m e t r e m, e I e k t r o d a B zaś z j e d n y m z biegunów baterii, której drugi biegun jest uzie miony. Pomiędzy Si D promienie biegną w próżni; ciśnienie w komorze (kilka mm rtęci) oraz napię cie baterii (około 120Ó woltów) są dobrane w ten sposób, że jonizacja zderzeniowa wzmacnia bezpo średni efekt jonizacyjny promieni. Elektrometr od c h y I a się n ag I e po przejściu każdej cząstki i nastę pnie powraca do zera, gdyż elektroda wyładowuje się poprzez wielki opór połączony z ziemią; może to być opór jonowy, tj. gaz silnie zjonizowany. Odchylenia są rejestrowane fotograficznie. W przyrządzie Geigera, który otrzymał nazwę licznika igłowego (rys. 1Ó8), promienie wychodzące z małego źródła S przenikają do ko M Itys.106. mory B, zaopatrzonej w centralną elektrodę w postaci zaostrzonej igły, poprzez otwór D przykryty cienką folią glinową lub blaszką mikową. Komora B jest połączona ze źródłem wysokiego napięcia (około 1200 woltów), ostrze zaś jest połączone z siatką wzmacniającej lampy G. Wpadając do komory cząstka a powoduje chwilowe wyładowanie, które wzmacniacz przekształca w dźwięk słyszalny w słuchawce telefonicznej; odbiór słuchowy można zastąpić rejestracją fotograficzną 1 r). Na tablicy X I, nr 1, widzimy zdjęcie otrzymane za pomocą rejestracji fotograficznej cząstek a. Wejście każdej cząstki a do przyrządu zazna cza się nagłym załamaniem się wykresu ku górze, natomiast powrót do zera jest stopniowy. Widzimy również, że odstępy między chwilami wejścia cząstki a nie są jednakowe, lecz roz mieszczone w sposób nieprawidłowy. Opisane tu urządzenia oparte na zjawisku jonizacji zderzeniowej nie dają na ogół od chyleń proporcjonalnych do ładunku wydzie lonego przez cząstkę bezpośrednio w komo rze; nie pozwalają zatem odróżnić w prosty sposób cząstek a od innych cząstek, z kté rymi często ma się również do czynienia, np. cząstek II (protonów), cząstek [3 i foto nów. W ostatnich jednak czasach zdołano zbudować bardzo udoskonalone wzmacniacze, dające efekty proporcjonalne do jonizacji pier wotnej, otrzymywanej na siatce wejściowej; na wykresach otrzymywanych za pomocą tych licz ników «proporcjonalnych» odchylenie jest pro porcjonalne do otrzymanego ładunku. Przykład takiego wykresu widzimy na tabl. XI, fig. 2. Doświadczenia tego rodzaju zostały wykonane z promieniami a róż nych radiopierwiastków. Obierając jako źródło aktywny osad radonu i porównywając jego promieniowanie Y Z promieniowaniem wzorca ra dowego (por. 9 71) możemy oznaczyć liczbę n cząstek a wysyłanych w s e k u n d z i e p r z e z c u r i e RaC I u b p r z e z g r a m r a d u. Z n a j o m ość n pozwala wyliczyć stałą zaniku X radu, oraz ładunek q na podstawie w z o rów: q = 2ne; X = 22Gn/N( liczba A v o g a d r o, eł a d u n e k e I e mentarny). Liczba gramodrobin helu lub radonu utworzonych w se k u n d z i e w y n o s i n/N. Ruthertord i Geiger o t r z y m a I i n = 3, 57.1 0 1 °. P ć ź niejsze doświadczenia dały wartości zawarte między 3, 4 i 3, 72.10 1 °. Ist nieje zatem niepewność rzędu kilku procentów dotycząca tej podstawo wej stałej, a zatem również średniego czasu życia radu. W tablicach stałych została przyjęta wartość n = 3, 7.10 1 °, skąd 7’= 1590 lat 3 ). B ztetma Rys 108. Dokonano również liczenia cząstek a uranu i toru w celu wyznacze nia okresów tych radiopierwiastków (9 122 i 135). ’) Zamiast igty można również używać pręcika zakończonego kulka o małym promieniu. 2) Obecnie używa się najczęściej licznika telefonicznego (L. W.). 3) Ta sama wartość n została przyjęta w ustępie 71 jako podstawa do obliczenia objętości jednego curie oraz objętości wytwarzanego helu. ’ Fjg1. P>g2. “. ’g3. „g4. TABLICA XI. Fic 1. Fig.2. Fig.3. Fig.4. Rejestracja cząstek a polonu, metoda jonizacji przez zderzenie (Maria Curie). Rejestracja promieni a polonu, otrzymana za pomocą, wzmacniacza proporcjonalnego [I.eprince Uinguet). Powolna cząstka a; koniec zasięgu powiększony 3, 5 razy. Nie ma widocznych pro m i e n i o (/>. Auger). Promienie a toru C’ (prędkość 2.10* cm/sek), powiększenie 3, 5 razy. Promienie o dłu gości sięgającej 2, 9 mm. Liczenie cząstek a polonu w połączeniu z pomiarem objętości utworzo nego helu było przedmiotem pracy mającej na celu wyznaczenie liczby Avo gadro; metoda ta umożliwiła również zbadanie rozkładu emisji cząstek a w czasie i porównanie wyników z teorią prawdopodobieństwa (9 58). Liczba jonów utworzonych przez jedną cząstkę a. D oświ ad cze n i a, w których liczymy cząstki a, pozwalają wyznaczyć liczbę jonów utwo rzonych przez jedną cząstkę a. W celu otrzymania tej liczby v należy zmierzyć prąd jonowy / powstający w powietrzu w warunkach całkowitej absorpcji wiązki promieni a. (patrz 9 74), z drugiej zaś strony oznaczyć liczbę n cząstek zawartych w wiązce. Otrzymujemy wówczas v z rów n a n i a J = nve (e ł a d u n e k e I e m e n t a r n y). Zamiast liczyć cząstki, możemy również mierzyć prąd I pochodzący od przenoszonego ładunku; mamy wówczas: I = Ine; v = 2//i. D o P o m i a rów u ż y w a n o n a j c z ę Ś c i e j p r o m i e n i a. HaC o r a z p o lon u. W P i e r w s z y m p r z y p a d k u ź ród ł e m p r o m i e n i j e s t p r e p a r a t RaB + RaC I u b RaC; n a tęż e n i e ź ród ł a m i e r z y s i ę z a p o m o c ą p r o m i e n i 7. Z m i e r z o n y prąd odpowiadający całkowitej jonizacji może być zredukowany do war tości /, którą otrzymalibyśmy, gdyby źródło znajdowało się w równowa d z e z j e d n y m g r a m e m r a d u, tj. g d y b y z a w i e r a ł o j e d e n c u r i e RaC (Jj 97). Z d o ś w i a d c z e ń z r o b i o n y c h w P o w i e t r z u w y n i k a / = 3, 9. W j. es. P r z y j mując n = 3, 7.10 10 e = 4, 77.10 10 znajdujemy v = 2, 20.10 5 na jedną cząstkę o. RaC (zasięg w 15° 6, 96 c/n). Widzimy zatem, że cząstka a posiada wielką zdolność jonizacyjną; utworzone jony układają się bardzo gęsto wzdłuż drogi; maximum gę stości liniowej znajduje się w odległości kilku milimetrów od końca zasięgu i odpowiada wytwarzaniu około 6500 jonów na milimetr. Z tego powodu ślady mgiełkowe cząstek a (patrz labl. VII i VIII) mają wygląd ciągły i nie można na nich odróżnić kropelek leżących tuż przy sobie; jeżeli jednak tory powstają w bardzo rozrzedzonym wodorze lub powietrzu, to oddzielne krople stają się widoczne. Jonizacja wytworzona przez promienie a jest wybitnie niejednostajna, jony są rozmieszczone w gęsto wypełnionych kolumnach, w których jony przeciwnego znaku są bardzo zbliżone do siebie. Stąd wynika, że jony mogą ulegać rekombinacji zanim zostaną rozdzielone działaniem pola elektrycznego i że jest rzeczą trudną osiągnąć prąd nasycenia. Teoria tej j o n i z a c j i k o I u m n o w ej, opracowana przez P. Langevina, pro wadzi do wniosku, że stan nasycenia może być osiągnięty przy pomocy pola słabszego, jeżeli pole jest prostopadłe do promieni, niż w przypadku, gdy jest równoległe. Obniżenie ciśnienia sprzyja również łatwości nasy cenia. W bardzo czystym argonie wystarcza dla osiągnięcia prądu nasy cenia znacznie słabsze pole niż w powietrzu (9 7). Jeżeli przyjmiemy, że całkowita jonizacja wytworzona przez cząstki a w powietrzu jest proporcjonalna do fl 2 r (9 66), możemy obliczyć liczbę jonów k utworzonych w powietrzu przez cząstki a różnych radiopierwiast ków. Zakładamy przy tym, że liczba jonów utworzonych przez cząstkę a RaC jest znana i znajdujemy k = 6, 3.10 4 R0213, gdzie Ro jest to zasięg w 0°. Nieco dokładniejsze liczby, obliczone na podstawie energii cząstek, znajdują się w tablicy VII« Przypisów. Liczba otrzymana bezpośrednio w ostatnich czasach w przypadku pro mieni a polonu, 1, 53.10 5 (Gn3goire), różni się bardzo mało od liczby obli czonej na podstawie zasięgu, 1, 52.10 5. Ponieważ liczby n cząstek a, wysyłanych w sekundzie przez Ra i jego pochodne w równowadze z radem: Rn, RaA, RaC, RaF (Po), są jedna kowe, przeto wzór 1 = nve daje całkowity prąd jonowy wytwarzany przez gram radu lub przez curie każdego pierwiastka pochodnego. Przyjmując n = 3, 7.10 10 oraz wartość v obliczoną na podstawie zasięgu otrzymujemy następujące wartości w jednostkach elektrostatycznych: Ra Rn RaA RaC Po IO-Sv..1, 37 1, 56 1, 72 2, 20 1, 52 (1, 53) 10-«1...2, 43 2, 76 3, 05 3, 90 2, 69 (2, 71 ) Liczby w nawiasach zostały otrzymane drogą bezpośredniego wy znaczenia v. Znając liczbę jonów wytworzonych przez jedną cząstkę a możemy zdać sobie sprawę z tego, w jakim stopniu energia cząstki zostaje zu żyta na pracę jonizacji. Dzieląc energię cząstki a, wyrażoną w elektro nowoltach, przez liczbę jonów utworzonych w powietrzu znajdujemy, że energia wydatkowana na parę jonów wynosi średnio 7, 65.10 G /2, 2.10 5, tj. 35 elektronowoltów. Potencjał jonizacyjny gazów, z których składa się powietrze, wynosi tylko połowę tej wartości, mianowicie 17 woltów w przypadku azotu, 15, 5 woltów w przypadku tlenu. Część energii przypadająca na jonizację jest zatem mniejsza od 50%. Jonizacja atomów na głębszych poziomach jest zjawiskiem zbyt rzadkim, aby wystarczyła do wytłumaczenia tej rozbieżności, której główną przyczyną jest prawdopodobnie wydatne zjawisko wzbudzania atomów. Z drugiej strony należy zaznaczyć, że jo nizacja pochodzi nie tylko bezpośrednio od cząstki a (jonizacja pier wotna A, lecz również od wyzwolonych przez nią elektronów (jonizacja wtórna). Zużytkowanie energii przekazanej elektronom na jonizację wtórną jest z natury rzeczy niezupełne, ponieważ znaczna ilość elektro nów posiada energię bądź mniejszą, bądź większą od energii jonizacyj nej; pozostałości energii, nie wystarczające dla utworzenia pary jonów, występują zatem obficie. Jest rzeczą godną uwagi, że pomimo to wszy stko produkcja jonów w powietrzu jest proporcjonalna do zużytej ener gii na całej długości krzywej jonizacji (9 66). Zapewne nie jest to pro porcjonalność dokładna, niemniej odchylenia są nieznaczne. Wydajność jonizacji w helu jest większa niż w powietrzu, gdyż energia zużyta na parę jonów, obliczona jak poprzednio (około 30 elektronowoltów), jest bardziej zbliżona do potencjału jonizacyjnego (24, 6 ewy. To samo sto suje się do neonu. Fakt ten pozostaje prawdopodobnie w związku z okolicznością, że budowa jednoatomowych drobin He i Ne jest prostsza od budowy dwuatomowych drobin azotu lub tlenu. Teoria jonizacji wy tworzonej przez cząstki a jest streszczona w 9 77. 9 73. Powstawanie helu z radiopierwiastków. Obecność helu we wszystkich minerałach promieniotwórczych nasu nęła myśl, że hel jest jednym z produktów przemiany radiopierwiastków. W rok u 1 903 Ramsay i Sóddy d o w i e d I i n a p o d s t a w i e a n a I i z Y w i d m o wej, że z radonu powstaje hel, wkrótce potem to doniosłe odkrycie zostało potwierdzone przez innych badaczy, ponadto stwierdzono, że hel powstaje również z radu innych radiopierwiastków wysyłają cych promienie a (P. Curie i l. De war, E. Rutherford, A. Debierne itd.). Powstawanie helu tłumaczy się w sposób oczywisty, w założeniu że cząstka a jest to jądro helu, wszelako doświadczalne stwierdzenie tego faktu stanowi bardzo ważny argument na korzyść teorii ato mowych przemian radiopierwiastków, zwłaszcza z punktu widzenia chemii. Do pomiarów wytwarzanego helu użyto radu w równowadze z rado nem osadem aktywnym. Sucha sól radu, pozbawiona okludowanych gazów przez ogrzanie, była przechowywana przez dłuższy czas w próżni; wysyłane promienie a były pochłaniane głównie w samej soli, w której gromadził się wytworzony hel. Po kilku miesiącach akumulacji sól znowu ogrzano w celu wypędzenia helu i zmierzono objętość utworzo nego gazu. Liczby otrzymane w tych doświadczeniach, mianowicie 164 mm 3 (De war), 156 mm 3 (Rutherford i Bollwood) na rok i gram radu były zbliżone do liczb teoretycznych. Produkcja helu została również zbadana w przypadku polonu; otrzymano liczbę odpowiadającą liczbie atomów, które uległy przemianie w czasie doświadczenia (M. Curie i A. De bierne). Zbieranie gazu miało miejsce w zbiorniku zawierającym kwaśny roztwór polonu, który na początku doświadczenia wysyłał w sekundzie taką samą liczbę cząstek a, jak 90 mg radu pozbawionego pierwiastków pochodnych. Hel wytworzony w ciągu 236 dni zajmował pod ciśnieniem atmosfe rycznym długość 13, 5 mm w rurce włoskowatej, średnicy 0, 34 mm (objętość zredukowana do 0°: 1, 3 mm 3 ). Jak to zostało stwierdzone przez A. Debierne’a, powstawanie helu z aktynu wraz z pierwiastkami pochodnymi odbywa się w sposób zu pełnie prawidłowy; doświadczenie trwało 6 miesięcy. Stwierdzono, że ciała słabo promieniotwórcze, np. uran i tor, wy twa P2aja, hel w ilości zgodnej z przewidywaniami. Wreszcie zauważono, że hel tworzy się w minerałach promieniotwórczych. 200 9 74. Oznaczanie substancyj radioaktywnych w stanie stałym na podstawie pomiarów promieniowania a. Pomiary promieniowania a stanowią bardzo czułą metodę oznaczania radiopierwiastków; w istocie każda przemiana atomowa dostarcza w tym p r z y p a d k u w i e I k i e j I i c z b y j o n ów. M e t o d a u ż y w a n a n aj c z ę Ś c i e j w c e I u o z n a czania promieniotwórczości minerałów lub soli radowych polega na tym, że te substancje umieszcza się w komorze jonizacyjnej i mierzy się prąd nasycenia, pochodzący prawie całkowicie od jonizacyjnego działa nia promieni a. Pomiary tego rodzaju są bardzo pożyteczne z punktu widzenia praktycznego, nie dają jednak dokładnych wyników z powodu trudności wynikających z, częściowej absorpcji promieni a w bada nej substancji; prąd jonowy wytwarzany przez daną ilość substancji może przybierać bardzo różne wartości w zależności od tego, czy ta ostatnia jest mniej lub więcej starannie sproszkowana i czy jest roz postarta na większej lub mniejszej powierzchni. Jeżeli jednak okolicz ności powodujące absorpcję są porównywalne, pomiary promieniowa nia a mogą służyć do przybliżonych oznaczeń. W tym celu używa się równych ilości substancji sproszkowanej w postaci ziaren określonej grubości i rozpostartej na określonej po wierzchni w postaci jednorodnej cienkiej warstwy na środkowej części płaskiego krążka umieszczonego w komorze jonizacyjnej. Zaleca się używanie komory jonizacyjnej, której rozmiary są wystarczające do tego, żeby promienie a wysyłane przez warstwę aktywną kończyły za sięg w poSvietrzu, nie osiągając elektrody ani ścianek; wynik pomiaru jest wówczas niezależny od gęstości powietrza. Warunek ten może być łatwo spełniony, jeżeli zasięg promieni nie przekracza 3 do 4 cm; do otrzymania prądu nasycenia, którego natężenie nie przekracza kilku jednostek elektrostatycznych, wystarcza różnica potencjału rzędu kilku set woltów. Jeżeli jednak zasięg wynosi od 7 do 8 cm i jeżeli odle głość między elektrodami jest odpowiednio większa, to przy użyciu zwykłych bateryj akumulatorów jest znacznie trudniej otrzymać prąd nasycenia. Zachowując opisane tu ostrożności możemy oznaczyć w jednost kach względnych zawartość substancji promieniotwórczej w substancji pochłaniającej, o której zakładamy, że jest jednakowa we wszystkich doświadczeniach. Pomiar jest tym dokładniejszy, im warstwy aktywne zostały staranniej przyrządzone; jeden z często używanych sposobów polega na utworzeniu w chloroformie zawiesiny drobnego proszku, który następnie osiada powoli na obranej podstawie. Ta metoda bywa np. stosowana w następujących przypadkach: zawartość radu w suchych radonośnych solach barowych, zawartość jonu w tlenku toru, zawartość protaktynu w tlenku tantalu użytym do porywania aktywnych substan cyj itd. Jeżeli natomiast istnieje niepewność co do jednorodności warstw aktywnych, co do wydzielania emanacyj oraz względnej absorp cji promieniowania w porównywanych substancjach, to pomiary wyko nane w ten sposób mogą być traktowane tylko jako pożyteczne wska zówki poprzedzające właściwe oznaczenia. Zazwyczaj używa się przy tym wzorców utworzonych z tlenku ura nowego, drobno sproszkowanego i osadzonego z zawiesiny w cieczy wpostaci jednorodnej i zbitej warstwy, złożonej na metalowym krążku lub w bardzo płytkiej płaskiej miseczce. W celu otrzymania wielkiej dokładności oraz wyników dających się łatwo interpretować jest rzeczą niezbędną unikać absorpcji w jakim kolwiek środowisku z wyjątkiem powietrza, w którym jonizacja jest mierzona. Stała substancja promieniotwórcza musi być zatem osadzona wpostaci warstwy dostatecznie cienkiej, aby można było zaniedbać absorpcję promieni w tej warstwie. Grubość warstwy konieczna dla zadośćuczynienia temu warunkowi musi być mniejsza od 1/10 mi krona. Niektóre radiopierwiastki mogą być łatwo otrzymane w po staci niewidocznej warstwy, np. aktywne osady lub polon. W przy padku związków radu lub uranu najlepszy sposób polega na odparo wywaniu cieczy, lub na osadzaniu bardzo subtelnej zawiesiny w cięż kiej cieczy: osad składa się wówczas bądź z drobnych kryształków, bądź z ziaren. Jeżeli promienie a są całkowicie pochłonięte w powietrzu i jeżeli ich źródłem jest niezmiernie cienka płaska warstwa radiopierwiastka, to otrzymany prąd nasycenia I (wyrażany najczęściej w jednostkach es) posiada znaczenie wielkości dobrze określonej, mianowicie-: jest to po łowa prądu jonowego 1 wynikającego z całkowitego wykorzystania promieni a. wysyłanych przez daną ilość q badanej substancji; pozostała część promieni jest pochłonięta w podstawie. Na podstawie ekstrapolacji pomiarów tego rodzaju, wykonanych z możliwie cienkimi warstwami związków uranowych, znaleziono, że 1= 1, 4j.es na gram U. Podobnie otrzymano 1 == 2, 4.10 0 j.es na gram radu w minimum aktywności; liczba ta jest zgodna z obliczeniami teo retycznymi (9 72). Liczby te stanowią podstawę ilościowych oznaczeń uranu i radu za pomocą pomiarów jonizacji całkowitej, dawanej przez możliwie najcieńsze warstwy. Znajomość prądu 1 pozwala wyliczyć masę q pierwiastka, którego ilość jest zbyt mała, aby go można było zwazyc. Niech będzie \ stała zaniku, v liczba jonów utworzonych przez jedną cząstkę a. Liczba a t o m ć w z a war t y c h w q g r a m a c h w y n o s i q NI A, I i c z b a a t o m ć w u I e g aj ą c y c h p r z e m i a n i e w j e d n o s t c e c z a s u, tj. Iq NI A, rów n a s i ę I i c z b i e w y s y łanych cząstek a; mamy zatem zależność: /=/qNveIA (A-ciężar atomowy, N-liczba Avogadro, e--ładunek elementarny). Tak np. w przypadku polonu, którego obliczony ciężar atomowy wynosi 210 ( 9 1 2 O ), z n a j d u j e m y, ż e prą d 1 = 1 j. es o d p o w i a d a i I o ś c i q = O, 8 3. 1 O lOg. Dla oznaczenia wartości polonu w jednostkach względnych używa się c z ę s t o war t o ś c i prą d u 112 = 1 I, Z m i e r z o n e g o w k o m o r z e j o n i z a c y j n ej. / I = = s I j.es o d p o w i a d a i lo ś c i q = 1, 66.1 O lOg I u b 0, 74.1 O’“ 6 C U r i e Po. W podobny sposób pomiar prądu jonowego I’, dawanego przez. p r o m i e n i e RaC, p o z wal a o z n a c z y ć i I ość RaC o r a z i I ość p o z o s t aj ą c e g o z n i m w rów n o wad z e RaC w g r a m a c h I u b w m i I i c u r i e. Im jonizacja jest silniejsza, tym trudniej jest osiągnąć prąd nasycenia za pomocą rozporządzalnego napięcia. W tym przypadku należy korzystać

l. tablic lub krzywych, obejmujących określony przedział wartości na 

pięcia i pozwalających obliczyć niezbędne poprawki. Inny, ogólniejszy sposób polega na tym, że mierzy się prąd i, dawany bądź przez znaną część oznaczanej substancji, bądź przez znany ułamek całkowitego pro mieniowania. Na tej podstawie są oparte dwie metody oznaczania ilości substancji bardzo różnych co do rzędu wielkości, za pomocą tej samej aparatury elektrometrycznej’). 1°. Pierwsza z tych metod jest to metoda oznaczania za po m o c ą kro p e I. Badana substancja jest rozpuszczona w znanej ilości wody. Za pomocą cienkiej pipetki pobiera się kroplę roztworu i składa się ją na cienkiej płytce szklanej, umieszczonej na szalce bardzo do ktadnej wagi aperiodycznej poz walającej odczytywać bezpośrednio 0, 1 mg. Zważoną kroplę (około 20 mg) odparowuje się na płytce; pozostałość powinna być ledwie widoczna. Następnie umieszcza się płytkę w komorze jonizacyjnej. Aby uniknąć zbytniego rozcieńczania roztworu, sporządzamy najpierw roztwór n razy mniej rozcieńczony, gdzie n jest to liczba całkowita, na stępnie roztwór ostateczny i krople pobieramy z tego ostatniego. Ta metoda pozwala osiągnąć dokład ność do 1 %, jeżeli jest starannie wykonana. Jeżeli wystarcza dokład ność od 2 do 3%, można zaniechać ważenia kropel i liczyć na to, że krople spadające z utrzymywanej pionowo i wycechowanej pipety posiadają stały ciężar. 2°. Druga ze wspomnianych me tod bywa stosowana w przypadku niezmiernie cienkiej płaskiej aktyw nej warstwy, obejmującej niewiel kie pole i umieszczonej w próżni. Stożek promieni wychodzących z tej warstwy w kącie bryłowym tu, okre ślonym przez diafragme Z), przecho dzi przez folię glinową grubości 3 u., zakrywającą otwór diafragmy i następnie przenika do komory jonizacyjnej utworzonej z płytek A i B; cząstki kończą zasięg w powietrzu i nie spotykają płytek. Ponieważ . Uktrctnelr bateria Rys. 109. Źródło.8’ jest umieszczone na krążku umocowanym na korku li zamykającym rurkę T; rurka G stuży do robienia próżni; pudełko P połą czone z ziemią służy jako osłona ko mory jonizacyjnej AB. ’) Te metody są stale używane w Paryskim Instytucie Radowym, głównie do ozna czania polonu. pole jest prostopadłe do kierunku promieni, przeto nasycenie daje sic; osiągnąć bardzo łatwo, fmierzony prąd jonowy i mnożymy przez stały współczynnik fe 2r.C/u), gdzie C jest to czynnik charakteryzu jący zmniejszenie się jonizacji wskutek utraty prędkości cząstek a w gli nie. To zmniejszenie jest rzędu 1 0% i musi być najpierw wyznaczone doświadczalnie. Jak się okazało, opisana metoda daje się stosować do wartości f wynoszących 100000j. es łub nawet więcej. Urządzenie doświadczalne jest przedstawione na rys. 109. Dla przykładu podajemy, że w przypadku polonu umieszczonego w komorze jonizacyjnej, której płytki są oddalone od siebie o 4 cm (pro mienie wysyłane w kącie bryłowym 2TZ) i posiadają różnicę potencjałów 1000 woltów, otrzymuje się nasycenie prądu z. dokładnością do 0, 5%, jeżeli 1 = 1 j. es. Przy tym samym napięciu ułamek brakujący do nasycenia w y n o s i 5 %, jeż e I i i = 1 O Oj. es, 1 2 % jeż e I i i = 3 O O y’, e s o r a z 3 O %, j e żeli i = 1000j. es. Wreszcie gdy i jest rzędu 20000y’, es lub jeszcze większe, wówczas przyłożenie wysokiego napięcia może spowodować przejście wyładowania zanim nasycenie zostało osiągnięte. Pomiar prądu jonowego, wykonywany w celu oznaczenia radio pierwiastka, może być zastąpiony bezpośrednim liczeniem cząstek a lub pomiarem prądu przenoszenia ładunku; ten ostatni sposób może być sto sowany tylko do silnych źródeł. Pomiędzy ilością q oraz prądem łado wania i, zmierzonym w kącie 2ffi, istnieje zależność: i = ’kgF/Ą. 9 75. Promienie o. Wtórne promienie.V wzbudzone przez promienie a. Promienie 8. Przyglądając się uważnie torom mgiełkowym cząstek a w wodorze stwierdzamy, że są one najeżone na całej długości krót kimi torami wtórnymi, tworzącymi z głównym torem kąt tym ostrzejszy, „ii dane odgałęzienie jest dłuższe (tabl. XI, fig. 4). Tory wtórne przy pisujemy elektronom uwolnionym z drobin zjonizowanych przez prze biegające cząstki a. Większość utworzonych w len sposób elektronów posiada zbyt małe prędkości, aby ich zasięg mógł być dostrzeżony w po wietrzu lub nawet w wodorze; niektóre posiadają jednak większe pręd kości i zasięg ich staje się widoczny wskutek utworzonej jonizacji. To zjawisko otrzymało nazwę p r o m i e n i o. Na podstawie długości ich to rów wyliczamy prędkość elektronów (9 16). Z drugiej strony możemy obliczyć teoretycznie prawdopodobieństwo emisji elektronu z daną pręd kością, oraz wartość kąta pomiędzy torem tego elektronu torem c z ą s t ki ’j.. R a c h u n e k j e s t o p a r t y n a k I a s y c z n ej k o n c e p c j i P r z Y c i ą g a n i a elektrostatycznego między elektronem i cząstką a (9 77), przyciągania zgodnego z prawem Coulomba. Największa prędkość jaką elektron może „zyskać wynosi 2c (c prędkość cząstki a). Największy zasięg f. elektro nów wzrasta jak «4. Otrzymany drogą doświadczalną związek pomiędzy r i u oraz zaob serwowana liczba elektronów wyrzucanych z dostateczną prędkością, aby zasięg I)v} widzialny, są zgodne z wnioskami teorii klasycznej. Co się zaś tyczy rozkładu kątowego, to prędkość początkowa jest na ogół tym większa, im mniejszy kąt tworzy kierunek początkowy z kierunkiem cząstki a. Dostrzegamy jednak niekiedy odstępstwa od prawa wymaga nego przez teorię, odstępstwa świadczące prawdopodobnie o nagłej Imia nie kierunku przy samym początku toru elektronowego. Największy zasięg promieni o, zmierzony w wodorze pod ciśnieniem około 50 cm, wynosi 1 mm, jeżeli źródłem promieni o są promienie a polonu, oraz 2, 9 mm w przypadku promieni a ThC [P. Auger). Promienie o utwo rzone przez promienie a HaC osiągają 2 mm w wodorze 0, 5 mm w powietrzu w normalnych warunkach temperatury ciśnienia. Kmisja powolnych elektronów z drobin lub atomów napotkanych przez cząstki a jest to zjawisko, które zachodzi nie tylko w gazach, lecz rów nież w każdym innym środowisku, w szczególności zaś w metalach. Tak np. powierzchnia folii metalowej, przez która, przechodzą promie nie a, jest źródłem emisji elektronów w liczbie 10 do 20 na jedną cząstkę a; prędkości elektronów są na ogół rzędu kilku elektronowoltów. Wté rn e pro m ien ie X. E I e k t r o n y w y r z u c a n e z a t o m ć w d z i a ł a n i e m p r o mieni a pochodzą na ogól l. ubogich energetycznie zewnętrznych pozio mów atomowych. Może jednak Idarzyć się również, że elektron zosta nie wyjęty z głębszego poziomu. W tym przypadku powracaniu atomu do stanu normalnego towarzyszy emisja promieniowania elektromagne tycznego, charakteryzującego wzbudzony atom. Zjawisko to zostało zaob serwowane, jego natężenie jednak jest bardzo małe, ponieważ ułamek liczby atomów wzbudzonych na najgłębszych poziomach jest bardzo nieznaczny. Jak to już wspominaliśmy, w przypadku swobodnego elek tronu teoria klasyczna pozwala obliczyć największą ilość energii w jaką elektron może pobrać od cząstki a. danej prędkości. Najprostsze założe nie, jakie czynimy w przypadku elektronu związanego, jest następujące: elektron może być wyrwany z danego poziomu, jeżeli energia tego po ziomu jest mniejsza od w, na tej podstawie możemy obliczyć górna granicę kwantu promieniowania, które cząstka a wzbudza w napo tykanych atomach; granica ta wynosi np. około 5000 elektronowoltów w przypadku promieni a. polonu, które bardziej od innych nadają się do poszukiwania promieni wtórnych, ponieważ jądrowe promieniowanie f polonu jest niezmiernie słabe. Wtórne promienie X mogą być wykryte bądź na podstawie jonizacji jaką wytwarzają w powietrzu, bądź za pomocą licznika igłowego. Długość fali tych promieni została wyznaczona drogą pomiaru współczynnika absorpcji masowej u./p. Pro mienie X były wzbudzane bądź w substancji płytki, na której osa dzono polon, bądź w radiatorze, na który padały promienie a. W celu usunięcia efektu promieni II (protonów) powstających wskutek rozbija nia atomów azotu cząstkami a (9 108) źródło promieni należy umieszczać w belwodniku węglowym. Stwierdzono, że promienie a. Po powodują emisję promieni X w róż nych pierwiastkach, począwszy od liczby atomowej 12 aż do 83; dłu gości fali są zawarte między 1 on i i A (a zatem energia kwantowa pomię dzy 1200 i 13000 elektronowoltów). Promieniowanie wtórne lekkich pier w i a s t k ć w n a I e ż y d o s e r i i K, c i ę ż s z y c h d o s e r i i L i M. W Y d a j n ość wyrażona jako liczba fotonów na jedną cząstkę a zmniejsza się szybko wraz. z długością fali wzbudzonego promieniowania. Przykład: promie niowanie K cynku, X = 1, 4 A, {\>-/P)ai = 40, wydajność 24 fotony na 10 4 cząstek a; promieniowanie L srebra, X = 4, 1 A, (u./p)// = 730, wydaj ność 450 fotonów na 10 4 cząstek a (Belke i Frantz, I. Curie i F. Joliot). Stwierdzono, że energia kwantowa fotonu X, należącego do tej emisji wtórnej, bywa niekiedy znacznie większa od górnej granicy energii, obli czonej na podstawie rozważań klasycznych, jaką swobodny elektron może przejąć od cząstki; ta sprzeczność jest jeszcze jaskrawsza w.przyr padku elektronu związanego na poziomie odpowiadającym danej energii. Usiłowano wyjaśnić tę rozbieżność zakładając, że pewną rolę odgrywa własna prędkość elektronów na ich orbicie; inne próby interpretacji były oparte na mechanice falowej. Promienie a mogą równlez wzbudzać w lekkich pierwiastkach pro mieniowanie bardzo przenikliwe (promienie Y i neutrony), pozostające w związku z przemianą jądrową tych pierwiastków. Wydajność tych efektów jest niezmiernie mała (9 109). 9 76. Odskok promieniotwórczy. Emisja cząstki a z atomu początkowo nieruchomego musi być zwią zana z odskokiem atomu powstającego w przemianie. Zgodnie z prawem z a c h o w a n i a p ę d u m u s i m y m i e ć M v = M’v', g d z i e. 1 I i c s ą t o m a s a i prę d kość cząstki a, M’ i c’ masa i prędkość utworzonego atomu. Atom wy rzucony w odskoku biegnie w próżni po prostej linii i posiada określony zasięg, który staje się dostrzegalny, gdy ciśnienie jest dostatecznie małe; zachowuje się przeto jak cząstka promieniowania korpuskularnego, tzw. promieniowania odskoku. Powoływaliśmy się już poprzed nio (9 56) na to zjawisko w celu wyjaśnienia niektórych faktów dotyczą cych aktywowania ciał składnikami osadu aktywnego, powstającymi z radonu zmieszanego z powietrzem. Masa, energia. Masa M’ atomu odskoku równa się masie pierwotnego atomu zmniejszonej o masę M cząstki a. Stosunek M’iM w różnych przemianach a jest zawarty między 50 i 60; w tych samych granicach mieści się stosunek prędkości clc’ oraz energij Mc 2 /M’ v ’2. B i o r ą c jak o p r z y kła d o d s kok /laB (M’ = 21 4) P o w s t aj ą c e g o w p r z e mianie a RaA (prędkość cząstek a, c = 1, 69.10’J cm/sek), znajdujemy “ = 3, 16.10’ c/n/sek. Energia kinetyczna atomu wynosi W = M’ c’2/2 = A li76.10-’ erg, czyli 111000 ew. Atomy odskoku posiadają energię tego samego rzędu wielkości, co promienie kanalikowe, wysyłane pod napię ciem rzędu 100000 woltów. Energia atomu odskoku W jest tylko małym ułamkiem energii W cząstki a, wysyłanej w tej samej chwili. Energia ta nie może być jed nak pomijana w obliczeniach całkowitej energii E wydzielonej w prze mianie a. W istocie E= W + W’. Tą wielkością E należy posługiwać się we wzorach dotyczących energetycznego związku między promie niami a i jądrowymi promieniami f (rozdz. XVI). Prędkość i energia ato mów odskoku są podane w tablicy VII b Przypisów. Metody badania. Wydajność. W 9 56 opisywaliśmy metodę polega jącą na zbieraniu atomów odskoku na płytce umieszczonej nawprost źródła bądź w próżni, bądź w zwykłych warunkach ciśnienia; w pierw szym przypadku atomy trafiają w płytkę z całkowitą prędkością począt kową, w drugim przypadku istnieją w postaci jonów i muszą być prze noszone działaniem pola elektrycznego. Ilość substancji promieniotwór czej otrzymanej drogą odskoku może być wyznaczona na podstawie pomiarów promieniowania płytki. To samo doświadczenie wykonane w powietrzu lub w innym gazie pod zmniejszonym ciśnieniem pozwala badać absorpcję odskoku w gazach oraz zdolność jonizacyjną. Można również obserwować zjawiska odskoku za pomocą metody Wi I s o n a; w k o m o r z e r o z prę żeń p o w i n n o z n a j d o wać s i ę r o z r z e d z o n e p o wietrze lub lepiej wodór, oraz emanacja promieniotwórcza, np. radon. W ten sposób można otrzymywać tory mgiełkowe atomów odskoku obok towarzyszących im promieni a. Jeżeli ciśnienie w komorze wynosi po rozprężeniu zaledwie 1 cm słupa rtęci, zasięg atomów odskoku równa s i ę o koł o 7 m m (F.J o I i ot). Z o b s e r w a c j i w y n i k a, ż e z j a w i s k o o d s kok u rzadko występuje w swej najprostszej postaci; często zdarza się, że wy biegający atom odchyla się od pierwotnego kierunku, wprost przeciw nego kierunkowi cząstki a, z punktu zaś początkowego wychodzi tor dodatkowy, należący zapewne do jakiegoś uderzonego atomu. Wzdłuż toru atomu odskoku widać tory odgałęzione; mogą to być również wy rzucone atomy gazu lub tory elektronowe podobne do tych, jakie obser wujemy w przypadku promieni a (9 75). Na tablicy XII widzimy kilka przykładów zjawiska odskoku, zachodzącego w przemianie aktynonu na AcA oraz AcA na AcB. Ponieważ AcA posiada bardzo krótki czas życia, przeto na kliszy otrzymuje się niekiedy obraz dwóch przemian kolejnych.

Jeżeli substancja promieniotwórcza jest złożona na powierzchni ciała stałego, to każdej cząstce a skierowanej ku podłożu odpowiada atom od skoku, który wybiega na zewnątrz, a zatem może być schwytany. Wy dajność odskoku, tj. stosunek liczby atomów wyrzuconych do liczby atomów, które uległy przemianie, wynosi zatem co najwyżej 50% wydaj ność jest jednak mniejsza, jeżeli warstwa aktywna posiada pewną gru bość lub jeżeli na powierzchni istnieją chropowatości mogące pochłaniać atomy odskoku. Wydajność teoretyczna bywa osiągana tylko wtedy, kiedy źródło tworzy niewidzialną warstwę osadzoną na starannie wypo lerowanej powierzchni.

Absorpcja. Zdolność jonizacyjna. Absorpcja odskoku w gazach posiada niektóre cechy analogiczne do absorpcji cząstek a, chociaż jest znacznie większa od tej ostatniej. Tak np. atomy odskoku posiadają dosyć dobrze określony zasięg, odwrotn i e propo rcj onal ny do ciśn ien ia gazu; fluktuacje zasięgu są jednak stosunkowo większe niż w przypadku cząstek a (9 78). Zasięg atomów RaB wyrzucanych w przemianie RaA wynosi 0, 14 mm w powietrzu i 0, 82 mm w wodorze w normalnych wa runkach ciśnienia i temperatury (L. Wertenstein). Zasięg wzrasta wraz z prędkością początkową atomów odskoku, tj. wraz z prędkością cząstek a wysyłanych w danej przemianie. Stwierdzono, że atomy odskoku przenikają nie tylko przez warstwę ga zu, lecz również przez ciała stałe. Atomy wyrzucone ku wnętrzu podstawy, na której złożono substancję promieniotwórczą, przenikają do pewnej nie w i e I k i e j g ł ę b o koś c i, w y n o s z ą c ej 1 O d o 2 O \>. w s r e b r z e, n i k I u I u b m i e d z i. Atomy odskoku wytwarzają wzdłuż swego zasięgu jonizację gazu (L. Wertenstein); gęstość liniowa tej jonizacji jest na początku drogi nawet większa od gęstości pochodzącej od cząstek a; wszelako całko wita liczba jonów jest znacznie niniejsza od liczby jonów wytworzonych przez cząstkę a, stosunek zaś obu lic/1) jest znacznie mniejszy od 2%, co odpowiadałoby stosunkowi energij. Zdolność jonizacyjna atomów odskoku może służyć do wykrywania odskoku atomów niepromienio twórczych, np. atomów ołowiu wyrzucanych w przemianie polonu; zbie ranie atomów na płytce byłoby w tym przypadku bezcelowe, gdyż płytka nie dawałaby żadnego promieniowania. ładunek atomów odskoku. Badane w próżni atomy odskoku, np. atomy RaD wyrzucanego w przemianie RaC, posiadają ładunek dodatni, wskutek czego są odchylane w polu elektrycznym i magnetycznym. Drogą pom i aru tych odchyleń stwierdzono, że ich stosunek e/m cha rakteryzuje cząstki z pojedynczym ładunkiem dodatnim oraz że masa i prędkość posiadają wartości zgodne z teorią. Z doświadczeń wykona nych w najdalej posuniętej próżni (L. Wertenstein) wynika jednak, że w chwili początkowej atomy są elektrycznie obojętne i uzyskują ładu nek dodatni wskutek utracenia elektronu w spotkaniu z drobinami gazu. Następstwem przemiany promieniotwórczej obojętnego atomu, pole gającej na emisji cząstek a, powinno być utworzenie się atomu posiada jącego podwójny ładunek ujemny. Zjawisko może jednak przybrać inną postać wskutek odłączenia się elektronów peryferycznych. Trudno za tem przewidzieć, jaki powinien być początkowy ładunek atomu odskoku; jest jednak rzeczą prawdopodobną, że ten ładunek jest zależny od po winowactwa elektronowego oraz od własności chemicznych atomu. Wy n i ki doświadczalne dotyczące tego zagadnienia są jeszcze bardzo szczupłe. p o d ciśnieniem 0, 1 mikrobara atomy odskoku pochodzące od Po (atomy ero n i e gą n J a d O w a n e, natom iast atomy pochodzące od ThC (tj. atomy ThC“, i zotopu tal u) posiadają ład u n e k dodatn i. 207 W przypadku Ha. \ badano aktywacją płytek kondensatora umieszczo nego w powietrzu zawierającym radon bardzo silnie rozrzedzonym. Między płytkami istniało pole elektryczne odchylające atomy RaA, po siadające prędkość nadaną w chwili emisji. Na podstawie różnicy aktyw ności obu płytek ustalono, że każdy atom RaA posiada przeciętnie po dwójny ładunek dodatni, z czego wynikałoby, że emisja cząstek a ra donu powoduje oddzielenie się 4 elektronów peryferycznych (W. Mund). Pozorne parowanie. Zjawisko odskoku stwarza w niektórych przy padkach pozory lotności substancji promieniotwórczej; tak np. w do świadczeniach dotyczących odskoku Rall z płytki pokrytej RaA, Rali dyfunduje częściowo w powietrzu w pobliżu płytki, a zatem zachowuje się tak, jak gdyby ulatniał się w zwykłej temperaturze. W niektórych przypadkach atomy promieniotwórcze tworzą niejako skupienia na pod łożu, na którym jest umieszczona substancja promieniotwórcza (9 102, 118); jak się wydaje, taki konglomerat może być wyrzucony bądź w ca łości, bądź częściowo wskutek odskoku lub pędu udzielonego przez cząstkę a. Te zjawiska zakłócają niekiedy pomiary, których celem jest wyznaczenie stałych zaniku, i są często obserwowane w przypadku pre paratów polonu. 9 77. Teoria przechodzenia cząstek a przez materią. Pomiędzy cząstką a przebiegającą wewnątrz atomu oraz składnikami atomu, mianowicie jądrem i elektronami, działają zgodnie z prawem Coulomba siły przyciągania i odpychania elektrycznego. Działanie każ dego indywidualnego ładunku daje wyraźny skutek tylko w bezpośred nim sąsiedztwie tego ostatniego; natomiast całkowity efekt wywarty na cząstkę wynika z dodawania się działań indywidualnych. Musimy zatem zająć się rozważaniem działań zachodzących między cząstką a posiada jącą masę M, ładunek E, prędkość i> oraz cząstką znajdującą się po czątkowo w spoczynku i posiadającą masę At i ładunek E’. Cząstki odpychają się, jeżeli ich ładunki są jednoiinienne, przyciągają się, jeżeli są różnoimienne. Ponieważ prędkości wchodzące w grę są niewielkie, możemy uważać obie masy za niezmienne. Zagadnienie może być roz wiązane za pomocą mechaniki klasycznej. Rozważymy kolejno kilka przypadków szczególnych: a) Działanie ciężkiego jądra na cząstki; a. Jądro posiadające dosta tecznie wielką masę pozostaje, praktycznie biorąc, w spoczynku podczas spotkania z cząstką a. Niechaj h będzie odległość między tym nieru c h o m y m p u n k t e m m a t e r i a I n y m I.’ o rai, p r o s t ą P r z e c h o d z ą c ą p r z e I k i e r u nek prędkości początkowej fa cząstki a (rys. 110). Tor opisywany przez cząstkę w polu sił odpychających, pochodzących tylko od jądra, jest to łuk hiperboli, której ognisko znajduje się w jądrze i której asymptoty są to kierunki, prędkości początkowej oraz prędkości końcowej po zde rżeniu. Ponieważ energia nie I.ostała przekazana jądru, przeto prędkość końcowa jest liczbowo równa prędkości początkowej co; następstwem zde rzenia jest tylko odchylenie cząstki a o pewien kąt 8 wyrażony wzorem: IgO/2 = EE’/bv o ’M fE E’ w j.es). Odległość pomiędzy jądrem a cząstką a osiąga naj mniejsza wartość D w chwili, kiedy cząstka przecho dzi przez wierzchołek hiperboli; mamy wówczas: D = b(i + sin 0/2)/cos 6/2 1 ). Jeżeli 6 = O, D równa się b. Jeżeli O = r., D dąży do wartości granicznej równej 2LL7 <v’.)z Widzimy zatem, że jeżeli wartość b jest dana, odchy lenie 6 jest tym większe, im prędkość cząstki jest mniej sza i im ład u nek E=Ze odpychającego jądra jest wi ęk szy [Z-liczba atomowa, e-ładunek elementarny). Z dru giej strony 0/2 zmienia się od O do z/2, O od O do z, gdy b zmniejsza się od stosunkowo znacznej wartości aż do o. W pierwszym przypadku cząstka a przecho dzi zbyt daleko od jądra, aby odchylenie było dostrze galne; w rzeczywistości jednak odległość b, w której wpływ jądra znika, jest bardzo mała. Tak np. cząstka

• Ha C, przebiegająca w pobliżu jądra złota (Z = 79), odchyla się o za

ledwie setną część stopnia, jeżeli b = 2.1 0“8 cm, a zatem jest rzędu wielkości rozmiarów atomowych. Odchylenie o 1 o ma miejsce dopiero wtedy, kiedy cząstka a przechodzi 100 razy bliżej jądra, a zatem trafia w środkową część budowli atomowej. Jeżeli zderzenie jest centralne, Rys. 11 o. ’) Kaclumki prowadzące do tego wzoru znajdują się we wszystkich podręcznikach me chaniki. Zakładamy, że tor jest to luk hiperboli, którego ognisko zewnętrzne znajduje się w jądrze. Niechaj P będzie to wierzchołek hiperboli, v-prędkość cząstki a w tym punkcie. Na podstawie zasady zachowania energii oraz twierdzenia o zachowaniu mo mentu pędu ni.imy równania: b = vD; M(t* »’1 = 2EE’/D, gdzie D = FP, skąd otrzymujemy: MilO * 2EEo Mvjb* o. Zl\wlasności geometrycznych hiperboli wynika, że jej oś urojona równa się Ib. Jeżeli Ol’ jest to póloś ogniskowa i jeżeli OF=c, mamy. « = 6tgO/2; c = 6/cosO/2; D == a + C = b{1 + sinO/2)/cosO/2. Podstawiając w poprze rłiliirli’fl rr \’(łrl’il rłiliiLW t W3ft

t n3 D J znajdujemy po dokonaniu redukcji: tg 0/2 EE’IMv o 2 b; a EE’ jnw ll. Cu ri c-Ski od ows ka. Prom ieniotwórczość. 14 210 6 = O, 20 = K, cząstka « zawraca w biegu; prawdopodobieństwo takiego zderzenia jest niezmiernie małe. Wyniki doświadczalne, dotyczące zde rzeń między cząstkami a i ciężkimi jądrami, są opisane w 9 7.9. b) Wzajemne oddziaływania cząstki a i lekkiego jądra. Jeżeli zde rzenie zachodzi między cząstką a i lekkim jądrem, wówczas to jądro zostaje wprawione w ruch. W tym przypadku rozpatrujemy zazwyczaj względny ruch obu cząstek dookoła wspólnego środka ma sy G, poruszającego się w kierunku początkowej prędkości cząstki a z prędkością co.III.11 +.1 I’. W tym ruchu względ nym cząstka a. oraz jądro opisują łuki hiperbol, których ognisko znajduje się w G. Względne odchylenie tp cząst ki a od kierunku pierwotnego może być obliczone na podstawie praw mechaniki i prawa Coulomba; Otrzymany wzór jest. podoimy do poprzedniego: (1 ) t g? I 2 = EE’(M + M’)lbi><?MM’. Niechaj O i O’ będą to kąty między kierunkiem prędkości początkowej C n oraz kierunkami bezwzględnych prędkości Rys. 111. końcowych cząstki a i uderzonego jąd ra. Te dwa kie ru n ki t w o r z ą widły, k t ć r y c h w i e r z c h o ł e k z n aj d u j e s i ę w m i e j s c u zderzenia (rys. 111); kąt między ramionami wideł wynosi <}. = O + O’. Niechaj v i e’ będą to prędkości końcowe. Pomiędzy cp, O, O’, v, e’..11 i M’ istnieją związki, które można otrzymać na podstawie samych tylko zasad zachowania pędu i energii niezależnie od tego, jakie jest prawo sił. Te zasady wyrażają, sic.równan iam i: (2) .)/(-“ = Mv cos O + M’ v’ cos O’, O ==MvsinO+.!/’./sinO’, Mv* = Mv“+ M’v f2. 7. tego układu równań wynikają następując’ Iwiązki między różnymi .. zmiennymi: (3) tg O’ cos 20 + cotO sin 2 O’ =.1/ . 1 /’ .1/’cosO:t ]zJ/’2 M* sin 2 0 -il/’)sinO t a (e + e’). M + M ’ tg O M-M’ = v J/cosO:t j/J/’2 11 sin-O „o M+M’ il 2.1/cosO’ (4) M + M’ „o W’ M’ v f2 li MM’ cos 2 O’. M v» {M + M’t o Jeżeli.1 l’>.1 l, przed pierwiastkiem powinien być tylko znak +; jeżeli J\ M (przypadek wodoru), możliwe są oba znaki. W ruchu względnym dookoła środka masy G kąty odchylenia cp i cp’, liczone od kierunku prędkości U punktu G, wyrażają się jak następuje: Ic\ W f sin O tg tp pcosGU’ , tg c’ = u’sin O’ p’cosG’-U Na podstawie równań (Al +.)/’) U = Mv o i J/esinO = j I/Vsi nO’ można dowieść, że tg cp + tg <P = O, co znaczy, że w układzie odpowiadającym ruchowi względnemu, kierunki prędkości końcowych są wprost prze ciwne sobie. Ponadto równania (2) oraz równania następne prowadzą do wniosku, że tgcp = tg20’, czyli cp + 20’ = «. Stąd wynika, że odchylenie bezwzględne O i 6’ oraz energia W pobrana przez jądro wyrażają się w zależności od kąta względnego odchylenia cp w następujący sposób: Al + Ar cos rs 2 2 Jeżeli b zmniejsza sic od wartości stosunkowo znacznej do O, kąt cp/2 wzrasta od O do Jt/2, cp od O do IV. k;11 O’ zmienia sn, ’ od 2 do o. Innymi słowy, w zderzeniu, które prawic wcale nie zmienia kierunku cząstki a, jądro zostaje odrzucone pod prostym kątem do kierunku pierwotnego, w zderzeniu zaś centralnym uzyskuje prędkość właśnie w tym kierunku. We wszystkich przypadkach kierunek prędkości nabytej przez jądro tworzy ostry kąt z kierunkiem prędkości początkowej cząstki a. Natomiast granice, w jakich jest zawarte odchylenie O, zależą od sto-’ su liku mas.)1 i.1 I’. Jeżeli M’ <;.11. co ma miejsce tylko wtedy, gdy M jest to masa protonu (luli deuteronu), odchylenie O, równe O w przy padku dużego b, przechodzi przez maximum, gdy b maleje i staje się równe O w zderzeniu centralnym, G = O. Największa wartość O odpowiada wartości cp danej równaniem Al cos tp + Al’ = o. Kładąc Af/M’= 4, 0/1, 008 znajdujemy O max = 14, 5°. Jest to zatem największe odchylenie, jakiego może doznać cząstka a w zderzeniu z protonem. Po nieważ tg O’> O i Al >.J/’, mamy również tg iD > O; innymi słowy, kąt między ramionami wideł jest ostry lub co najwyżej prosty. Jeżeli Al = Al’, tj. cząstka a zderza się z jądrem helu, wówczas tg8 = tg“ ę/2 = 2/1 2 1 Gc-.Iz Odchylenie jest wówcz.as zawarte między O i z/2, kąt zaś rozwartości wideł jest zawsze prosty. Jeżeli.) 1<.! I’, mamy najczęstszy przypadek zderzenia cząstki a “. jądrem pierwiastka cięższego od helu. Kat O wzrasta wówczas w spo s°I> ciągły od O do gdy b maleje; w zderzeniu centralnym, b = O, eząslka a zawraca wstecz. Kąt między ramionami wideł jest zawsze rozwarty. Ułamek energii W II’“. przekazany jądru w następstwie zderzenia, Wzrasta wraz z cp 2, tj. w miarę jak b maleje; ułamek len jest naj większy w zderzeniu centralnym. I. drugiej strony, przy danym cp, II“ przechodzi przez m axi m u m, gdy.1 l’ =.! I i następnie zmniejsza się stale, 212 gdy M’ wzrasta. Ułamki energii przekazane w zderzeniach centralnych z jądrami różnych pierwiastków są podane w następującej tabeli: Jądro H He C O A Fe Au W/ . 0, 64 1 0, 75 0, 64 0, 33 0, 25 0, 085 Spośród podanych wzorów tylko wzór (1) zawiera prawo siły. Wzory (2) (6) są oparte tyl ko na prawach zderzeń sprężystych. Rys. 112 przedstawia tory obliczone na podstawie prawa Coulomba w szczególnym przypadku zderzenia cząstki a. z jądrem helu, miano wicie tp/2 = 45°, co odpowiada parametrowi G = 1, 9. 10“, 13 cm, jeżeli fo = 1, 92.1 O, J c/n/sek (promienie a RaC). W y n i ki doświadczal ne, dotyczące zderzeń między cząstkam i a i I e kki m i jądrami, są podane w 9 80. c) Działanie cząstki a na elektron. Weźmy teraz pod uwagę spotka nie między cząstką a i elektronem swobodnym o masie M’ i ładunku E’. W tym przypadku mamy do czynienia z przyciąganiem się cząstek, otrzymane wzory są jednak zupełnie podobne do wzorów podanych w po przed n i m ustępie, należy tyl ko zm ienić znak kątów <P, <p’, 8 i 6’; ponie 1 Y B’ G B cząstka a. A A t y ’

ądro\ G

1 X \ Gząstia a. A A \ t .2 Rys. 112. Odległości są wyrażone w wielokrotnościach parametru b. Strzałki wskazują kierunek ruchu. I: tory ruchu wzglqdnego dookoła środka bezwładności G; A i A’ asymptoty początkowe; B i B’ asymptoty końcowe. II: tory bezwzględne; A i A’-asym ploly początkowe, B i B’kierunki asymptotyczne końcowe; linie kreskowane oznaczają jednoczesne położenia obu cząstek. waż cząstka a posiada masę bardzo wielką wobec masy elektronu, przeto jej prędkość nie zmienia się w zderzeniu w dostrzegalny sposób ani co do wielkości, ani co do kierunku. Natomiast elektron zostaje wprawiony w ruch; tor ruchu odniesionego do osi związanych z cząstką a jest to łuk hiperboli z cząstką a w ognisku, ku któremu krzywa zwraca się wklęsłą stroną. Ruch bezwzględny może być opisany w następujący sposób: elektron najpierw zbliża się ku cząstce a i osiąga najmniejszą odległość poza tą cząstką; kierunek prędkości końcowej tworzy’. kie ru n ki e m cząstki a kąt ostry 8’ = r./2 cp/2, przy czym tg (p/2 wyraża się wzorem (1). Elektrony spotykane w stosunkowo znacznej odległości od f cząstki a są odrzucane pod prostym kątem do jej toru, elektrony bar dziej zbliżone wybiegają ku przodowi; o sposobie obserwowania ich torów była mowa poprzednio (promienie 3, 9 75). Energia przeka zana elektronowi przez cząstkę a oblicza się w ten sam sposób, CÓ w zagadnieniu zderzenia między cząstką a i jądrem atomowym. Prędkość końcowa elektronu wynosi c’=2cocosO ’ (zaniedbujemy W względem.1/), jest przeto co najwyżej dwa razy większa od prędkości początkowej cząstki a. Jeżeli c 0= 1.9.10 9 cm\sek (promienie a Raf), największa war tość c’ = 8, 8.10« cm/sek, co odpowiada energii W — = 2M \2 = 4200 elck tronowoltów (zderzenie centralne). Rys. 113 przedstawia bezwzględny oraz względny tor elektronu W przypadku cpl2 = 45°, co odpowiada b = 1, 3.1 0 10 cm, jeżel i c o = 1, 9.10* cm/sek. d) Strata prędkości cząstek a w przejściu przez materię. W za gadnieniu hamowania cząstek a przez materi(; oraz wytwarzanej przez nie jonizacji bierzemy pod uwagę szereg kolejnych zderzeń między cząstką a oraz jądrami i elektronami. Szczegóły zjawiska są bardzo zawiłe i nie mogą być wyjaśnione bez znajomości sił wiążących elek trony z atomami. Jeżeli materia, w której biegną cząstki, składa się z atomów określo nego rodzaju, których koncentracja wynosi n, to cząstka a spotyka wzdłuż jednostki długości drogi 2rJ>ndb jąder, oraz 2r.bnZdb elektronów y li G X ) >:1 4 J’S 118. Odległości są wyrażone w wielokrotnościach parametru b; strzałki wskazują

criinck ruchu. I-to r względnego ruchu elektronu dookoła środka bezwładności, tj. 

przybliżeniu punktu, w którym znajduje się cząstka a. Asymptota początkowa x = b, Asymptota końcowa y = b. II tory bezwzględne. Cząstka a porusza się wzdłuż osi y.

ymptota początkowa toru’ elektronu li, kierunek asymptotyczny końcowy U’. Linie 

kreskowane oznaczają jednoczesne położenia obu cząstek. liczba atomowa) w początkowej odległości od jej toru zawartej mię Y y b \ b — f elb. Innymi słowy, Ir.bdb jest to przekrój czynny, charaktery zujący wymiany energii w przypadku, gdy parametr zderzenia jest za warty między b i l; i, II,. I.miana energii II I cząstki a na długości <I.<!’, 1\ 2 Ki spowodowana zderzeniami z elektronami, które w tym przybliżeniu traktujemy jako swobodne, wyraża się wzorem: dW f 4 J z 1/’ -d7 (M+ M>ySin2 *X? «/; „zdb ) Podstawiając na sin ę/2 wartość z wzoru (1) mamy: MS-/2 X UIM’/(M + M’t X sin 2 5. = 2EIE’/M’v*(a S + Dj, g d z, e a = EE’ {M + M’)/i>* MM’. Połóżmy E ze (z = 2 w dziemy mieli: przypadku cząstki a), E’ = e, M’= m’ , bę ao 2m i“ dx J b? + a* J g Ta całka posiada wartość nieskończenie wielką, co dowodzi, IZ jest rze czą konieczną wziąć pod uwagę siły wewnątrzatomowe, ograniczające zdolność przekazywania energii elektronom. Go się tyczy jąder, można dowieść, że energia, jaką uzyskują kosztem cząstek a. może być zanied bana wobec energii pobranej przez elektrony; po pierwsze jądra są mniej liczne niż elekt rony 1), po wtóre jądro uzyskuje energię w dostrze galnym stopniu tylko w bardzo rzadko zdarzających się spotkaniach, wyróżniających się małą wartością parametru I>. W teorii Bohra, ogłoszonej przed istnieniem teoryj kwantowych, traktujemy elektron jako związany z atomem silą niby sprężystą, pod kté rej działaniem elektron wykonywa drgania z częstością v. Im ta częstość jest większa, tym bardziej jest ograniczona możność przekazywania energii elektronowi. Z niektórymi zastrzeżeniami rachunek sprowadza się do tego, że górną granicę całkowania b = co zastępujemy skończoną granicą b = Kw2m, gdzie K = 1, 123. Jeżeli w atomie istnieją elektrony wykónywające drgania z różnymi częstościami c“ przybiera postać: d.x dW dx gdzie v jest to średnia geometryczna wszystkich elektronowych często ści atomu. Zastrzeżenia ograniczające zakres stosowania wzoru spra wiają, że teoria powinna zgadzać się z doświadczeniem tym lepiej, im prędkość cząstek a jest większa i im atomy pochłaniające mają mniej szą masę; jest przeto rzeczą interesującą, że teoria potwierdza się w przybliżeniu w przypadku wodoru i helu, jeżeli na częstości drgań obieramy wartości używane w teorii klasycznej w celu zdania sprawy I Z wyjątkiem jąder wodoru. z dyspersji światła w tych gazach; wartości te różnią Się zresztą nie znacznie od wartości obliczonych na podstawie potencjałów jonizacyj nych i związanych z nimi poziomów energetycznych. Natomiast teoria stosuje się gorzej do g I i n u, jeszcze zaś gorzej do pierwiastków cięż szych od g I i n u. Hardziej zadowalająca jest zgodność jakościowa teori i z doświadczeniem. Mianowicie znajdujemy, że bezwzględna wartość d(fjdx istotn i e wzrasta, gdy i’ maleje i że strata prędkości w ekranach o stałej gęstości powierzchniowej jest tym mniejsza, im Z jest większe; w istocie liczba elektronów jest w takich ekranach w przybliżenia jed nakowa; ekran jednak, którego Z jest większe, zawiera więcej elektro nów silnio związanych, które nie są w stanie pobrać tyle energii od cząstki a, co elektrony swobodne.

I e ż e I i wart ość c j e s t t a k w i e I k a, ż e m o ż n a z a n i e d b a ć z m i e n n ość Lo 

garytmicznego wyrazu we wzorze Bohra, tO WZÓr len możemy scałko wać i otrzymujemy: 1\ p, ’r gdzie A jest to stała, w przybliżeniu proporcjonalna do gęstości materii pochłaniającej. Widzimy zatem, że ten wzór, przedstawiający w przybli żeniu przebieg hamowania promieni katodowych (9 16), znajduje uza sadnienie w klasycznej teorii Bohra, która stosuje się zarówno do pro mieni [J, jak i do promieni a w założeniu, że wolno zaniedbać zmienność masy. W przypadkach, kiedy to nie jest możliwe, d......>rii należy wpro wadzić zmiany (985). Pierwsza teoria posługująca sic pojęciami kwantowymi została opra cowana przez Hendersona i następnie udoskonalona przej Fowlera. Pod stawowe założenie tej teorii polega na tym, że elektron może przejąc energię od cząstki a lub $ tylko w przypadku, gdy ta energia, obliczona w ten sani sposób co dla elektronu swobodnego, osiąga wartość odpo wiadając;) potencjałowi jonizacyjnemu, lub rezonansowemu. Jednakże prawdopodobieństwo procesów przenoszenia energii obliczone na tej podstawie jest mniejsze, zwłaszcza w przypadku wodoru, od wartości Otrzymanej droga doświadczalną. Prawdopodobieństwo przekazania energii w zderzeniach oraz. odpowiadający tym zderzeniom przekrój ’zMiny obliczają się w zupełnie inny sposób w mechanice falowej. Sto sUJąe te metody Belhe otrzymał następujące wzory: dW/ctc = r.ieiZnlmi>i.ln{2mvIW) 9 PRypadku niezbyt wielkich prędkości, tj. stałej wartości m oraz d W/dx fazWAn, mv* 1//i2#»«’s/ W ’“ In (1 pr L j, jeżeli bierzemy pod uwagę zmienność masy. W tych wzorach \V jest to średnia geometryczna energii wzbudzenia i jonizacji atomu 1 ). ’) Według j. I. Blacha należy w nawiasie dodać niektóre małe wyrazy, które znikają, j<“<’li v jesl dostatecznie wielkie. 216 Wzory te zdają sprawę w sposób zadowalający z absorpcji promieni a w wodorze, jeżeli kładziemy W15 ew. W gazach o większym Z zgodność z doświadczeniem jest również dosyć dobra, należy jednak dobrać wartość W w sposób empiryczny (Mano). e) Zasięg. Fluktuacje zasięgu i kierunku. Podane wzory, dotyczące utraty energii cząstek a, nie stosują się do końcowej części zasięgu i dlatego nie mogą być użyte jako podstawa do obliczania długości zasięgu; długość tę oceniamy w przybliżeniu drogą ekstrapolacji krzy wej przedstawiającej prędkość jako funkcję drogi przebytej w materii. Natomiast jest rzeczą możliwą ująć matematycznie zagadnienie fluktuacji zasięgu cząstek a, których prędkość początkowa jest dana. Bohr wyka zał, że źródłem fluktuacji zasięgu są tylko zderzenia cząstek a z elek tronami. Wzór dający wielkość fluktuacyj jest podany w 9 78 X ); ten wzór został sprawdzony doświadczalnie. Oprócz fluktuacyj zasięgu, wynikających z przypadkowości zderzeń, w których energia jest przekazywana elektronom, istnieją także fluk tuacje kierunku. Pomijając wielkie odchylenia oddzielnych cząstek, zdarzające się stosunkowo rzadko i będące następstwem bezpośredniego spotkania z jądrem, stwierdzamy, że wiązka początkowo dobrze określona rozszerza się wskutek sumowania się małych odchyleń w skomplikowa nym polu sił wywieranych przez jądro i elektrony w atomie. Zjawisko to nosi nazwę rozproszenia złożonego, jego wielkość wyraża się wzo rem analogicznym do prawa błędów: dy = dO/2%\*.e-W’ (Bothe), gdzie y jest to liczba cząstek, których kierunek końcowy tworzy z kie runkiem pierwotnym kąt zawarty między G i 0-f-c/6, dO kąt bryłowy odpowiadający przedziałowi (6, 0+ d6), X odchylenie prawdopodobne, proporcjonalne jak to wynika z teorii do Z]/nx(Z-liczba atomowa, n liczba atomów w jednostce objętości, xgrubość ekranu). Wzór ten stosuje się do ekranów, których grubość x jest dostatecznie mała, aby rozszerzenie wiązki nie było znaczne. W celu sprawdzenia teorii liczy się scyntylacje powstające na ekranie z siarczku cynku w różnych od ległościach od osi wiązki pierwotnej (II. Geiger). W przypadku pro mieni a RaC, przechodzących przez folię złotą grubości 4u., otrzymujemy X = 2, 9°; folia glinowa grubości 10JJ., posiadająca ten sam równoważ nik powietrzny, mianowicie 1, 5 cm, daje X = 0, 9°. Widzimy zatem, że ekrany pochłaniające w tym samym stopniu rozpraszają tym silniej, im większa jest liczba atomowa substancji, z której są zrobione. Porówny ’) F/amm wykazał, że w zagadnieniu fluktuacji można pominąć siły wewnątrzatomowe W istocie elektrony umieszczone w znacznej odległości od toru są zbyt liczne, aby powo dować fluktuacje zasięgu, jakkolwiek pobrana przez nie ilość energii wcale nie jest mała; fluktuacje pochodzą tylko od elektronów położonych w pobliżu toru, które możemy trak tować jako swobodne. wająć cząstki a różnej prędkości stwierdzamy, że kąt >. jest odwrotnie proporcjonalny do v-o f) Zdolność jonizacyjna. Jonizacja wytworzona bezpośrednio przez promienie ot (lub promienie P) może być obliczona w założeniu, że liczba r= 22 Er! I M’ Wi p’; a = EE’ (M +.1/’). c 2 MM’. Liczba elektronów uwolnionych na jednostce długości wynosi zatem -b 2 nnt, gdzie n jest to liczba atomów w jednostce objętości, ni-liczba e I e k t r o n ć w wat o m i e, k t ć r y c h P o t e n c ja ł j o n i z a c y j n y j e s t rów n y vvł:. P o n i e waż rozpatrujemy tu zderzenia cząstki a z elektronami, możemy zanie dbać M’ wobec.1 l, mamy przeto a = EE’j M’ v-o Kładąc E = 2E’=2e, M’ = „i znajdujemy, że pierwotna zdolność jonizacyjna równa się: q = 8%ne*lmv.1 nlVWt 1/2 mc 2 ).

Suma musi być rozciągnięta na wszystkie elektrony w atomie. 

Wartość q nie obejmuje jonizacji wtórnej, pochodzącej od uwolnio nych elektronów (promienie o, patrz 9 75), której znajomość jest po trzebna dla obliczenia jonizacji całkowitej O; (Bóbr, Fowler), liachunek wskazuje, że stosunek Qlq w wodorze, tlenie i powietrzu waha się od 2 do 4 w przypadku promieni % BaC w początkowej cząści zasięgu. Wartości Q obliczone teoretycznie zgadzają się z doświadczeniem tylko co do rzędu wielkości; odchylenia są dość znaczne. Mechanika kwantowa d aj e wyniki różniące się nieznacznie od wyni ków mechaniki klasycznej: we wzorach dotyczących zdolności joniza cyjnej podobnie jak i w zagadnieniu utraty energii mamy do czynienia ze współczynnikami, których wartości liczbowe nie są jeszcze zupełnie pewne. 9 78. Fluktuacja zasięgu. Zasięg cząstek a danej grupy jest dobrze określony (9 66), istnieją jednak małe wahania zasięgów indywidualnych; amplituda tych wartości osiąga w powietrzu 2 do 3 mm (tab!. VII i VIII). Zjawisko to nosi na zwę fluktuacji zasięgu (po angielsku «straggling»). 1 Według Bohra przybliżona wartość jest: i*he*lnu*. Lnl/n ttmv*IM )\Wi>; według Powiem wyraz len należy pomnożyć jeszcze przez 3/4. Stosując ten wzór do elektronów okreś lo nej g r u py z n aj d uje my, że zarówno Q. jak i q n aj p ie rw wzrastają wraz z V, p rze ro d z ą przez maximuin. a potem zmniejszają siq stopniowo, gdy >wzrasta nadal. Jako ściowo zgadza si<; to z doświadczeniem. 218 Stopniowe zmniejszanie się liczby cząstek należących do wiązki badano najpierw drogą liczenia scyntylacyj powstających na ekranie z siarczku cynku, umieszczonym prostopadle do równoległej wiązki, której źródłem jest bardzo cienka warstwa substancji aktywnej. Odda lając ekran od źródła stwierdzo no, że liczba cząstek pozostaje bez zmiany na stosunkowo znacznej czę ści zasięgu i zmniejsza się dopiero na końcowym odcinku długości około 1 c m, najpierw powoi i, póź niej zaś bardzo szybko. Doświad czenia wykonane za pomocą metody torów mgielkowych Wilsona (Irena Curie) prowadzą jednak do wnio sku, że te wyniki są częściowo za leżne od sposobu obserwacji, gdyż cząstki a, których pozostały zasięg jest mały, dają scyntylacje słabe i często niewidoczne. Fotografie podobne do tych, jakie widzimy na 7, 0 xcm. tablicach VII i V III, pozwalają mie rzyć długości promieni wychodzą cych z bardzo małego źródła i wpa dających do komory w postaci pła skiego wachlarza; odkładając dłu gości x liczone od źródła jako od cięte, liczby zaś N promieni o dłu gości większej niż.r jako rzędne, otrzymujemy krzywą, na której wi dać, że różnice między zasięga mi cząstek a ItaC nie przekraczają 3 mm ( rys. 1 1 4, II ). 3> O., n 1 X \1 . / I’ 4? 0.6 6.6 6.8 6.9 6.7 Rys. 11’ i. Rozkład zasięgów cząstek a RaC w powietrzu pod ciśnieniem nor malnym i w temperaturze 15“ (Irena Curie i A. Mercier). I-względna liczba promieni o długości zawartej między X i x +dx; o d c i ę t e war t o ś c i x; s k a I a r z ę d nych jest dobrana w ten sposób, że największa rzędna jest równa V\iz\ najbardziej prawdopodobny zasięg / jest równy 6, 87 cm. II-liczba promieni o długości większej od x; różnice mię dzy długościami oddzielnych promieni są.mniejsze od li mm. Względna liczba vdx cząstek, których długość zasięgu jest zawarta mię dzy x i x-\-dx, przechodzi przez maximum odpowiadające wartości x I,

. J\ i

y gdzie I jest to zasIęg najbardziej prawdopodobny; niechaj L będzie to odchylenie względne od tej wartości zasięgu; prawdopodobień stwo Pds odchylenia zawartego między e i s + de wyraża się wzorem: Pde = e-J\lp’ dtlp}/!:. p jest to parametr charakteryzujący jednoznacznie jednorodną grupę cząstek a oraz naturę gazu, w którym te cząstki się rozchodzą; p jest niezależne od gęstości, natomiast I jest odwrotnie proporcjonalne do gęstości. Długość I jest nieco mniejsza od długości zasięgu ekstrapolo wancgo na podstawie krzywej Bragga. Z wzoru wynika, że średnie od chylenie względne i równa się zeru, średnie odchylenie kwadratowe względne j/s* równa się p/j/2; krzywa rozkładu długości jest zatem tym bardziej zwężona, im p jest mniejsze. Prawo rozkładu zasięgów zostało sprawdzone doświadczalnie najpierw w przypadku promieni a. polonu (tab I. VIII, fig. 1), następnie zaś w kilku innych przypadkach; najlepsze wyniki otrzymano z promieniami — z HaA i RaC, użytych w postaci warstwy niezmiernie cienkiej i nie wywiera j ą c ej ż ad n ej a b s o r p c j i ( T a b I. V III, f i g. 2). O t r z y m a n o?““,.. = 1, 1. 1 0“ 2 PROA = 1, 25. 1 O w d o b rej z g o d n o ś c i z war t o ś c i a m i t e o r e t y c z n y m i. Dla przykład u podamy, że 9 0« I iczby cząstek a Ha/“ posiada zasięgi w powietrzu w temperaturze 15° i pod ciśnieniem normalnym, różniące się między sobą o mniej niż 1, 8wf«; w przypadku RaA te rozbieżności są mniejsze i w analogicznych warunkach sięgają tylko 1, 1 mm. Rozkład długości zasięgów HaC jest przedstawiony na rys. 114, I. Ponieważ fluktuacje zasięgów są stosunkowo nieznaczne, przeto zdol ność jonizacyjna pojedynczej cząstki, traktowana jako tunkcja przebytej drogi, może być przedstawiona dosyć dokładnie za pomocą krzywej jo nizacji otrzymanej z. wiązką równoległą. 9 79. Rozproszenie cząstek a. Zderzenia wyjątkowe. Wyznaczanie ładunków jąder atomowych. Wysmukła wiązka promieni a wychodzących ze źródła.V przechodzi przez cienki ekran L bez dostrzegalnej zmiany kierunku (rys. 115) i pada na ekran f. ’z siarczku cynku w punkcie f». Na ekranie dostrzegamy jednak scyntylacje pochodzące od promieni skośnych, np. od promie nia OM tworzącego kąt O z wiązką pierwotną. Liczba cząstek rozproszo nych w ten sposób jest tym mniejsza, im kąt 6 jest większy; jeżeli jednak folia L jest wyrobiona z ciężkiego metalu, to można widzieć scyntylacje świadczące o tym, że kąt rozproszenia osiąga, a nawet przekracza 90°. W tym ostatnim przypadku cząstki a są odrzucane w kierunku wstecznym, toteż ekran ZnS musi być umieszczony w p o ł o ż e n i u E’. Te wielkie odchylenia, zauważone po raz pierwszy przez Geigera i Marsdena, znalazły interpretację teore tyczną w hipotezie f.:. Rutherforda, zgodnie z którą wiel kie odchylenia mogą być następstwem jednego zderzenia cząstki a z atomem. Jest to możliwe, jeżeli atom posiada 1’ewna określoną budowę, mianowicie składa się z dodatnio naładowa nego ją d r a oraz z elektronów rozmieszczonych dookoła jądra. W nor malnym stanie atomu suma ładunków wszystkich elektronów równa się liczbowo ładunkowi jądra. Rozmiary jądra są bardzo małe wobec roz miarów układu elektronowego, masa zaś jądra jest skupiona prawie całkowicie w jądrze, ponieważ masa elektronu jest niezmiernie mała w porównaniu z masą atomu. Atom posiada przeto budowę, w której jest znacznie więcej pustej przestrzeni niż pełnej, podobnie jak w ukła dzie planetarnym; zarówno masa jak i ładunek elektryczny zajmują ele E’ Rys. 115. menty tego obszaru znikomo małe wobec rozmiarów całości. Wspomi naliśmy poprzednio, w jaki sposób ta koncepcja atomu została rozwinięta przez Bohra (9 34). Gząstka a doznaje wielkiego odchylenia, jeżeli przebiega przez atom w bardzo małej odległości od jądra; mamy wówczas prawie wyłącznie do czynienia z siłami wywieranymi przez jądro; odchylenie może być obliczone na podstawie praw odpychania elektrostatycznego (9 77). Praw dopodobieństwo takiego przejścia jest niewielkie i dlatego zderzenia prowadzące do wielkich odchyleń nazywamy zderzeniami wyjątko w y m i. Jak to widzieliśmy poprzednio, kąt 9 między końcowym i pier wotnym kierunkiem cząstki a wyraża się wzorem:

1. (9/2)

= EE’/bLiM = 2Ze 2 jbvM, jeżeli wolno zaniedbać ruch udzielony jądru. E i M są to ładunek i masa cząstki a, v-jej prędkość początkowa, b-parametr zderzenia, E adunek jądra, e--ładunek elementarny, Z-liczba atomowa. Jeżeli cienka równole gła wiązka cząstek a przechodzi przez warstewkę materii prostopadłą do kierunku wiązki i zawierającą n atomów w jednostce objętości, to prawdopodobieństwo p odchylenia o kąt większy od 9 wynosi r.b 2 nl: mamy zatem: p = kz.nl Zr eljMI v 4 tgr, } (9/2). Na podstawie tego wzoru można wyliczyć prawdopodobieństwo od chylenia o kąt zawarty między 9 i 9 + 1\9 lub, co na jedno wychodzi, względną liczbę cząstek rozproszonych w tym kierunku. Doświadczenia podjęte w celu porównania teorii z doświadczeniem polegały na liczeniu scyntylacyj wytworzonych na ekranie z siarczku cynkuj umieszczonym w różnych odległościach od osi cienkiej wiązki cząstek a. Zgodność była zupełnie zadowalająca w przypadku wszyst kich jąder, których pęd uzyskany w zderzeniu jest nieznaczny. Odchyle nia były badane w granicach między 9 = 5° i 9 = 150°. Dla przykładu podamy, że względna liczba cząstek a liaC, odchylonych o kąt większy od prostego po przejściu przez folie złotą grubości 1 u., wynosi około 3.108. Ta zgodność teorii z doświadczeniem dowodzi, że prawo Coulomba wystarcza do opisania zderzeń między cząstką a i ciężkim jądrem, zde rzeń, w których cząstka a zbliża się do jądra na niezmiernie małą odle głość, wynoszącą około 7.1 012 rw. Dokładne zbadanie rozkładu przestrzennego cząstek et, rozproszonych przez cienkie folie metalowe, stało się podstawą doświadczalnej metody wyznaczania ładunku jądrowego Ze (J. Chadwick). W ten sposób zna leziono, że ładunek jądra miedzi wynosi 2ge, jądra srebra 47e, jądra platyny 78e w zu pełnej zgodności z teorią, wedł u g kté rej ład u n ek jądra równa się iloczynowi ładunku elementarnego e przez liczbę atomową Z, tj. przez numer kolejny danego pierwiastka w układzie periodyczny ni. Wzory dotyczące rozpraszania cząstek a w pojedynczych zderzeniach z lekkimi jądrami różnią się nieco od wzorów poprzednich, ponieważ ruch lekkiego jądra po zderzeniu nic może być zaniedbany. Również i w lej dziedzinie teoria zderzeń wyjątkowych potwierdza sic w wielu przypadkach, musi być jednak uzupełniona rozważaniami innego ro dzaju (980). 9 80. Cząstki wodorowe i odskok lekkich atomów. Jeżeli cząstka a biegnie w pobliżu jądra lekkiego atomu, mamy po dobnie jak w spotkaniu z ciężkim atomem do czynienia ze zderzeniem w y ją t k o w y m, zależnym tylko od sił wywieranych przez jądro, je dnakże ruch udzielony jądru musi być wzięty pod uwagę. Kierunki obu torów tworzą ramiona wideł; kąty 6 i 6’ między tymi ramionami i kie runkiem pierwotnym mogą być obliczone, jeżeli parametr b jest znany (9 77) i j eżel i można założyć, że obie cząstki odpychają się zgodnie z prawem Coulomba. Istnieją jednak wzory niezależne od rodzaju sił czynnych, wyrażające niektóre zależności między prędkościami, masami i kątami i stosujące się do każdego zderzenia sprężystego, tj. takiego, w którym całkowita energia kinetyczna oraz pęd zachowują wartość niezmienną (patrz.9 77, układy wzorów (3), (4)). Za pomocą jednego z wzorów (3), np. tg(8 + W)/tgW = (1 + MiM)/(1 MiM), można obliczyć stosunek MiM, jeżeli kąty 6 i 6’ zostały zmierzone. Przypominamy, że jeżeli M’<M (zderzenie z jądrem wodoru), kąt 8 + 6’ między ramionami wideł jest ostry, 8 zaś jest mniejsze od 14, 5°; jeżeli M’ = M, kąt (8 + 8’) jest prosty (zderzenie z jądrem helu), wreszcie kąt ten jest rozwarty, jeżel i M’> M, tj. M’ jest to masa jąd ra dowol nego atom u, różnego od wodoru lub helu 1 ). -Metoda rozprężeń Wilsona pozwala bezpośrednio obserwować wspom niane rozwidlenia powstające w gazach; otrzymane zdjęcia pokazują, że po zderzeniu obie cząstki posiadają dobrze określone zasięgi oraz tory w przybliżeniu prostoliniowe. Widły muszą być fotografowane w dwóch odpowiednio dobranych płaszczyznach i dopiero na podstawie dwóch takich zdjęć można obliczyć kąty O i 8’, oraz kąt między ramionami wi deł. W ten sposób zbadano odskok jąder. wodoru, helu, azotu, tlenu i argonu. Otrzymane wyniki są zgodne z prawami zderzeń sprężystych (Iilackett, F. Perrin i Auger). Zasięg cząstki a po. zderzen i u jest ty m krótszy od zasięg u, kté ry cząstka zdołałaby przebiec bez zderzenia, im strata energii jest więk sza; zasięg uderzonego jądra jest tym większy, im prędkość początkowa cząstki jest większa. Jeżeli prędkości są znaczne, zasięgi w powietrzu są proporcjonalne do sześcianu prędkości, natomiast w przedziale ma ’) Oraz deuteriuni (L. W.) 221 222 łych prędkości zasięg jest w pierwszym przybliżeniu proporcjonalny do prędkości. Zgodnie z wzorem (4) prędkości c i c’ po zderzeniu są: c’lc o = 2jfccos O’/(G 1/ + Al’); clc o = (M cos O + JM.M s i n 2 8)1 Af +.1 l’. Widzi my, że zasięg jąder określonego rodzaju ma postać R’ = = R//(cos O’), gdzie R/ jest to największy zasięg, jaki jądro może uzyskać w zderzeniu centralnym z cząstką daiiej prędkości, I“(cos 6’) zaś jest to wzrastająca funkcja cos O’. Jeżeli 6’ = JC/2, mamy c’ = O, l?’ = O, jeżeli zatem jądro jest odrzucone pod kątem zbliżonym do kąta prostego, to widły są niewidoczne, dostrzega-się tylko załamanie toru cząstki a, której całkowity zasięg nie różni się dostrzegalnie od normalnego. Na tablicy XII widzimy zdjęcia rozwidleń otrzymanych w zderze niach cząstek a z jądrami wodoru (fig. 1). To ostatnie zdjęcie jest po kazane w dwóch płaszczyznach, co pozwala wyliczyć kąty: O = 76’G', O’ = 45 °12\ O + O’ = 121 °18’, c’lc o = 0.28, clc o = 0, 82»). Ponieważ rozwidlenia powstają najczęściej w pobliżu końca zasięgu cząstek a, przeto wartości R i R’ są na ogół niewielkie 2 ). Na ogół R’ < R, ponieważ prędkość udzielona jądru jest najczęscleJ niniejsza od końcowej prędkości cząstki a i może być większa od tej ostatniej tylko w przypadku zderzeń z jądrem wodoru (lub deuterium). Teoria przenikania naładowanych cząstek przez materię jest jeszcze da leka od doskonałości, toteż nie posiadamy zadowalających sposobów teoretycznego obliczania zasięgów, a sprawa komplikuje się jeszcze wskutek tego, że odrzucone jądra tlenu lub argonu najprawdopodobniej są tylko częściowo pozbawione należącego do nich zespołu elektronów. Natomiast w wodorze mamy niewątpliwie do czynienia z protonami. Dla porównania doświadczeń z obliczeniami opartymi na prawie Coulomba jest rzeczą konieczną oznaczyć względną liczbę zderzeń, kté rych następstwem jest odchylenie cząstki a o dany kąt O, oraz odskok lekkiego jądra w kierunku tworzącym dany kąt O’ z początkowym ki e ru n ki e m cząstki a. W istocie ta I iczba zależy od parametru b (Jj 77), który obliczamy na podstawie znajomości kątów O i O’ w założeniu, że prawo sił jest dane. Badanie cząstek wodorowych przyczyniło się do wyjaśnienia tego zagadnienia. Cząstki II. Spośród «promieni» korpuskularnych, powstających wsku tek zderzeń cząstek a z lekkimi atomami, najlepiej zostały zbadane pro mienie wytwarzane w wodorze, ponieważ ich zasięgi są największe. Są to atomy wodoru pozbawione elektronu, czyli protony; zazwyczaj ozna ’) To rozwidlenie odpowiada w przybliżeniu przypadkowi przedstawionemu na wy kresie rys. 112. 2) W celu łatwiejszego obserwowania zasięgów jąder O, N \ A komorę rozprężeń należy napełnić mieszaniną jednego z tych gazów z wodorem, w którym wszystkie za sięgi są znacznie dłuższe. TA ULICA XII. aj--cząstka 0(; my Henace — atom ods koku. Fig. I. Fig. 2. oBcd — oto 7hN w czarny je symbolem II. Igodnie z podanym poprzednio wzorem naJ większa prędkość cząstki II wynosi (str. 210. (4)) c’ = I, C>i’o. Zagadnienie zasięgu protonów jest stosunkowo łatwe; można dowieść, że zasięgi protonów i cząstek — I. mających jednakową prędkość. powinn\ hyc w da „vm gazie w przybliżeniu jednakowe. Jeżeli zasięg jest proporcjonalny do tI>, u, najszybsze cząstki II. których kąt O’ = O, powinny posiadać za SIQg ’» razy dłuższy od zasięgu odpowiadając)di im cząstek a; biorąc ogólnie, li’ = W O COS S 6’, gdzie O’ jest to kąt między kie runkiem prędkości cząstki II i kierunkiem początkowym czą stki a 1 ). Jeżel i kąt 9’ jest m n iejszy od 50°, zasięg cząstki II jest większy od zasięgu cząstki a, Rys. 116. która dala początek cząstce II. W celu obserwowania cząstek II posługiwano się dawniej własnością, która, te cząstki posiadają na równi I cząstkami — I. a mianowicie zdol nością wytwarzania scyntylacyj na ekranie z siarczku cynku. Jedno I urządzeń opartych na tej zasadzie jest przedstawione na rys. 116. Źródło.V jest to silny preparat Ha C, ThC lub Po, złożony na ma łym krążku, który może być przesuwany w rurze T. zawierającej wodór pod odpowiednio dobranym ciśnieniem. Podstawa rury posiada otwór zamknięty cienką folią metalową l. “ zatrzymującą cząstki a, lecz prze puszczającą cząstki II dużego zasięgu, powstające w wodorze wskutek zderzeń z cząstkami t wychodzącymi ze źródła. Mikroskop.1 I służy do obserwowania scvntvlacvj na ekranie z siarczku cynku E. W celu zbadania przenikliwości“ cząstek II umieszcza si<; dodatkowe ekrany pomiędzy oknem I-’i ekranem E. Jeżeli źródło wysyła promienie O/o i f, aparat należy umieścić w silnym polu magnetycznym, które usuwa promienie j3 powodujące równomierną jasność ekranu. Ponieważ pro mienie 7 nie są odchylone, przeto jest rzeczą korzystną używać Po jako źródła promieni; promienie a I’“ posiadają wprawdzie niniejszą prędkość niż promienie RaC lub T/tC, a\c promieniowanie p i r jest znikomo male. Zamiast wodoru można używać jako źródła cząstek II jakiejkolwiek substancji obfitującej w wodór. np. parafiny. W tym przypadku umie szcza się najczęściej cieniutką warstewkę parafiny wprost na źródle. Rurkę T można opróżnić lub też wprowadzać do niej różne gazy pochła niające promieniowanie; warunki geometryczne są w tej metodzie lepiej określone niż w poprzedniej. ’) W rzeczywistości związek pomiędzy K’ i >“. a zatem również między R’ i O’ jest bardziej skomplikowany. W Przypisach znajduje się tablica prędkości i zasięgów obli czonych na podstawie teorii Iio./hcgo. 224 Pomimo trudności wynikających z tego, że prędkości cząstek II nic są jednakowe, zdołano dowieść, że cząstki te są pochłaniane zgodnie z pra wami bardzo podobnymi do praw absorpcji cząstek a. W szczególności ekrany równoważne pod względem absorpcji cząstek a pochłaniają rów nież cząstki II w jednakowym stopniu. Zgodnie z przewidywaniami teoretycznymi stosunek zasięgu najszybszych cząstek II do zasięgu czą stek a, które są ich źródłem, jest zbliżony do 4 w powietrzu i w wodorze. Tak np. pro m i e n i o m a Haf’, posiadającym zasięg“ w powi etrz u, od powiadają cząstki II. których największy zasięg w powietrzu jest zbli żony do 30 cm, w wodorze zaś do 120 cm, gdy tymczasem zasiąg czą stek a RaC w wodorze wynosi 32 cm. Podobnie promieniom « Po od powiadają cząstki II, kté rych największy zasiąg w powietrzu jest zbl i żony do 1 6 cm. Scyntylacje wytworzone przez, cząstki II są słabsze niż scyntylacje pochodzące od cząstek a, ponieważ nawet najszybsze cząstki II unoszą zaledwie 64$ energii cząstki a. Inna metoda obserwowania cząstek II polega na wytwarzaniu torów ingiełkowych; mówiliśmy już poprzednio o zastosowaniu tej metody do badania rozwidleń. Metoda ta pozwala również badać rozkład długości zasiągów cząstek I l; oczywiście może to dotyczyć tylko cząstek, których zasięg jest dłuższy od zasięgu czynnych w tym procesie cząstek a. Tablica X III, fig. 5 przedstawia zdjęcie wiązki cząstek II wychodzą cych z cienkiej warstwy celofanu, bombardowanej przez promienie a wysyłane przez bardzo mały preparat polonu; promienie a są absor bowane w celofanie, natomiast wytworzone cząstki II przechodzą przez ekran i przenikają do komory rozprężeń. Istnieje wreszcie metoda oparta na zdolności jonizacyjnej cząstek II i polegająca na liczeniu tych cząstek za pomocą licznika igłowego (9 72), podobnie jak to się czyni w przypadku cząstek a. Znaleziono, że zdolność jonizacyjna cząstek II jest w przybliżeniu cztery razy mniejsza niż zdolność jonizacyjna cząstek a posiadających tą samą prędkość (B/au i liana). Promienie II są odchylane w polu magnetycznym i w polu elektrycz nym w sposób zupełnie analogiczny do promieni a (9 69). Jeżeli odchyle nia z i y są małe, można przyjąć, że z jest proporcjonalne do EjM’A, y zaś do EjMW. Stosunek E/M’ protonu jest dwa razy większy od stosunku E/M cząstki a; jeżeli zatem prędkości są jednakowe, wartości z i y. powinny być dwa razy większe dla cząstek II. Ponieważ, największa wartość S/v o wynosi 1, 6, przeto odpowiadające tej największej prędkości wartości z i y wynoszą 1, 25z a i 0, 78Ya’ gdzie Za i Ya są to wartości otrzymywane z cząstkami a. Te wnioski zostały sprawdzone doświadczal nie w sposób przybliżony za pomocą metody scyntylacyj; używano wiązek promieni II, ograniczonych za pomocą odpowiednich diafragm i obser wowano przesuwanie się pasma scyntylacyj pod wpływem pola. Na pod f i g. 1. Fig. 2. Fig. 3. f i g. 4. Fig. 5. TABLICA XIII. Fig. 5. Zderzenia sprężyste cząstek a z jądrami. Zderzenie cząstki a z atomem wodoru. Odskok protonu (tor cienki) (Blackett i I.ees). Zderzenie z jądrem azotu. Odbita cząstka o tworzy kąt 142 0 z kierunkiem pierwot n y m (Blackett iLees). Zderzenie z jądrem argouu; widoczny krótki tor odskoku (Blackett iLees). Zderzenie z jądrem tlenu. Fotografia w dwóch płaszczyznach (Blackett). Naturalne cząstki l/powstające w przejściu cząstek a przez celofan (5, Gorodetzky).

-.-ra’1 Fig. 2. TABLICA XIV. stawie tych doświadczeń znaleziono, że wartość E/M’ jest zbliżona do 10 3 j.em, największa zaś wartość t>’ jest zbliżona do 1, 6 c (Rutherford). Ponadto zdołano zidentyfikować cząstki II jako protony za pomocą me tody podobnej do metody spektrografii mas (Stetter). Cząstki II mogą doznawać zderzeń wyjątkowych z jądrami atomo wymi. Na tablicy XIV widzimy zdjęcia torów cząstek II, otrzymanych za pomocą metody rozprężeń. Jeden z tych torów jest załamany, drugi zas zakończony rozwidleniem; jest rzeczą prawdopodobną, że w obu przypadkach mamy do czynienia ze zderzeniem między cząstką II i ją drem azotu lub tlenu. 9 81. Anormalne rozproszenie cząstek a. Doniosłe wyniki otrzymano w doświadczeniach dotyczących rozkładu kątowego cząstek II. Jak wiemy, prawdopodobieństwo, że przedłu żenie początkowego toru cząstki c. leży w mniejszej niż b odległości od jądra, równa się %b 2 nl w przypadku, gdy promienie przechodzą przez bardzo cienką warstwę grubości l, zawierającą n jąder w jed nostce objętości. Każdemu zderzeniu spełniającemu ten warunek od powiada cząstka II odchylona o kąt niniejszy od kąta 8’, którego zależ ność od parametru b jest dana na podstawie prawa Coulomba (patrz 9 77) jako co 16’ = EE’{M + M’)/b P» MM’. W szystki e te cząstki I I posiadają zasięg większy n iż R’ = R:f(f)’), gdzie R: jest to zasięg maksymalny. Na tej podstawie wyliczamy, że liczba q cząstek II, posiadających zasięg.większy od R’ i wytworzonych przez O cząstek a przechodzą cych z prędkością c przez lem wodoru w normalnych warunkach ciśnienia i temperatury, wynosi: q)O = AT tg 2 6’, gdzie K = 4x«e 4 (M + M’)2/ c 4 MMe. Kładąc n = 2, 7.10 19; e = 4, 77.1 O“I°j.es, mienie a RaC), J I = 6, 60.1024 g,

1. =1, 46.10-«.

Doświadczenie polega na tym, że liczymy cie bryłowym doi i w kierunku 6’, posiadające Teoria daje w tym przypadku: qlO = 4 nie 4 (M + Mtd(o/04AfM’* cos 3 O’. o = 1, 92, 10° cmlsek (pro M=i, mAO-2*g, znajdujemy cząstki II wysłane w ką zasięg odpowiadający 6’. Doświadczenie daje wyniki niezgodne z teorią (Rutherford, Chadwick i Bieler). Jeżeli liczymy za pomocą metody scyntylacyj cząstki II, wy syłane przez cienką warstwę parafiny w kierunku tworzącym kąt za warty między 20° i 30° z cząstkami a padającymi na ekran, znajdujemy, że stosunek q/O, należący do pewnego kąta 6’, posiada wartość w przy bliżeniu teoretyczną w przypadku, gdy promienie a posiadają zasięg wy M. Curie-Śkłodowska. Promieniotwórczość. 15 225 noszący tyl ko 2 cm; jeżel i jednak cząstki a mają większą prędkość, sto sunek ten jest większy od teoretycznego, odchylenie zaś od teorii jest tym większe, im prędkość jest większa. Tak np. liczba cząstek II ob serwowanych w kierunku 6’=30 ° i wytworzonych przez cząstki a o za sięgu R ue 2, 9 cm jest cztery razy większa od liczby teoretycznej, cząstki zaś o zasięgu R = 6, 6 cm wytwarzają 30 razy więcej cząstek biegnących w kierunku 0’=30 ° niżby to wynikało z podanego wzoru. Jeż e I i R = 8, 2 cm, t o w k i e r u n k u O ’ = 3 O ° z n a j d u j e m y 1 O Oraz y w i ę c ej cząstek I I niż lego chce teoria. Ponieważ cząstka a biegnąca po torze, którego parametr l; jest dany, tym bardziej zbliża się do jądra wodoru, im jej prędkość początkowa jest większa, przeto Rutherford założył, że prawo Coulomba prze staje się stosować, gdy odległość między cząstkami jest dostatecznie mała. Skoro rozkład prędkich cząstek II w zależności od kąta 6’ jest niezgodny z teorią, to ta sama niezgodność musi dotyczyć również ką towego rozkładu cząstek a rozproszonych w zderzeniach. To rozprosze nie, nie dające się obliczyć na podstawie prawa Coulomba, otrzymało nazwą rozproszenia anormalnego. Anormalne rozproszenie cząstek a zostało zaobserwowane nie tylko w wodorze, ale również w helu, a nawet w glinie lub magnezie; w tych dwóch ostatnich przypadkach bada się rozproszenie cząstek a, przecho dzących przez cienką warstwę glinu lub magnezu. Liczba cząstek roz proszonych jest większa od liczby teoretycznej, jeżeli kąt rozproszenia oraz prędkość są zawarte w pewnych określonych granicach; w innych przedziałach prędkości i kątów rozproszenia liczba ta jest mniejsza od teoretycznej. W przypadku Al stosunek liczby cząstek a, posiadających małą prędkość i rozproszonych pod kątem O = 135°, do liczby teoretycz nej jest równy 1, staje się mniejszy od 1, gdy prędkość wzrasta, na stępnie przechodzi przez minimum, po czym znowu wzrasta. We wszyst kich przypadkach mamy do czynienia z rozproszeniem normalnym, jeżeli na podstawie prawa Coulomba możemy wnosić, że cząstka a nie zbliża się zbytnio do jądra, np. jeżeli w przypadku glinu najmniejsza odle g łoś ć o d j ą d r a w y n o s i c o n a j m n i ej 1 3. 1 O“ *, cm. W celu wyjaśnienia tych zjawisk jest rzeczą niezbędną wziąć pod uwagą budowę jądra. Jeżeli dwa jądra znajdują się bardzo blisko sie bie, to ich wzajemne działanie nie może być opisane jako odpychanie się dwóch ładunków punktowych według prawa Coulomba. Możemy scharakteryzować odstępstwo od prawa Coulomba dodając do zwykłego wyrazu siły odpychającej wyraz przedstawiający przyciąganie, pojawiający się wtedy, gdy r jest bardzo małe, i odwrotnie proporcjo nal ny do r“, gdzie n>2. Wy raz tego rodzaj u otrzy m uj e m y zakładając, że jądro może być spolaryzowane w polu elektrycznym, wytworzonym przez cząstkę a zgodnie z prawem Coulomba (Oebye i lIardmeier). Stosując metody mechaniki falowej, otrzymujemy wynik podobny do klasycznego: mianowIcie w granicach stosowalności prawa Coulomba rozproszenie powinno być normalne (Mott). Musimy zatem założyć, że w bliskości jądra panuje pole różne od pola Coulomba, np. zgodne z krzywą energii potencjalnej podaną przez Gamowa (9 114 i 115). Za łożenia tego rodzaju pozwalają wytłumaczyć rozproszenie anormalne na gruncie mechaniki falowej. Widzimy zatem, że w przypadku lekkich atomów cząstka a może po dejść tak blisko do jądra, że obserwowane zjawiska stają się zależne od rozmiarów i odległości obu cząstek; odległości są wówczas rzędu 4. 1 O 1 3 cm. N a t o m i a s t w p r z y p a d kuj ą d e r m i e d z i, s r e b r a i z ł o t a r o z proszenie cząstek a pozostaje normalne, gdy najmniejsza odległość od t y c h j ą d e r w y n o s i o d p o w i e d n i o 1, 2. i 012 cm, 2. 1 O 1 2 C m oraz 3, 1. 1 01 2 cm; rozmiary tych jąder muszą być przeto mniejsze od tych wartości. ROZDZIAŁ XIV PROMIENIE 9 82. Badanie promieni, -. za pomocą metody absorpcji. Współczynnik absorpcji. Grupy. Promienie j3 ciał promieniotwórczych są tej samej natury co promie nie katodowe; materia, przez którą przechodzą, działa na nie w sposób analogiczny. Absorpcja tych promieni jest przeto zjawiskiem bard/o złożonym. W dawniejszych pracach, mających na celu scharakteryzo wanie promieni j3 różnych radiopierwiastków, po sługiwano się tylko badaniem całkowitej absorpcji, zdefiniowanej podobnie jak absorpcja promieni katodowych; sposób ten jest jeszcze obecnie często używany w przypadku, gdy chodzi o roz poznanie radiopierwiastków. Najprostsza i najczulsza metoda badania absorpcji promieni (3 polega na wytwarzaniu prą du jonowego w komorze, do której przenikają te promienie bezpośrednio lub poprzez ekrany po chłaniające. Pomiar ten bywa najczęściej do konywany w powietrzu pod ciśnieniem atmosfe rycznym, w tzw. komorze jonizacyjnej «do pro mieni przenikliwych)) (B, rys. 117). Promienie, wy chodzące z płaskiej warstwy substancji promie niotwórczej, przenikają do komory poprzez folię glinową, umieszczoną na dnie komory; pomiędzy źródłem i komorą można umieszczać ekrany po chłaniające E. Zamiast komory można używać elektroskopu, którego jedna ze ścian pochłania promienie fi w bardzo słabym stopniu. Jeżeli źródło wysyła promienie a, ścianka ta musi posiadać dostateczną grubość, aby te promienie zostały całkowicie pochłonięte. -o tutm Rys. 117. Jeżeli chodzi o otrzymanie możliwie największego efektu, jest rzeczą wskazaną umieszczać źródło blisko komory zostawiając tylko niewielki odstęp, konieczny dla umieszczania ekranów. Promienie wchodzące do komory nie są zatem równoległe: jest to wiązka promieni, których kie runki wahają się w szerokich granicach. Przyrządy tego typu dają analo giczne krzywe absorpcji, nawet jeżeli ich rozmiary są różne. Zjawisko to tłumaczymy rozproszeniem promieni [i w ekranach, rozproszeniem, które odbywa sic; w sposób podobny do rozproszenia promieni katodo wych (patrz 9 16). Wiązka pierwotnie równoległa, przechodząca przez materię, ulega szybko rozproszeniu i zamienia się w rozproszone pro mieniowanie, utworzone z promieni biegnących we wszystkich możli wych kierunkach, zarówno ku przodowi jak i w kierunku wstecznym względem wiązki pierwotnej. W zwykłych warunkach doświadczalnych, np. w opisanym poprzednio urządzeniu, mamy, w przybliżeniu, do czynie nia ze stanem zupełnego rozproszenia. Podobnie jak w przypadku promieni katodowych (patrz 9 16) możemy zdefiniować współczynnik absorpcji całkowitej JJ. i masowy współczyn n i k absorpcj i \>./p w następujący sposób: / = / o e 1\ = /oe-I“»/p*, .gdzie /“ jest to natężenie początkowe, / natężenie zmierzone po przej ściu przez ekran o grubości.z, p gęstość materii pochłaniającej, m/s masa powierzchniowa ekranu. Grubość ekranu L potrzebna do tego, aby natężenie / zmniejszyło się do połowy, wynosi L = i«2/[Ł = 0, 693/p.. Jeżeli źrć dło wysyła oprócz promieni j5 również p r o m i e n i e f, j o n i z a c j a w y t w o r z o n a p r z e z te ostatnie jest stosunkowo niewielka, toteż obecność promieni 7 ujawnia się dopiero wtedy, gdy promieniowanie pier wotne, po przejściu przez odpowiednie ekrany? zostało osłabione do małego ułam ka wartości początkowej; to pozo stałe promieniowanie składa się z pro mieni znacznie przenikliwszych od pro mieni p (rys. 118). W tym przypadku należy uwzględnić poprawkę polegającą na tym, że od zmierzonego prądu jo nowego odejmuje się ekstrapolowany prąd jonowy, pochodzący od promieni f. Za pomocą aparatury tego typu co na rys. 117 znajdujemy, że promieniowanie j3 niektórych radiopierwiastków jest pochłaniane zgodnie z prostym pra wem wykładniczym, stosującym się w szerokich granicach natężenia, np. aż do zmniejszenia w stosunku 100: 1. W ten sposób są po c h ł a n i a n e n p. p r o m i e n i e p RaE, k t ć r y c h w s pół c z y n n i k a b s o r p c j i c a ł 1 L031 100-2, 0 1.6 1.2 0, 8 5. 2, 5-0.4 o Grubość ekranu *v Cm Rys. 118. Absorpcja promieni 1\ i Y cienkościennej rurki zawierającej radon. Ekrany z miedzi. kowitej w glinie u. = 45 cm-u, o./p = 16, 9 cnig““. Prawo absorpcji promieni [3 uranu X w glinie może być przedstawione za pomocą sumy dwóch funkcyj wykładniczych z bardzo różnymi współczynnikami, o., = 18 cm1 i j G2 = 460 cm1; co więcej, zdołano dowieść, że prom ie niowanie to składa się istotnie z dwóch składników różnego pochodze nia: składnik mniej przenikliwy (JJ. 2 = 460) jest wysyłany przez UJ(, bardziej przenikliwa zaś, (n, x = 18), przez krótkotrwały pierwiastek po chodny UX towarzyszący UJ(. Tak więc w przytoczonych przypadkach dany radiopierwiastek wysyła promieniowanie (3, charakteryzujące się określonym współczynnikiem absorpcji; w przypadku innych radiopier wiastków (RaB, RaC) jest rzeczą konieczną założyć, że promieniowanie składa się z dwóch albo trzech składników, z których każdy posiada określony współczynnik absorpcji. Składniki promieniowania j3 pochła niane zgodnie z prawem wykładniczym charakteryzują radiopierwiastki, od których pochodzą; istnieje tu pewna analogia do możliwości rozpo znawania pierwiastka na podstawie zasięgu wysyłanych cząstek a. Ta analogia jest jednak bardzo niedokładna. W istocie cząstki a należące do tej samej grupy posiadają prędkości dokładnie jednakowe, ich widmo magnetyczne zaś jest utworzone z jednego lub kilku prążków. Nato miast promienie j3, należące do grupy określonej na podstawie absorpcji wykładniczej, nie są jednorodne pod względem prędkości; analiza pro mieniowania za pomocą odchylenia magnetycznego wykazuje, że każdej grupie odpowiada nie prążek, lecz szerokie pasmo (9 84) zbudowane w ten sposób, że średnia prędkość jest tym większa, im współczynnik absorpcji jest mniejszy. Zgodnie z dzisiejszymi poglądami teoretycznymi wykładnicze prawo pochłaniania naturalnej. grupy promieniowania [3 nie posiada określo nego znaczenia. Jak się zdaje, mechanizm absorpcji jest wynikiem współ działania wielu czynników, z których najważniejsze są to: początkowy rozkład prędkości i przebieg rozproszenia w materii. Współczynniki absorpcji w glinie naturalnych grup promieni [3 radio pierwiastków są zestawione w poniższej tabli cy 1). u. w c n i1 u. w cm-1 jx w cmi I i w cm-l UX, 460 Ra 312 Pa 126 MThi O UX 2 18 RaB 890; 80; 13 Ac MThl 40 do 20 Uy około 300 Ra{C+C) 50; 13. RAc 175 RTh 420 RaD 5500 AcB 1000 ThB 153 RaE 45, 5 Ac{C+C ’) 29 Th(C+C )21, 6;14, 4 ) Podane liczby są zgodne z tablicą stałych promieniotwórczych 1930 r. Wśród radiopierwiastków znajdujemy zatem składniki promieniowa nia p, których przenikliwość waha się w bardzo szerokich granicach; natę żenie składników najmniej przenikliwych spada, praktycznie biorąc, do ze ra po przejściu przez ekran, którego grubość wynosi zaledwie 0, 1 mm, nato miast dla otrzymania tego samego wyniku ze składnikami najbardziej przenikliwymi potrzebna jest grubość rzędu kilku milime trów. Przemianie aktynu oraz mezotoru 1 towarzyszy emi sja elektronu jądrowego, wszelako nie udało się dotąd wykryć promieniowania j3 od powiadającego tej przemia nie, zapewne dlatego, że jego przenikliwość jest zbyt mała. Na rys. 119 jest przed stawiona w glinie absorpcja kilku grup promieni p. Lenard wykazał, że współ c z y n n i k u./p p r o m i e n i k at 0 dowych zmienia się nieznacz nie wraz z gęstością p ma terii pochłaniającej. To samo stosuje się do promieni p. Ookład niej sze badania dowodzą j ed n ak, że p./p jest to fu n kcj a wzrastająca liczby atomowej Z, posiadająca, jak się zdaje, kształt \x/p = a+bZ (G.Four nier); wyraz bZ jest zawsze mniejszy od a, nawet jeżeli Z jest wielkie. Współczynnik absorpcji w związkach chemicznych obliczony na jedną drobinę równa się w przybliżeniu sumie współczynników absorpcji, cha rakteryzujących każdy z atomów drobiny; prawo to wyraża się wzorem \xM/p = S Mi Ai/ p(M ciężar drobinowy, A ciężar ato mowy, p-gęstość); dostrzeżono jednak odstępstwa od tego pra wa addytywności (G. Fournier Guitlot). Krzywe na rys. 120 przedsta wiają absorpcję promieni p RaE w glinie i w niektórych innych ciałach. Odcięte są to masy po wierzchniowe materii ekranu, rzędne zaś logi (J---natężenie pro .... mlenlowanla, mierzone za pomocą Lo) , io/cuo \ O/Ort Rys. 120. Iw tai Oattd atUt/wy grupa primkl 1 Grubośt fitmi »>. Rys. 119. 231 232 jonizacji). Krzywe mają przebieg prostolinijny z wyjątkiem szyb szego spadku początkowego, który można wytłumaczyć ustalaniem się stanu rozproszenia. Wartość u. można wyliczyć na podstawie nachyle nia prostych. W doświadczeniach wykonanych przy użyciu wąskich równoległych wiązek promieni (3, posiadających jednakową prędkość początkową, otrzy mujemy krzywe absorpcji, które nie są wykładnicze i odznaczają się tym, że współczynnik absorpcji wzrasta wraz z grubością ekranu; absorpcja wykładnicza nie może być zatem traktowana jako oznaka jednorodności promieni j3 (W. Wilson). Niektórzy autorowie badali absorpcję promieni j3 mierząc zamiast prądu jonowego ładunek przenoszony przez promienie. Jeżeli ekrany są ustawione w obu przypadkach w podobny sposób wzglądem źródła i odbiornika, to obie metody dają wyniki analogiczne. Na ogół można stwierdzić, że przenikliwość promieni [3 jądrowych, tj. towarzyszących przemianie [3, wzrasta wraz ze stałą zaniku pier w i a s t k a, k t ć ryj e s t i c h ź ród ł e m. T a k n p. p r o m i e n i e ( 3 UJ(, k t ć r e g o okres wynosi około 24 dni, tworzą grupę znacznie mniej przenikliwą od g ru py wysyłanej przez pierwiastek pochodny UX, którego okres jest zbliżony do jednej minuty; nie udało się jednak dotąd wykryć prawa równie dokładnego, jak w przypadku emisji promieni a (prawo Geigera i NuUalla, 9 70). S 83. Odchylenie magnetyczne i elektryczne. Stosunek e/m i v. Widma magnetyczne. Pole magnetyczne lub elektryczne, nawet niezbyt silne, odchyla pro mienie [3; pierwsze spostrzeżenia dotyczące tego odchylenia były doko nane przez Giesela, Meyera i von Schweidlera, Becquerela oraz Dorna. Becquerel wykazał, że stosunek e/m ładunku do masy promieni j3 jest tego samego rzędu wielkości, co e/m promieni katodowych. Jedno z do świadczeń Becquerela zo S v. stało wykonane w następu jący sposób. Odrobinę soli radowej umieszczono w oło wianej kuwecie, postawionej na emulsji kliszyfotograficz Rys121. nej owiniętej czarnym pa pierem (rys. 121). Promienie były ograniczone w ten sposób, że tworzyły wiązkę prostopadłą do ki i szy. Pole magnetyczne było prostopadłe do płaszczyzny rysunku, pro mienie j3 ulegały odchyleniu i padały na kliszę po opisaniu torów, ma jących w przybliżeniu kształt półkola. Na wywołanej kliszy było wi doczne rozmyte pasmo, świadczące o tym, że wiązka wychodząca ze F’ig. 1. F„ig. 2. Fig. 3. Fig. 5. Fig. 6. TABLICA XV. 408 386 f/iergr/e ej? efcv 345334 312 Ooub/et 264 Fig. 6. Odchylenie magnetyczne promieni fi w związku z ich przenikliwością (II. Becquerel). Odchylenie magnetyczne promieni j3 radu. Promienie nie odchylone: a i y. Widmo magnetyczne promieni j5 RaB + RaC. Metoda bezpośrednia (I. d’Espine). RH Wekw. RH W ekw. 141 O 1 53 RaB 4 2256 338 1677 207 RaC 5 2980 520 1938 264 6 5904 1334 RaB I II t

tyczne promieni $ RaE, metoda bezpośrednia (I. d’Espine). a prą 

żek centralny, bpoczątek pasma ciągłego aż do 5800; W= 1, 3.10’ ew. Widmo magnetyczne promieni j3 ThB + ThC. Metoda ogniskowania (7*. Graf). Widmo magnetyczne promieni $AcBĄ-AcC. Metoda ogniskowania (T. Graf). źródła składa się z promieni odchylanych w różnym stopniu. Jeżeli emulsję przykrywamy różnymi ekranami pochłaniającymi (papier, szkło, metal), stwierdzamy, że granica zaczernienia znajduje się w tym więk szej odległości od źródła, im ekran silniej pochłania promienie. Pro mienie bardziej [przenikliwe są zatem słabiej odchylane, co dowo dzi, że posiadają większą prędkość. Na tablicy XV, fig. 1 widzimy od bitkę zdjęcia otrzymanego w ten sposób. Na tablicy XV, fig. 2 przed stawia składniki promieniowania radu, rozdzielone za pomocą pola ma gnetycznego prostopadłego do początkowego kierunku wiązki; klisza zo stała umieszczona równolegle do tego kierunku. Na zdjęciu widzimy rozmytą odchyloną wiązkę promieni 3 oraz nie odchyloną wiązkę pro mieni a i Y; W istocie pole użyte w doświadczeniu było zbyt słabe, aby spowodować dostrzegalne odchylenie promieni a. Pierwsze doświadczenia, mające na celu zbadanie czy stosunek e ni zmienia się wraz z prędkością c, zostały wykonane przez Kaufmanna, który zastosował metodę skrzyżowanych odchyleń w polu magnetycz nym i elektrycznym (9 14, rys. 34). Odrobina soli radowej stanowiła źródło promieni. Prędkości promieni 3 są niejednakowe. Różnym war tościom j3 odpowiadają różne wartości e/m. Odchylone promienie padają na umieszczoną w próżni kliszę, na której powstaje szereg punktów tworzących ciągłą krzywą; współrzędne tej krzywej w płaszczyźnie kli szy są to odchylenia elektryczne i magnetyczne z i y; każdy zaś jej punkt jest to ślad promieni określonej prędkości. Zależność między z i y, obliczona na podstawie analizy krzywej, dowodzi, że stosunek e/m zmniejsza się, gdy prędkość wzrasta. Wy n i k i otrzymane przez Kaufmanna były pierwszym doświadczal nym potwierdzeniem teorii, która przypisuje masie m elektronu pocho dzen ie e lektro mag n etyczne (jj 33). Późniejsze prace wykonane z większą dokładnością wykazały, że zależność pomiędzy m i, 3 wyraża się wzorem m = mjyi-[3\ gdzie mo jest to masa spoczynkowa 1 ). Na podstawie tego wzoru można wyznaczyć e/m oraz v za pomocą samego tylko od chylenia magnetycznego (lub tylko elektrycznego). Niechaj będzie li promień toru, kołowego opisanego przez cząstkę 3 w jednorodnym polu magnetycznym II, prostopadłym do kierunku prędkości cząstki. Mamy: mwe = RH = moc$/eyi 3\ gdzie e/mo = 1, 76.10 7 j.em. W celu zmierzenia R używa się tych samych metod, co do promieni a, stosuje się jednak znacznie słabsze pola magnetyczne. Tak np. w meto dzie odchylenia bezpośredniego (rys. 97 i 98, str. 182 i 183) otrzymujemy w tym samym przyrządzie jednakowe odchylenia promieni a polonu i pro mieni 3, których 3 = 0, 9, jeżeli w pierwszym przypadku natężenie pola magnetycznego wynosi 10000 oerstedów, w drugim zaś 100 oerstedów. Metoda ogniskowania, polegająca na tym, że promienie 3 opisują pół ’) Tablica 10 Przypisów zawiera liczbowe wartości 11-L5*. kole w polu magnetycznym, pozwala otrzymywać znacznie większe od chylenia i większą zdolność rozdzielczą, wymaga jednak stosowania silniejszego pola. Istota tej metody została wyjaśniona na str. 183, schemat jest podany na rys. 99, aparatura doświadczalna jest przedsta wiona na rys. 122. Przykład: [3 = 0, 9, /?//= 3502, 11= 700 oerstedów. R-b cm. W celu uniknięcia komplikacyj, wynikających z rozproszenia i straty prędkości promieni, doświadczenia należy wykonywać w dobrej próżni. Obraz otrzymany na kliszy, czyli widmo magnetyczne promieni j3, składa się z widma ciągłego oraz z oddzielnych prążków. Cząstka [3, której prędkość t» = [3c, posiada energię kinetycz ną, wyrażoną wzorem: w = mo c’[i / j / T = P ł 1 ] = eV, gdzie V jest to potencjał rów noważny, zdefiniowany podobnie jak potencjał emisji promieni ka todowych (9 15). Na tabl icy Ib Przypisów znajdują się wartości RH i V odpowiadające wzrastają cym wartościom [3. Rys. 122. W widmach magnetycznych, dawanych przez różne radiopicr wiastki, widmo ciągłe oraz widmo prążkowe występują z bardzo róż nym względnym natężeniem. Tak np. RaE posiada tylko widmo ciągłe; widma składników R i C osadów aktywnych składają się z pasm, na które nakładają się silne i liczne prążki; w widmie radu dostrzegamy tylko trzy prążki. Niektóre zdjęcia widm magnetycznych są podane na tablicy XV. Niżej podany przybliżony opis widm magnetycznych jest ułożony na podstawie prac wielu badaczów 1 ) (energia w ekw, RH w oerxtedX cm, naj mocn iejsze prążki są oznaczone *, „oznacza największą energię, jaką zdołano wykryć w widmie prążkowym danego radiopierwiastkar). ’) Danysz, Ellis, O. Halin, L. Meitner, Black, d’Espine, Yovanovitch, T. Graf i i n n i. 2) Liczba znanych prążków będzie zapewne wzrastała w miarę stosowania coraz to silniejszych źródeł oraz aparatury bardziej udoskonalonej. Pomiędzy wartościami energii danego prążka, otrzymanymi przez różnych autorów, istnieją rozbieżności dochodzące do 1°/0>. Podane w tablicy prążki zostały wybrane w sposób nieco dowolny, gdyż ocenianie natężeń pozostawia jeszcze wiele do życzenia. W szczególności zostały podane prążki należące do fotoelektronów uwolnionych z pierścienia A* wskutek konwersji wewnętrznej głównych grup promieni y (p. 9 94). UX Pasmo położone w okolicy 100 ekw. UX Pasma w okolicy 400 ekw i 1300„ekw. 3 prążki: RH 927 1028 1057 W 71 86, 2 90, 7 Ra 3 prążki: RH 1037“ 1508 1555 W 87, 6 172 186 RaB Pasmo ciągnące się od małej energii aż do 650 ekw. Ponad 30 prążków: “ = 387, 5. Silne prążki: RH 658 763 1400“ 1666* 1762 1926* 2002 2242 W 36, 7 48, 8 150 204 224 260 277 333 RAC Pasmo sięgające poza 3000 ekw. Okolica bardzo słabych pasm i prążków wielkiej prędkości. Ponad 60 prążków: Wrn = 2513 ekw. Silne prążki RH 2962* 3252 4840 5253 5873* 6128 7063 8554 W 51 4 590 1 027 1145 1323 1396 1667 21 04 RaD Pasmo sięgające 40 ekw. 5 prążków, z których podane są 3: RH 600 714 738 W 30, 9 43, 3 46, 1 RaE Pasmo położone między 100 1300 ekw. Pa 12 prążków Wrn = 318 ekw. Silne prążki RH 956 1 595“ 1736 1985 W 75, 3 190 220 275 RAc Około 50 prążków: W“, = 280 ekw. Silne prążki RH 534 707, 5* 732’ 822 1291 * 1396 1546 1634 W 24, 6 42, 5 45, 4 56, 7 130, 5 150 180 198 AcX Około 20 prążków: “ = 251 ekw. Silne prążki RH 733 816, 5* 1265 1321 1502“ 1880 W 45, 5 55, 9 126 136 171 251 Ac(B+C+C) Pasmo sięgające 1500 ekw; 14 prążków: Wrn = 737 ekw. Silne prążki RU ’762 1942* 2153 2242 2245 3796 W 48, 7 264 312 333 334 737 -1/77(2 Pasmo sięgające 2050 ekw. Bardzo słabe pasma położone w ob szarze wielkich prędkości. Ponad 30 prążkówWrn = 1537 ekw. Silne prążki RH 688“ 700* 796 953 1170 1692 2317 4035 W 38, 1 41, 6 53, 2 74, 9 109 21 O 352 804 RTh 6 prążków RH 806 827 891 911 988 1010 W bAI 56, 7 65, 6 68, 8 80, 1 83, 4 TIiB Pasmo sięgające 360 ekw: 20 prążków: W rn = 296 ekw. Silne prążki R/I 1107 1386“ 1691 1.751“ 1808 W 98, 3 147, 7 209 222 234 T/i(C+C’j Pasmo sięgające 2300 ekw. Bardzo słabe pasma, położone w obszerze wielkich prędkości. Ponad 50 prążków: W rn = 2620 ekw. Silne prążki RB 537“ 653“ 1594 1657 2603 2887 10000 W 24, 7 36, 2 189 202 422 494 2531 W podanym spisie zostały wskazane oprócz widma ciągłego (pasma) oraz zwykłego widma prążkowego bardzo słabe prążki i pasma, wykryte w widmach RaC, Th(C+C’j oraz M Th2, i odpowiadające energii więk szej od energii normalnego widma (Yovanovitch i d’Kspine). Ilość pro mieni 8 tego typu, przypadających na przemianę jednego atomu, wydaje się bardzo mała w porównaniu z ilością promieni 8 należących do nor malnego widma. Jest rzeczą możliwą, że te promienie odgrywają w pro mieniotwórczych przemianach podobną rolę, jak cząstki a długiego zasięgu. W poniższej tablicy są podane wartości Iiii i W promieni 3 bardzo wielkiej prędkości. RaC RH...... W w ekw... .1 0000; 2600; .15000 do 27000 4000 do 7600 MTh2 16700; 4200; 18000: 4900; Th(C+C) 40000? iiÓOO? RH. W w ekw. 21000; 5900; 28000 8000 Należy zaznaczyć, że promienie 8 wysyłane przez radiopierwiastki ulegające przemianie a posiadają niewielką energię, nie przekraczającą 300 ekw. Prom ien ie 8 wi e I ki ej energ i i, osiągającej 3000 ekw. w przy padku promieni normalnych (jeszcze więcej zaś w przypadku promieni wyjątkowych), należą do radiopierwiaslków, których przemianie towarzy szy emisja jądrowych promieni 3. Widmo magnetyczne promieni 8 jest zbyt złożone, aby je można było interpretować w prosty sposób. Substancja promieniotwórcza ule gająca przemianie 3 nie może być scharakteryzowana określoną pręd kością wysyłanych jednorodnych promieni 3. Widmo prążkowe przy pisujemy na ogół wtórnym promieniom 8, wysyłanym przez atomy promieniotwórcze pod działaniem promieni f towarzyszących przemianie (9 94); te promienie 8 nie wychodzą z jądra, lecz z otaczających jądro warstw elektronowych. Co się zaś tyczy promieni 3 pierwotnych, czyli elektronów jądrowych, których emisja jest związana bezpośrednio z prze mianą promieniotwórczą, to zgodnie z dzisiejszymi poglądami promienie te tworzą widmo ciągłe, tj. po wyjściu z atomu posiadają prędkości wahające się w szerokich granicach. 9 84. Mierzenie ładunku i liczenie cząstek. Piotr i Maria Curie pokazali w następujący sposób, że promienie 8 radu przenoszą ładunek ujemny. Sól radowa stanowi źródło, z którego wychodzą promienie padające na metalową elektrodę, izolowaną za po mocą cienkiej warstwy parafiny i umieszczoną wewnątrz osłony meta lowej, połączonej z ziemią. Grubość parafiny oraz metalu ze strony, z której przybywają promienie, jest dość mała, aby znaczna część pro mieni p dosięgała elektrody, gdy tymczasem promienie a są pochłaniane w osłonie. Elektrometr połączony z elektrodą wskazuje w tych wa runkach prąd ujemnego ładunku. Jeżeli natomiast sól radowa jest umieszczona w pudełku metalowym, połączonym z elektrometrem i osło niętym warstwą parafiny, oraz osłoną metalową po łączona z ziemią, to emisja promieni p na zewnątrz sprawia, że elektrometr uzyskuje ładunek dodatni. Przenoszenie ładunku ujemnego przez cząstki p można uwidocznić za pomocą następującego przyrzą du. Zatopiona rureczka z cienkiego szkła zawierająca rad (rys. 123 aj jest umocowana na izolującej podstaw ce wewnątrz szklanej kolby, w której zrobiono dobrą próżnię. Rureczka ładuje się dodatnio wskutek utra 1\ cząstek ujemnych p. Jeżeli przeto dookoła rurcczki znajduje się cienka metalowa rurka, do której jest przyklejony listek elektroskopu, listek ten odchyla się wskutek nagromadzania się ładunku i w pewnej chwili dotyka zgiętego drutu połączonego z ziemią i wtopionego w ściankę ru rki. Listek wyładowuje się wówczas i opada, po czym ładuje się znowu i po rusza się w ten sposób nieustannie tam i z powro tem. Podobne doświadczenie można wykonać umieszczając mroczkę li nie wewnątrz kolby, lecz w rurze wtopionej w ścianki; (rys. 123 G 1). Promienie p wychodzące z ru rcczki przechodzą przez ścianki otacza jącej ją rury i lądują cylindryczna elektrodę A, zaopatrzoną w listek elektroskopów)i umieszczoną na izolującej podstawie wewnątrz opróżnionej kolby; ładunek powodujący odchy lenie listka jest w tym przypadku ujemny. Rys. 128 i. Pomiar ładunku przenoszonego przez w-iązkę promieni p pozwala oznaczyć, liczbę cząstek W wiązce w założeniu, że ładunek cząstki równa się ładunkowi elementarnemu. Po miary tego rodzaju zostały wykonane w ten sposób, że źródło promieni.S zostało umieszczone wcienkościennej rurce, stanowiącej centralną elektrodę komory A połączonej z elektrometrem /-; (rys. 124). Po zrobieniu w komorze dobrej próżni mierzy się prąd wchodzący do elektronietru w zależności od dodatniego lub ujemnego potencjału V elektrody środkowej. Jeżeli próżnia jest bardzo dobra, to jonizacja wytwarzana przez promienie P może być zupełnie zaniedbana; promienie a są pochłonięte w osłonie/\ otacza jącej źródło. Istnieją jednak trudności ograniczające do kładność pomiarów w znacznie większym Stopniu niż W przypadku promieni a (971): 1 ° rozróżnianie promieni p wysyłanych przez substancję promieniotwórczą od wtór nych promieni p wychodzących z powierzchni metalowych, na które padają pierwotne promienie p lub towarzyszące im promienie y; 2° częściowe 237 pochłanianie oraz rozpraszanie promieni 3 w osłonie otaczającej źródło lub w samej materii promieniotwórczej, jeżeli grubość tej ostatniej nie jest znikomo ma la. W niektórych doświadczeniach tego rodzaju wyznaczano względną ilość promieni różnych prędkości za pomocą metody opartej na odchy leniu magnetycznym promieni. Do tego celu służy przyrząd podobny do przyrządu przedstawionego na rys. 122, z tą jednak różnicą, że promienie skupia jące się w punkcie M nie padają na kliszę, lecz przenikają do puszki Faradaya zaopatrzonej w odpowiednią szczelinę (rys. 125). Ładunek chwytany przez od biornik pochodzi od cząstek posiadających iloczyn Ii/I = m we, zawarty między gra nicanii zależnymi od szerokości szczeliny. Jeżeli II zmienia się, do odbiornika prze nikają kolejne części widma magnetycznego. Jest rzeczą trudną ozna czyć dokładnie liczbę cząstek pochodzenia wtórnego, które trafiają do puszki wraz z właściwymi promieniami 8. Cząstki 3 podobnie jak cząstki a mogą być liczone drogą wzmocnie nia jonizacji. Pomiar jest trudniejszy niż w przypadku promieni a, po nieważ promienie 3 po siadają mniejszą zdol ność jonizacyjna, i na ogół większą przenikli wości z czego wynikają liczne źródła błędów. Można jednak otrzymać krzywą rozkładu pręd kości cząstek w przyrzą dzie podobnym do po przedniego i przedsta wionym schematycznie na rys. 12f>, w którym kolejne części widma magnetycznego przeni kają do licznika igłowego lub licznika Geigera-Mul/era. Kształt krzywej przedstawionej na rys. 127 (Chadwick) świadczy o wydatnej roli widma ciągłego w porównaniu z widmem prążkowym. Jeżeli licznik jest zaopatrzony z przodu i z tyłu w okna przykryte bardzo cienkimi ekranami, to promień 3 posiadający dostatecznie wielką prędkość może przejść kolejno przez dwa liczniki, umieszczone w pewnej odległości jeden od drugiego. W tym przypadku wyzna czamy liczbą cząstek przechodzących przez dwa liczniki, co pozwala ba Rys. L24. fiolonranu mtptor ładunku „I\f Ry»-125. dać kierunek ich prędkości. Jest to tak zwana metoda «koincydencyj» (/io/he). Za pomocą opisanych metod zostały wykonane doświadczenia z pro mieniami j3 RaB, Ha C, RaE, Th U. ThC. Wyniki prowadza do wniosku, fc każdy z tych radiopierwiastków wysyła cząstki w liczbie różniącej się nieznacznie od liczby atomów ulegających przemianie. Z punktu widzenia teoretycznego należy założyć’, że każdej przemia nie atomowej odpowiada emisja jednego elektronu. Z drugiej jednak strony zostało dowiedzione, że promienie 7, wysyłane przez jądro na tychmiast po przemianie j3, stają się przyczyną emisji fotoelektronów pochodzących z warstw elektrono wych, otaczających to jądro (kon wersja wewnętrzna). Stąd wynika, że wiązka promieni j3, wysyłanych przez substancję promieniotwórczą, nie zawierająca żadnych promieni [3 \\ lornych zależnych od obecności obcych atomów, może jednak do starczyć w iększej liczby elektronów niżby to wynikało z liczby przeo brażonych atomów: względna ilość tych dodatkowych promieni j3, ma jących źródło w wewnętrznej kon wersji pierwotnych promieni t, jest niezależna od użytej metody Pompa Rys. 126. A’ źródło romieni, t) i A diafragmy; G-liczniki M-cienka blaszka z miki zamykająca otwór licznika: PB blok ołowiany chroni.tcy licznik od pro mieniowania bezpośredniego; B-ruchomy ekran służący do odcięcia wiązki. doświadczalnej. W przypadku /ia(/i + C) ilość ta wynosi około 30%. Metoda torów mgiełkowych. W celu liczenia oraz badania rozkładu prędkości można również posługiwać się metodą fotografowania torów cząstek j3 w komorze rozprężeń. Prędkość cząstek może być wyznaczona na podstawie pomiaru zasięgu, jeżeli długość tego ostatniego nie przekracza kilku centyme trów. W przypadku większych prędkości wytwarza się pole magnetyczne w kierunku równoległym do osi komory Rys. 127. i mierzy się promienie krzy wizny torów na zdjęci u ste reoskopowym lub na dwóch zdjęciach, otrzymanych w rzucie na dwie rozne płaszczyzny. Jeżeli rozporządzamy dostateczną liczbą torów, mo żemy sporządzić ich statystykę według prędkości lub energii cząstek i otrzymać krzywe rozkładu analogiczne do krzywych otrzymywanych za pomocą metod opisanych poprzednio. N a t a b I i c y X V I, f i g. 1 j e s t p r z e d s t a w i o n a w i ą z k a p r o m i e n i i 5 R a li, p r z e nikająca do komory Wilsona w postaci wiązki równoległej, rozszcze pionej na widmo magnetyczne działaniem pola. Energie fotografowa nych cząstek są zawarte pom iędzy 950 ekw (cząstki naj m n i ej odchylone) i 166 ekw (cząstki n aj bardzi ej odchylone). Budowa widma ciągłego. Krzywa rozkładu energii promieni (3 w widmach ciągłych, dawanych przez różne pierwiastki, posiada maximum odpowiadające określonej wartości energii oraz spadek po obu stronach maximum, co nadaje krzywej podobieństwo do krzywej błędów. Energia odpowiadająca ina\iinuin wynosi 170 ekw w przypadku RaR, oraz 400 ekw w przypadku RaC. Krzywe rozkładu, przedstawione na rys. 128, zostały wykreślone na podstawie pomiaru ładunku (Gurney). Granica widma ciągłego ze strony wielkiej prędkości jest dosyć do brze określona. Pomiary energii granicznej wykonane za pomocą róż nych metod dają wyniki zgodne, co świadczy o tym, że jest to wielkość charakterystyczna dla jądrowego promieniowania (3. Ponieważ prążki posiadają na ogół małe natężenie w porównaniu z widmem ciągłym i znajdują się w tym samym obszarze energii, przeto można wyli czyć graniczną wartość energii nie tylko na podstawie fotografii widm TA’B LICA XVI. Fig. 2. Fig. 3. Fig. 1. Wiązka promieni j5 RaE. pierwotnie równoległa, odchylona i rozproszona w polu magnetycznym [M. Lecoin). Energie zawarte między 0, 16.10 6 M>. i 0.95.10 8. Fig. 2. Zderzenie między elektronem wielkiej prędkości i elektronem w spoczynku (F. Jo liot). Fotografia w płaszczyźnie wideł. Kąt między ramionami, 60°. Pole magne tyczne, prostopadle do torów. Prędkość początkowa j3 = 0, 97. Fig. 3. Zderzenie między powolnym elektronem i elektronem w spoczynku (Champion), kąt między ramionami prosty. magnetycznych oraz krzywych rozkładu, lecz również drogą pomiaru największego zasięgu za pomocą metody jonizacyjnej. Wartości gra niczne iloczynu RH oraz energii II’, znane w obecnej chwili (na ra zie z niewielką dokładnością), są podane w następującej tablicy (RH w: oersled Xcm, W w ekwl). RH w RH w IUI IV 1300 130 AcB* 3000 500.1/77(2 8350 2050 UX 2 9250 2300 AcC“ 6500 1500 ThB 2350 360 Rali 3500 650 ThC 9000 2250 RaC 12000 3150 # ThC“ 7500 1800 RaD“ 700 40 Raf 5800 1300 Istnieje znaczna niepewność, dotycząca początkowej części widm cią głych, z powodu licznych zjawisk wtórnych, stanowiących źródła błędu. Dokładne poznanie budowy widma ciągłego posiada wielkie znacze nie ze względu na trudności związane / interpretacją teoretyczną tego widma (patrz 9 114). 9 85. Strata prędkości w przechodzeniu przez materię. Zasięg. Zdolność jonizacyjna. W celu zbadania zmiany prędkości promieni 8 po przeJsclu przez warstwę materii przykrywamy źródło ekranem z tej materii i wytwa rzamy widmo magnetyczne promieni. Jeżeli grubość jest dostatecznie mała, promienie należące do danego prążka widma pierwotnego tworzą nadal prążek ostry, lecz. bardziej odchylony od prążka otrzymanego bez ekranu, co świadczy o stracie prędkości. W tych warunkach można zmierzyć dosyć dokładnie zmianę prędkości; ekrany grubsze wytwarzają ponadto coraz to większą niejednorodność grup, co sprawia, że prążki odpowiadające cząstkom zwolnionym posiadają coraz większą szerokość; nie można zatem kontynuować doświadczenia aż do zupełnej utraty prędkości. Zakładamy jednak, że istnieje zasięg cząstek 3 w materii analogiczny do zasięgu cząstek a, chociaż mniej dokładnie określony. W celu wyznaczenia zasięgu drogą doświadczalną niektórzy autoro wie mierzyli jonizację wytworzoną przez cząstki określonej prędkości, wydzielone z widma magnetycznego i ustawiali ekrany coraz to większej grubości aż do zupełnego zniknięcia jonizacji. Jeżeli zasięg nie przekracza kilku centymetrów, można go zmierzyć za pomocą metody torów mgiełko wych. W celu wyznaczenia zdolności jonizacyjnej jednorodnej wiązki pro mieni liczymy cząstki zawarte w tej wiązce i mierzymy prąd nasycenia ’) Liczby podane przez Chalmersa, Sargenta, I.ccoina i innych. Liczby poprzedzone gwiazdką są mniej dokładne od pozostałych. M. Gn ri c-Skłodowska. Pro m ien iotwórczość. powstający wskutek częściowej absorpcji wiązki wzdłuż części zasięgu w komorze jonizacyjnej. Możemy również posługiwać się liczeniem kro pelek wody, utworzonych na torze mgiełkowym. Badanie promieni j5 może być traktowane po prostu jako przeniesienie analogicznych badań, wykonywanych z. promieniami katodowymi, do dziedziny wielkich prędkości. Podobnie jak w przypadku promieni kato dowych, strata prędkości zależy w pierwszym rzędzie tylko od masy po wierzchniowej ekranu, w bardzo małym zaś stopniu od jego natury; to też zasięg wyraża się w dostatecznym przybliżeniu jako graniczna war tość masy powierzchniowej; zależność pomiędzy zasięgiem li i prędko ścią o lub potencjałem W posiada w obszarze niezbyt wielkich pręd kości postać li 00 c 4 i R co W. Wraz ze wzrostem prędkości zależność zmienia charakter i jest bardziej zbliżona do proporcjonalności pomiędzy R i W, jeżeli W jest zawarte między 1000 i 3000 ekw, tj. j3 między 0, 95 i 0, 99. Promienie [3, których W= 3000 ekw. posiadają zasięg w gli nie zbliżony do 1, 6 g/cm-; tej wartości odpowiada grubość glinu wyno sząca około 5, 5 mm. Zakładając, że równe masy powierzchniowe są so bie równoważne, wyliczamy, że zasięg tych promieni w powietrzu pod ciśnieniem normalnym i w temperaturze 15° wynosi 13 metrów. War tość ta jest zgodna z bezpośrednimi doświadczeniami, z których wynika, że promieniowanie radu badane w odległości kilku metrów od źródła zawiera promienie odchylane przez pole magnetyczne. W załączonej tablicy są podane zasięgi G cząstek j3 (na podstawie pomiarów różnych autorów), wyrażone jako masa powierzchniowa (g/cm 2 ) i odpowiadające różnym wartościom prędkości (3 c/c. Obok każdej wartości [3 podano również, energię W w elektronowoltach i zasięg R w centymetrach w powietrzu normalnej gęstości. Ze względu na nie pewność definicji zasięgu, wartości G i li muszą.być traktowane jak z gruba przybliżone. w C g/cm 2, 55 0, 00005 10, 5 0, 00027 24, 7 0, 0012 46, 6 0, 0041 79, 1 0, 0087 127, 8 0, 0215 Bem w G g/cm’ 0, 045 0, 10 0, 26 0, 525 1, 03 1, 57 Rem 0, 10 0, 20 0, 30 0, 40 0, 50 0, 60 0, 04 0, 23 1, 0 3, 4 7, 3 17, 9 0, 70 0, 80 0, 90 0, 95 0, 98 0, 99 204, 7 341 662 1127 2058 3114 37, 5 83 217 437 860 1300 Zdolność jonizacyjna promieni (3 podobnie jak promieni katodowych zmniejsza się wraz ze wzrostem prędkości; nie dąży jednak do zera, lecz raczej do wartości w przybliżeniu niezmiennej. Na następnej tablicy zostały umieszczone niektóre wartości liczby v jonów, wytworzo nych w powietrzu na długości 1 cm przez cząstkę posiadającą prędkość [3 i e n e r g i ę W. L i c z b a v o b e j m u j e z a rów n o j o n i z a c j ę P i e r w o t n ą, jak i wtórną (patrz 9 16). w 0, 15 2, 6 10, 5 24, 7 46, 6 79, 1 P 0, 024 0, 1 0, 2 0, 3 0, 4 0, 5 V 7700 2100 1000 400 250 180 W 127, 8 204, 7 341 662 1127 3114 P 0, 6 0, 7 0, 8 0, 9 0, 95 0, 99 V 130 95 70 50 45 41 Wartość v = 7700 jest to maximum zdolności.... odpowia JonizacYjnej, dające energii wynoszącej około 1 50 ew. Energia zużyta na parę jonów wynosI w p r z y b I i ż e n i u 35 ekw, podobnie jak w przypadku promieni a. 9 86. Teoria przechodzenia cząstek 6 przez materię. Teoria przechodzenia cząstek S przez materię napotyka jeszcze więk sze trudności niż teoria promieni a, ponieważ rozproszenie odgrywa w tym przypadku o wiele większą rolę. W istocie cząstka a, tracąc stopniowo prędkość wskutek spotkań z elektronami zawartymi w materii, zacho wuje kierunek ruchu, najczęściej prawie aż do końca zasięgu. Nato miast cząstka 3 nie tylko traci prędkość w następstwie zderzeń, lecz również ulega odchyleniu. Obraz fotograficzny równoległej wiązki pro mieni 3 na kliszy prostopadłej do kierunku wiązki jest ostro zarysowany i posiada kształt przekroju wiązki, jeżeli na drodze tej ostatniej nie ma żadnego ekranu. Jeżeli jednak ustawiamy w poprzek wiązki i w pewnej odległości od kliszy ekrany posiadające coraz to większą grubość, obraz rozszerza się coraz bardziej, a jego kontury stają się coraz mniej ostre; zdjęcia tego rodzaju świadczą wyraźnie o tym, jak znaczny jest wpływ rozproszen la. Ten sam efekt jest widoczny na fotografiach torów mgiełkowych, o których już była mowa w rozdziale poświęconym promieniom kato dowym (9 16). Widzimy mianowicie, że tory zakrzywiają się stopniowo wskutek dodawania się małych odchyleń, znajdujemy również nagłe za łamania, świadczące o tym, że cząstka 3 przebiegła bardzo blisko elek tronu lub jądra. Tory bardzo szybkich elektronów są prostolinijne, przynajmniej w granicach drogi przebytej w komorze rozprężeń, w polu zaś magnetycznym prostopadłym do toru posiadają kształt prawidłowych łuków koła (tab!. XVI, fig. 1). Przyczyną oddziaływania materii na promienie 3 są siły wywierane przez elektrony i jądra zawarte w materii na cząstki 3. Mamy zatem do czynienia z wzajemnym oddziaływaniem dwóch cząstek naładowa wanych. Stosując prawa mechaniki klasycznej oraz prawo Coulomba otrzymujemy wzory podane w 9 77, stosujące się do elektronów w za łożeniu, że można zaniedbać zależność ich masy od prędkości. Wpływ jąder sprowadza się tylko do rozpraszania wiązki. Energia przekazana 244 jądru jest znikomo mała w porównaniu z energia, uzyskaną przez elek trony; te ostatnie powodują zatem stratę prędkości cząstek i zarazem przyczyniaj;! się do ich rozproszenia. W następstwie zderzenia miedzy cząstką p elektronem, znajdującym się początkowo w spoczynku, elektron zostaje wprawiony w ruch; oba tory po zderzeniu tworzą ra miona wideł. Natomiast w zderzeniu między cząstką j5 i jądrem po wstaje załamanie toru elektronowego. Zderzenia, w których tylko jeden elektron lub jedno jądro powoduje odchylenie cząstki 3, są to zderzenia wyjątkowe, podobnie jak w przypadku cząstek a (rozproszenie prosie Stopniowe zakrzywianie się toru jest wynikiem dodawania się małych odchyleń, pochodzących od licznych cząstek naładowanych rozproszenie złożone). Strata energii na danym odcinku toru składa się z szeregu wyrazów odpowiadających działaniu poszczególnych elektronów. W przypadku, gdy musimy wziąć pod uwagi; zmienność masy, wzory dotyczące zderzenia dwóch cząstek, podane w Jj 77. przestają się stoso wać. Główne zmiany są następujące: W zderzeniu cząstki S z. jądrem pozostającym w spoczynku i wy wierającym siły zgodne z prawem Couloniba, cząstka p doznaje odchy lenia większego niż gdyby jej masa była niezmienna, orbita cząstki jest zniekształcona i może składać się z kilku obiegów dookoła jądra zanim cząstka pobiegnie dalej’). W zderzeniu cząstki 3 z elektronem kąt między ramionami wideł może być różny od prostego. Niech będzie 3 prędkość cząstki przed zderzeniem, S’ i 3“-prędkości obu elektronów po zderzeniu, O’ i O“-kały między końcowymi torami i kierunkiem prędkości pocz ątkowej. Stosując zasady zachowania pędu energii i kładąc f=l/j/I-S 2 otrzymujemy po redukcji równania: S’-r = SYcos6’+S’Y'cosO“ O = SYsinO’S'Y’sine“ które pozwalają wyliczyć niewiadome P’, P“, O’, O“ w zależności od p i od jednej z tych niewiadomych. Rachunek wykazuje, że kąt rozwidle nia <1) = 6’ + 6“ pozostaje prosty, jeżeli po zderzeniu jeden z elektronów ma małą prędkość, jest jednak ostry, jeżeli prędkości po zderzeniu są porów nywalne. Pomiędzy kątami 6’ i O“ istnieje zależność tg O’tg O“ = 2/(f + 1 ). Najmniejszą wartość $ otrzymujemy w zderzeniu symetrycznym, w którym 0’=8“=IJI/2. W tym przypadku mamy: tg? (ł/2) ą 2/(i + 1) = 2 j/b=17 (1 + YT-J*). Wartość ta sprowadza się do jedności, jeżeli p dąży do O(ć = 90°) oraz do O, jeżeli p dąży do 1 (ć = O). ’) Porównaj (Radiationa from radioactive subatanoess, Rutherford, Chądwick, Ellii, strona 224. Badanie torów mgiełkowych potwierdza te wnioski. Na tablicy XVI, fig. 2 widzimy obraz w przybliżeniu symetrycznego zderzenia elektronów z następującym i wartościam i: [3 = 0, 968, S’ = 0, 93, (3“ = O, 9 1, ij. = 60 ° (F. Jo/iot). Prędkości zostały wyznaczone na podstawie zakrzywienia torów w polu magnetycznym. Fig. 3 przedstawia zderzenie elektronów stosunkowo małej prędkości, gdzie ć = 90°. W rozwidleniach tego rodzaju nie ma żadnego sposobu odróżnienia elektronu, który był w ruchu, od elektronu, który pozostawał w spo czynku. Wartości pędu energii przed zderzeniem po zderzeniu są nastę pujące: p=mcSy W= m c 2 (j-1) p’ = me S’f' W = m c\i1) p“ = m e B’Y' ty“ = m C 2 (y“ 1). Pomiędzy tymi wielkościami istnieją następujące zależności: pjp = 2 cos 6’/(1 + cos 2 8’+ T sin 2 O’) p“/p= 2 cos 0“/(1 + cos 2 0“+ T sin 2 O“) W’J W=2 cos 2 0’/(1 + cos 2 O’ + Y sin 2 O’) W’j W = 2 c o S 2 O“ 1 ( I + c o S 2 O“ + Y s i n 2 O “ ), które w przypadku y = 1 przybierają postać znanych nam wzorów, sto sujących się do przypadku niezmiennej masy. Poprawka relatywistyczna z m n i e j s z a i lo ś ć e n e r g i i P r z e k a z a n e j w z d e r z e n i u, k t ć r e g o kąt (Ii j e s t d a n y. Kąt ć może być wyrażony w zależności tylko od pędów lub tylko od energii w następujący sposób: pi = jf/ + p’l2 + 2 pp“ eos $ c o s Ó = 1 1 j 1 (I + 2 m d/W) (1 + 2 m c 2 1 W’J. Teoria straty prędkości promieni S, utworzona w zarysie przez Bohra, jest podobna do teorii zwalniania promieni a z tą jednak różnicą, że należy uwzględnić poprawkę relatywistyczną, co zresztą nie wprowadza zbyt wielkich zmian liczbowy-ch. Inna jeszcze różnica wynika z tego, że w zagadnieniu promieniowania j3 nie oblicza się średniej wartości prze kazywanej energii, lecz wartość najbardziej prawdopodobną. Wartość ta różni się od wartości średniej, ponieważ jest w większym stopniu za leżna od możliwości wielkich strat energii w zderzeniach, odpowiadają cych małym wartościom parametru b. Podobnie jak w przypadku pro mieni a, zagadnienie było traktowane najpierw w przybliżeniu, za po mocą mechaniki klasycznej, a następnie z większą dokładnością, za pomocą metod mechaniki falowej (Bethe, Molier). Zgodność z doświad czeniem jest gorsza niż w przypadku promieni a. Zgodnie z teoriami straty prędkości powinien istnieć przybliżony związek pomiędzy iloczynem RH i prędkością S: ?:t(Rłf)/8 = Const, gdzie A (Kil) jest to wartość, o którą zmniejsza się iloczyn Kil po przeJsclu promieni przez warstwę o masie powierzchniowej o. Biorąc rzeczy dokładniej, wyraz S3A(/W)/0 powinien powoli wzrastać wraz z 6, co znajduje potwierdzenie w doświadczeniu. Zasięg G promieni 3, tj. graniczna wartość masy powierzchniowej, wyraża się w teorii Bohra wzorem: G = J[(1-PV + (1-p*)„T2], gdzie S jest to czynnik malejący powoli wraz ze wzrostem 3. Zasięgi wyznaczone drogą badania granicy jonizacji zmieniają się w zależności od 3 zgodnie z powyższym wzorem, ich wartość bezwzględna jest jed nak mniejsza od wartości obliczonej na podstawie doświadczeń, w kté rych mierzy się stratę prędkości. Ponieważ w jednostce masy dowolnej substancji znajduje się w przy bliżeniu jednakowa liczba elektronów i ponieważ energia wiązania tych elektronów odgrywa tym mniejszą rolę, im prędkość cząstek 3 jest większa, przeto cząstki 3 (lub promienie katodowe) posiadające dosta tecznie wielką prędkość, np. 3 > 0, 3, doznają w przybliżeniu jednakowej straty prędkości i posiadają jednakowy zasięg w ekranach równoważ nych, tj. posiadających jednakową masę powierzchniową. Natomiast za sięg cząstek a. wyrażony jako masa powierzchniowa wzrasta wraz. z cię żarem atomowym absorbenta (por. 9 08), co jest zrozumiale, ponieważ prędkość cząstek a jest mniejsza od c/10 i wskutek tego elektron) sil niej związane wytwarzają mniejszą absorpcję od elektronów słabo zwią zanych. Niektórzy autorowie stwierdzili, że podobny, lecz. znacznie sła biej zaznaczony wzrost istnieje również, w przypadku promieni 3. Zdolność jonizacyjna cząstek 3 może być ujęta teoretycznie w spo sób podobny jak zdolność jonizacyjna promieni a. Wzór teorii klasycz nej dotyczący jonizacji pierwotnej, otrzymany w założeniu, że można zaniedbać zmienność masy, jest następujący: g = 2n«e’jW X/\«, /-/\ (pS 77). Zgodnie z tym wzorem zdolność jonizacyjna przechodzi najpierw przez maximum, następnie zaś, gdy prędkość jest tak wielka, że energia jo nizacji stanowi drobny ułamek energii kinetycznej cząstki, 3 (wystarcza, aby ta energia przekraczała kilka tysięcyew), zmniejsza się odwrotnie proporcjonalnie do e 2. Ten wynik pozostaje słuszny, jeżeli uzupełniamy wzór w ten sposób, aby obejmował również jonizację wtórną. Według Bohra poprawka wynikająca ze zmienności masy, jest nieznaczna. Do świadczenie potwierdza przybl iżoną niezmienność i loczyn u 3 2 C (0cał kowita zdolność jonizacyjna) (por. 9 77), podobnie jak rząd wielkości O, wynikający z teorii; wszelako teoria nie daje jeszcze bezwzględnych war tości O w zgodności z doświadczeniem. 987. O d s kok p. W skutek odskoku towarzyszącego emisji promieni O atomy mogą oddzielać się od podłoża. Jest jednak rzeczą znacznie trudniejszą okazać to zjawisko niż odskok towarzyszący prom ien iowan i u a (i 7(», ponieważ POd i energia cząstki O są na ogól znacznie niniejsze od pędu i energii cząstki a. W istocie wspominaliśmy, że atom RaB zdobywa w chwili powstania prędkość rzędu 3.10“ cm/sc/i. Natomiast promienie 3 wysyłane w przemianie RaBRaC dają szerokie widmo magnetyczne, którego górna granica odpowiada w przybliżeniu 3 0, 9. Nawet w przypadku tych najszybszych cząstek prędkość v odrzucanych atomów RaC prze kracza tylko nieznacznie 10* Cm/sek, jak to wynika z. zastosowania za sady zachowania pędu: .l/c = nĄc/yi 02, gdzie ni jest to masa spoczynkoyya elektronu, cprędkość światła, .1/-masa utworzonego atomu, wynosząca 214 jednostek masy atomo wej. Widzimy zatem, że odrzucane atomy posiadają najczęściej począt kową prędkość tego samego rzędu wielkości, co prędkość ruchów ciepl nych, lub nieco większą. W tych warunkach zasięg tych atomów jest na Ogół niezmiernie mały i dostrzegalny tylko w gazach pod bardzo ni skim ciśnieniem. Staranne doświadczenia wykonane w próżni pozwoliły uwidocznić odskok RaC w przemianie RaB i odskok ThC w przemianie ThB (Wer tenstein, Muszkat, Oonat i Philipp i inni). Na ogół udaje sit, ’ zebrać tylko nieznaczną część całkoyyitej liczby atomów, których prędkości po czątkowe są skierowane od źródła na zewnątrz. Wydajność (kilka pro centów) jest zależna od warunków doświadczalnych; można ją powięk szyć używając jako źródła niezmiernie cienkiej warstwy promieniotwór czej, złożonej na szlachetnym metalu i zbierając atomy na odbiorniku utrzymywanym w niskiej temperaturze. Szczególną uwagę należy zwrócić na doświadczenia dotyczące od skoku 1, ’/(“ w przemianie RaC, wykonane przez Jacobseria w celu wy znaczcnia stałej zaniku ). RaC Wiązka atomów RaC, wybiegających ze źródła S, obejmuje kierunki zbliżone do kierunku osi.r-ów. Liczba tych atomów, ulegających przemianie w warstewce dx wiązki w od ległości xod źródła, jest proporcjonalna do funkcji wykładniczej e-l At’: gdzie i ’j est to prędkość odskoku. Liczymy scyntylacje wytworzone przez cząstki % RaC, pochodzące od kolejnych warstw wiązki i wysy łane w kierunku prostopadłym do tej ostatniej, i wyznaczamy>., obiera jąc na c najbardziej prayydopodobną yyartość prędkości odskoku (Jacob sen, Harto/i, Joliot). Ta metoda daje na okres RaC wartość zbliżoną do 3.10“““ śek. Natomiast okres życia ThC jest zbyt krótki, aby było możliwe zmierzyć go w ten sposób. Ta metoda nie jest jednak yyolna od zarzutów, wynikających z tego, że prędkość wyrzucanych atomów jest tego samego rzędu wielkości, co prędkość ruchów cieplnych 248 S 88. Oznaczanie substancyj promieniotwórczych za pomocą promieniowania j3. Ponieważ w zwykłych warunkach promienie 6 nie są całkowicie po chłaniane w powietrzu zawartym w komorze jonizacyjnej, przeto wartość zmierzonego prąciu zależy od rozmiarów komory i od położenia źródła, np. od tego czy źródło znajduje się w komorze, czy na zewnątrz. W tym ostatnim, najczęstszym przypadku mamy zazwyczaj do czynienia z urzą dzeniem podobnym do przedstawionego na rysunku 117; źródło może być umieszczone w mniejszej lub większej odległości od komory. Co się tyczy pochłaniania promieni 3 w samej materii promieniotwórczej, to należy tu uczynić zastrzeżenia podobne do tych, o których była mowa w 9 74, traktującym o oznaczaniu radiopierwiaslków za pomocą pro mieni a; błędy wynikające z absorpcji są tym mniejsze im promienie są bardziej przenikliwe, na ogół zresztą nie jest rzeczą trudną wprowa dzić poprawki dla usunięcia tych błędów. Jeżeli warstwa promienio twórcza jest bardzo cienka, to odbicie promieni 3 od podłoża może wpły wać na wyniki w stopniu zależnym od natury tego ostatniego. Poda jemy kilka przykładów oznaczeń dokonywanych za pomocą promieni 3. U r a n X. W celu porównywania koncentracyj uranu X w związkach uranowych, mierzymy prąd jonowy wytworzony w komorze jonizacyj nej (rys. 117) przez preparat, umieszczony w niezmiennej odległości od źródła. We wszystkich doświadczeniach używa się jednakowej ilości określonego związku uranu, złożonego na płytce z określonego ma teriału, oraz jednakowego ekranu glinowego, zamykającego komorę. Na podstawie ilości U można obliczyć watoniach lub w gramach ilość IV. odpowiadającą równowadze z U. Pomiary porównawcze dają przeto ilość UX w preparacie nie spełniającym warunku równowagi, w założe niu, że wzajemny stosunek składników (IX jest normalny. Rad D i rad E. W podobny sposób jak poprzednio, można wy znaczyć zawartość RaE w związkach radioołowiu. Jeżeli RaE pozostaje w równowadze z RaD, otrzymujemy w ten sposób oznaczenie względnej ilości RaD. Jeżeli istnieje również równowaga z Po, możemy oddzielić ten radiopierwiastek i oznaczyć bezpośrednio jego ilość w milicurie lul» w gramach: w ten sposób przechodzimy od wartości względnych do bezwzględnych, mianowicie danemu pomiarowi promieniowania 3 mo żemy podporządkować ilość RaE lub RaD w milicurie lub w gramach. A k t Y n. Preparaty La + Ac umieszcza się w kuwecie przykrytej szczelnie bardzo cienką blaszką mikową lub glinową dla zabezpieczenia się od wydzielania aktynonu i mierzy się najbardziej przenikliwe pro mieniowanie 3, pochodzące od osadu aktywnego. Pomiar daje względne ilości Ac i pierwiastków pochodnych. W celu obliczenia na tej podstawie liczby atomów zanikających w jednostce czasu, wykonywamy cechowanie, polegające na tym, że mierzy się całkowitą jonizację ’a' wytworzoną przez promienie a aktywnego osadu Ac, oraz jonizacje; h, wytworzoną przez promieniowanie 3 tego osadu w komorze użytej poprzednio do oznaczania ilości Ac. To cechowanie oraz znajomość stałej zaniku aktynu wystarcza dla oznaczania ilości Ac w gramach. Zamiast stałej aktynu można również posługiwać się stosunkiem między liczbami ato mów Ra i Ir, ulegających przemianie w jednostce czasu w tym samym minerale uranowym (stosunek rozgałęzienia, patrz $ 131). Wyznaczając stosunek do fa musimy pamiętać o tym, że stosunek ilości AcC i.-lcC jest różny w przypadku, gdy te ciała pozostają w rów nowadze przejściowej z Ach i w przypadku, gdy istnieje prawdziwa równowaga promieniotwórcza z aktynem (8 133). R o l. D Z I A L X V PROMIENIE? 9 89. Badanie promieni y na podstawie absorpcji w materii. Grupy. Współczynnik absorpcji. Współczynnik rozproszenia. Promienie ( zostały odkryte przez Vil/anfa, który zauważył, że pro mienie radu padające skośnie na paczkę klisz fotograficznych zaczerniają wszystkie klisze w ten sposób, że wiązka ograniczona diafragma w ma teriale stosownej grubości daje obraz ostro zarysowany. W ten sposób została zdefiniowana po raz pierwszy wiązka promieni.;. P r o m i e n i e f s ą t e j s a m ej n a t u r y c o p r o m i e n i e Ali; i c h d ł u g ość f a I i X została zmierzona za pomocą tych samych metod (9 25 i 29). Jeżeli między źródłem promieni i elektroskopem (rys. 117, str. 228) ustawiamy kolejno ekrany, tworzące coraz to grubszą warstwę ma terii pochłaniającej, to najpierw ulegają pochłonięciu promienie 3 (rys. 118, str. 229). W miarę znikania tych promieni współczynnik absorpcji zmniejsza się raptownie; gdy grubość materii jest dostatecznie wielka, np. gdy jest to płytka z ołowiu grubości co najmniej 1 mm, wówczas obserwowany współczynnik absorpcji należy do promieni i. Ponieważ te promienie są na ogół niejednorodne, przeto wskutek filtro wania, tj. ustawiania coraz grubszych ekranów, stają sic; coraz bardziej przenikliwe. Za pomocą silnych źródeł i czułych przyrządów dostrze gamy jonizujące działanie promieni 7 radu po przejściu przez 20 cm lub więcej ołowiu. Przechodząc przez ciało ludzkie promienie te roz świecają w sposób widoczny ekran z platynocyjanku baru. Całkowity w s pół c z y n n i k a b s o r p c j i \>. P r o m i e n i ’(, z d e f i n i o w a n y p o d o b n i e jak w p r z y padku promieni X (924), jest w przybliżeniu proporcjonalny do gęstości p materii pochłaniającej; biorąc jednak rzeczy dokładniej, współczynnik masowy — jest zależny, chociaż w bardzo nieznacznym stopniu, od cię żaru atomowego. Oprócz promieni ( bardzo przenikliwych substancje promieniotwór cze w-ysyłają również stosunkowo «miekkie» promienie yDla wykrycia tych ostatnich jest rzeczą konieczną zastosować urządzenie, w którym promienie S zostają odchylone w polu magnetycznym, promienie a zaś są pochłaniane przez cienki ekran (rys. 129). Rys. 130 przedstawia krzywą absorpcji niejednorodnych promieni 7, wysyłanych przez aktyn w równo wadze z pierwiastkami pochodnymi. Na podstawie absorpcji możemy traktować promieniowanie 7 różnych radiopierwiastków jako złożone na ogół z niewielkiej liczby grup, z których każda jest pochłaniana zgodnie z prawem wykładniczym. Wartości współczynników otrzymane doświad czalnie zależą nieco od użytej metody, rozkład na grupy jest również w pewnym stopniu do wolny, niemniej jednak grupy promieni 7 wykry wane za pomocą pomiarów absorpcji mogą służyć do charakteryzowania radiopierwiaslka. Niżej umie szczona tablica (str. 252) zawiera wartości u. w g I i nie dla promieni różnych radiopierwiastków 1 ). Współczynniki są umieszczone w 4 kolumnach, uszeregowanych według ich rzędu wielkości. W przypadku ołowiu podany jest tylko współczyn nik pochłaniania najbardziej przenikliwej grupy. Porównywając współczynniki absorpcji w gli nie z analogicznymi współczynnikami, otrzymy wanymi w przypadku promieni X o znanej dłu gości fali, stwierdzamy, że grupy należące do trzech pierwszych kolumn mogłyby być traktowa ne jako serie M, L, K danych radiopierwiastków, natomiast grupom kolumny czwartej musimy przy pisać większe częstości, co świadczy o jądrowym pochodzeniu tych składników. Jak jednak zobaczymy w następstwie, rów nież niektóre grupy promieni 7 małej częstości są pochodzenia jądrowego. Najbardziej przen i ki iwe g ru py prom ien i 7 należą do Ra (G+ G), do MThl i do Th(G+G). Współczynnikowi u. w ołowiu, wynoszące mu 0, 5, odpowiada grubość potrzebna do zmniejszenia do połowy l. = 0, 693/0, 5 = = 1, 4 ci 11. N a t o m i a s t n aj miększy składnik promie niowania 7 jonu jest po chłaniany do połowy przez warstw ę glinu, której grubość wynosi tylko 6, 4 mikronów. Dla dokładniejszego przed stawienia absorpcji promie Zndh E Rys. 129. Al,.S-bieguny elektromagnesu. E lub E’położenia ekranów. A-komora jonizacyjna. loal Masa /wwiertcJiniawa u Rys. 130. l] Wartości p. A I różnią się tylko w niektórych szczegółach od liczb podanych w ta blicy stałych promieniotwórczości z r 1930. 252 u. cm I w Al u. cm 1 w Pb I II III tv UX v 24 0, 7 “ 2, 3 UX 2 0, 14 0, 72 lo. 1088 22, 7 0, 41 Ra. 354 1 6, 3 0, 27 RaB %.Si 230 40 0, 57 1, 5 RaC+RaC“ 0, 23; 0, 12 0, 53 RaD 45 1, 1 7 RaE 0, 24 Po. 2700 46 bardzo mały 0, 96 RAc 25 0, 29 AcB 120 3 1 0, 45 AcG + AcG“. 0, 20 0, 86 26 0, 12 0, (52 ThB 160 32 0, 36 ThC+ ThC“ 0, 096 0, 46 ni Y należy rozróżniać podobnie jak w przypadku promieni Ali absorpcję rzeczywistą oraz rozproszenie (por. 924, 30). Kładziemy: u. = x + a, gdzie x jest to współczyn n i k absorpcj i foto e I ektrycz nej, a zaś współ czynnik rozpraszania. Istnieją metody doświadczalne, służące do wyzna czania udziału obu współczynników w obserwowanym zmniejszaniu się natężenia oraz do porównywania absorpcji promieni Y z absorpcją pro m i e n i X (Kahlrausch, Alimad i Staner, i i n n i). Schemat urządzenia doświadczalnego (rys. 131). Wiązka wychodząca ze źródła pokreślona za pomocą kanałów w blokach ołowio wych G\ G’, między którymi znajduje się ekran ołowiowy l“’, przenika do komory jonizacyjnej li po przejściu przez diafragme w płycie ołowiowej D. Ekrany pochłaniające umieszczamy w E lub w E’. W połażeniu E’ komora otrzymuje stosunkowo więcej promieniowania rozproszonego F E El I I B CI I CI 3 Rys. 131. przez ekran niż w położeniu E, natomiast udział absorpcji fotoelektrycz nej jest w obu przypadkach jednakowy. Umieszczając ekran w E, wy znaczamy w przybliżeniu IŁ; umieszczając ekran w E’, wyznaczamy w przybliżeniu x. Fotoelektryczna absorpcja masowa promieni A’, zbadana w okolicy XMOOy.X1), stosuje się do prawa Iiragga i I’circe’a t.-i/p = aZ*X8, gdzie Z jest to liczba atomowa, 1ciężar atomowy, X długość fali, a stały współczynnik, którego wartość zmienia się nagle, kiedy X prze chodzi przez wartość odpowiadającą jednemu z poziomów pochłaniają cego atomu 2 ). Jeżeli promienie Y posiadają częstość większą od często ści poziomów A’(1, 50 <7.ir. w.1 I. 87, 8 ekw. w Pb), to nie obserwujemy żadnej nieciągłości w przebiegu absorpcji; w tym przypadku mamy, jak to wynika z praw absorpcji promieni A’, a = 1, 36.10-\ skąd wynika, że tlp. = 14, 4X3 w glinie i 3000 X3 w ołowiu (X w jedndstkach.-i). Doświad czenie wykazuje, że absorpcja fotoelektryczna promieni Y zmienia się w zależności od Z w len sam sposób, co absorpcja promieni A’, o ile długość fali nie jest zbyt mała, nj>. większa od KiOI.A’. Natomiasl zależ ność i od X jest zupełnie inna w przedziale zawartym między 100j.X i 10j. X Możemy wyznaczyć w przybliżeniu współczynnik —. w ołowiu porównywając absorpcję całkowitą t + o w 1’1; i w Al w przypadku, gdy X jest dostatecznie małe, aby można było zaniedbać t w.11 i założyć, że o jest proporcjonalne do liczby elektronów w jednostce objętości. Długość fali użytego promieniowania można wyliczyć na podstawie war tości —.U, jak to będzie wyjaśnione w dalszym ciągu. Istnieje również wzór empiryczny, wyrażający zależność x od X. Taki wzór podał Ciay. log tft 3, (55 + log X + 0, 48 (log Xr; X w j.X (X > 100 j.X). Jeżeli X wynosi w przybliżeniu 1 Oj. X, należy wzór ten uzupełnić wy razem dodatkowym. Poprawiony w ten sposób wzór można stosować do obliczania O/o nawet w przedziale X<101.\. I.godnie z teorią Comptona (por. O 30) współczynnik — > promieni 7 wielkiej częstości nie może być obliczany na podstawie prawa.1..1. Thom sona, zgodnie z którym wartość o p jesl niezależna od długości lali i wynosi w przybliżeniu 0, 2; mianowicie ten współczynnik zmniejsza się wraz z długością fali, zresztą znacznie wolniej niż współczynnik absorp cji rzeczywistej. Współczynnik składa sic; z dwóch wyrazów, z kté rych pierwszy wyraża rozproszenie energii w postaci promieniowania, drugi zaś odpowiada energii przekazanej elektronom w zjawisku Comptona a = ąt + a“. Według Compiana powinniśmy mieć a = a“/(i + 2a), gdzie a“ jest to współczynnik.1..z Thomsona, a = hvfmc* = h/mck (h stała Plancka, v-częstość promieniowania, m — -masa spoczynkowa elektronu, c prędkość światła, X długość fali). Otrzymany w ostatnich czasach wzór Kleina i Nishiny, wyprowadzony na podstawie mechaniki falowej. ’I Jednostka z.V równa się 1 O“““ cm. -) Według niektórych autorów wykładnik przy jest hardziej zbliżony do i!, ’.12, prawo zaś Bragga i /’eirce’a nie stosuje si<; dokładnie. wyraża inną zależność — J od X, mianowicie powolniejszy spadek. Wzór ten jest następujący; 3 f 1 + a 2 ( 1 + a) 1 + 2a 1 -In {I + 2a) + In (1 a 2a (I + 2arJ a = i / « (I + 2a) a. = 8 a. 2(1 + a)(2a-’ — 2a — 1) + a 2 (I + 2a) 3(1 + 2«)“]* 8a* Ponieważ a posiada postać oJra) i ponieważ 0 0 jest proporcjonalne do liczby elektronów n w jednostce objętości rozpraszającej materii, przeto przyjęto definiować dla każdej substancji elektronowy współ czynnik rozpraszania a e = a/ra. Jeżeli promienie 7 wielkiej często ści są rozpraszane przez lekkie atomy zawierające tyl ko słabo związane elektrony, to można przyjąć, że wszystkie elektrony rozpraszają pro mieniowanie W jednakowym Stopniu. Klasyczna wartość ajn wynosi 6, 57.1025 cm’, o/p = 0, 40 Z/A fj 30). Krzywa na rys. 132 przedstawia stosunek a a o w zależności od a, zgodnie z wzorem Kleina i Nishiny. a = 1 znaczy, że energia wynosi 5, 11.10* en: Rozkład kierunków promieniowania rozproszonego różni się od roz kładu obliczonego na podstawie teorii klasycznej: promieniowanie wiel kiej częstości ulega rozproszeniu przeważnie ku przodowi, natomiast na tężenie promieniowania roz 1, 0 P r o s z o n e g o’ w k i e r u n k a c h (Ja.. wstecznych I u b prostopad le do wiązki jest w przypadku o, p r o m i e n i b a r d z o p r z e n i k I i wych zbliżone do zera. Po dobnie zmienia się wraz 0, 6 z częstością promieni 7 roz kład kierunków elektronów CompIona. Rozkład ten po 0, 4 siada maximum w kierunku tym bardziej zbliżonym do kierunku wiązki pierwot 0, 2 nej, im częstość promienio wania jest większa (por. 9 30, rys. 55). Zmiana długości fali pro 11,. 132. mieni 7 w zjawisku Comptona jest bardzo znaczna. Przj po minamy, że X=Xo+0, 0242(1-cosO); (w /1), gdzie 6 jest to kąt między kierunkiem wiązki rozproszonej i wiązki pierwotnej (9 30). Tak np. roz proszenie promieni 7 Ha C, których długość fali jest zawarła między .o 1, 0 5 3 IT.X II 111 1 1 I \ \ \ 6 i 2 O j. X, P r z e b i e g a w t e n s p o s ć b, ż e d ł u g ość f a I i w i ą z kir o z p r o s z o n ej pod kątem 6 = 90° jest większa od podwójnej wartości pierwotnej. Promieniowanie rozproszone zawiera oprócz składników ze zmienioną długością fali również pewną ilość promieniowania nie zmodyfikowanego. W miarę jak częstość, wzrasta, absorpcja rzeczywista traci na zna czeniu w porównaniu z rozproszeniem, które odgrywa tym większą rolę, im liczba Z pierwiastka pochłaniającego jest mniejsza. Tak np. w cia łach lekkich współczynnik x promieni, których X’= 20j.X, jest znikomo mały wobec a, natomiast w ołowiu x i a są tego samego rzędu wiel kości. Możemy zatem powiedzieć, że absorpcja promieni bardzo prze nikliwych w ciałach lekkich polega tylko na rozproszeniu, gdy nato miast w ciałach z dużą liczbą atomową mamy również do czynienia z absorpcją fotoelektryczną. Z tych rozważań wynika, że współczynnik rozproszenia promieni 7 w lekkich pierwiastkach może być zbadany dosyć dokładnie za pomocą aparatury przedstawionej na rys. 133. Wąską komorę jonizacyjną B umieszczamy w znacznej odległości od źródła.S’, którego rozmiary są małe i ustawiamy między źródłem i komorą ekrany pochłaniające E. Obserwowane w tych warunkach u> Jjjj zmniejszenie jonizacji wynika prawie wyłącznie z roz proszenia wiązki. Znajdujemy np., że o/p w wodzie lub glinie wynosi około 0, 05 w przypadku promieni 7 radu, filtrowanych przez 4 c/n ołowiu (Bruzau)j. Możemy również umieścić komorę w B’, co po zwala mierzyć ilość promieniowania rozproszonego w danym kierunku. Jeżeli x może być zaniedbane, to wzór Kleina Nisluny pozwala wyliczyć na podstawie znajomości a długość fali X promieniowania jednorodnego. Podobnie jeżeli a może być zaniedbane wobec x, np. w obszarze długości fali miękkich promieni A’, możemy wyliczyć X na podstawie znajomości u., które w tym przypadku nie różni się od x. Jeżeli jednak absorpcja i rozprosze nie wywierają porównywalne skutki, to zależność mię dzy IŁ i X jest bardziej skomplikowana: mierząc p. RyS 138. w celu wyznaczenia X, musimy wziąć pod uwagę liczne możliwe źródła błędów. Ponieważ, promienie 7 wysyłane przez radiopier wiastki są niejednorodne, przeto można niekiedy posługiwać się pojęciem: I\równoważnej długości fali», zdefiniowanym podobnie jak w przypadku promieni A’ jako długość fali promieniowania jednorodnego, pochłania ’) W tych doświadczeniach należy posługiwać się wiązką równolegli) i osłonić źródło w ten sposób, aby do komory nie mogły dostawać sie. promienie rozproszone przez przedmioty umieszczone w pobliżu źródła. negć w pewnych określonych warunkach w tym samym stopniu, co dane promieniowanie niejednorodne. Ta definicja nie jest jednak do kładna, ponieważ zjawisko jest bardzo zawile. Dla przykładu podamy, że równoważna długość fali promieni 7 liaC nitrowanych przez 4 dm Pb jest zbliżona do 1 j.X. Jeżeli promienie 7 przenikaj;) przez grube warstwy materii, to wskutek zjawiska Comptona w każdym elemencie objętości powstają promienie, których długość fali jest zmodyfikowana. 9 90. Absorpcja jądrowa i wytwarzanie elektronów dodatnich. Pomiary współczynnika rozpraszania najbardziej przenikliwych pro mieni 7, jakie spotykamy wśród ciał promieniotwórczych, pozwoliły wy znaczyć elektronowy współczynnik rozpraszania w różnych pierwiastkach. Okazało się, że w ciałach lekkich współczynnik 3, silnie filtrowanych promieni 7 RaClj.= I j.X) posiada wartość zgodną z wzorem Klcina Nishiny, W ciałach jednak, których ciężar atomowy jest duży. otrzy muje się wartości większe od teoretycznych. Ten wzrost —,. wraz z. liczbą atomową absorbenla uwydatnia się jeszcze wyraźniej W przypadku twar dych promieni 7 Th(C+C’j, X = 4, 7 j.X. Zjawisko to otrzymało nazwę absorpcji jądrowej promieni 7 bardzo wielkiej częstości (L. Mvii ner. Ta i rai/I, Cha o, Gentner i inni). Wartość teoretyczna a c wynosi 1, 13.1028 cm w przypadku X = 4, 7 l. A’, wartość doświadczalna w ołowiu, obliczona z uwzględnieniem nieznacznego efektu fotoelektrycznego, jest o blisko 302 większa. Badanie tej dodatkowej absorpcji jest trudne, ponieważ ma sic; na ogół do czynienia z bardzo słabymi efektami. Zamiast komory joniza cyjnej używa się obecnie często licznika elektronowego (por. S iii). Wydaje się rzeczą niewątpliwą, że do promieniowania rozproszonego w zjawisku Comptona przyłącza się inne promieniowanie wtórne, pobie rające energię promieniowania pierwotnego za pomocą jakiegoś niezna nego dotąd mechanizmu. Niektórzy autorowie sądzili, że jest to emisja promieni monochromatycznych, których długość fali jest większa od dłu gości fali pierwotnej. Z drugiej strony w ostatnich czasach dokonano bardzo ważnego od krycia, które tłumaczy absorpcję jądrową w sposób zadowalający. Płytka z ołowiu, na którą padają bardzo przenikliwe promieni 7, staje się sie dliskiem emisji cząstek naładowanych, których tory obserwowane w ko morze rozprężeń są z wyglądu podobne dć torów elektronowych, z tą jednak różnicą, że w polu magnetycznym zakrzywiają się w odwrotną stronę; muszą zatem należeć do cząstek naładowanych dodatnio. Cząstki te otrzymały nazwę elektronów dodatnich. Elektrony dodatnie zostały dostrzeżone najpierw w promieniowaniu kosmicznym (Anderson, lilac kett, Occhialini, 915). Później wykazano, że ołów naświetlony promie niami, powstającymi wskutek bombardowania berylu promieniami a, Po TABLICA XVII. Fig2. Fig. t. Para elektronów, dodatniego i ujemnego, utworzonych w gazie przez foton y ThC“ (Irena Curie i.1 l. Joliot). Fig. 2. Elektron dodatni i ujemny, wychodzące z płytki Pb, naświetlanej fotonami pocho dzącymi od berylu bombardowanego promieniami a Po (Irena Curie i F. Joliot). wysyła elektrony dodatnie (z Curie, F. Joliot). Foton y, doznający «zde rzenia» w pobliżu jądra ołowiu, może unicestwić się powołując do istnie nia dwa elektrony, z których jeden jest ujemny, drugi dodatni. Przyj mując, że masy spoczynkowe obu elektronów są jednakowe, znajdu jemy, że do tej materializacji konieczna jest energia co najmniej 2 cm 2, co odpowiada 1, 022.1 OG ew. Zjawisko może zatem zachodzić tylko wtedy, gdy energia kwantowa promieni 7 jest większa od tej wartości, ponieważ całkowita energia pary elektronów zrodzonych w materiali zacji nie może przewyższać energii kwantowej fotonu. Te wnioski zo stały potwierdzone doświadczalnie. Oprócz ołowiu, również i inne pier wiastki mogą być źródłem powstawania elektronów dodatnich drogą absorpcji fotonów 7, jednakże stosunek liczby elektronów dodatnich do ujemnych wzrasta wraz z liczbą atomową radiatora. Stosunek ten wzra sta również szybko wraz z energią kwantową promieni 7, np. wynosi 8% w przypadku ołowiu i promieni 7 ThC“ o energii hv = 2650 ekw, 30% zaś w przypadku ołowi u i prom ien i 7, wysyłanych przez be ryl bombardowany cząstkami a, hv= 5000 ekw (9 109). W pierwszym przy padku energia kinetyczna każdego z elektronów może osiągnąć 800 ekw, w drugim 2000 ekw (w założeniu, że oba elektrony mają jednakową energię). Przemiana fotonu w parę elektronów może być traktowana jako ów nieznany dotąd sposób absorpcji promieni 7, stanowiący istotę tzw. absorpcji jądrowej. W istocie oba zjawiska pojawiają się jednocześnie, g d y e n e r g i a kwa n t o w a p r o m i e n i 7 P r z e kra c z a 1 O O O ekw. E I e k t r o n y d 0 datnie otrzymały nazwę pozytonów. Absorpcja promieni 7 bardzo wiel kiej częstości odbywa się głównie drogą materializacji. Na tablicy XVII widzimy dwie pary elektronów, z których jedna (fig. 1) została utworzona w powietrzu przez promienie 7 ThC“; oba elek troby wychodzą z tego samego punktu. Druga para (fig. 2) została utwo rzona w ołowiu działaniem promieni 7 o energii 5000 ekw, w tym przy padku elektrony wychodzą, jak się zdaje, z różnych punktów. Istnienie elektronów dodatn ich zostało przewidziane przez Oiraca na podstawie rozważań teoretycznych, z których wynika, że elektron do datni powinien posiadać bardzo krótki czas trwania, rzędu drobnego ułamka sekundy. W ciągu tego czasu musi nastąpić dematerializacja, tj. spotkanie elektronu dodatniego z ujemnym, w którym oba znikają dając początek emisji dwóch fotonów 7 o energii około 500 ekw. W isto cie stwierdzono, że powstawanie promieni 7 tej częstości towarzyszy absorpcji promieni 7, których energia jest dosyć znaczna, aby pozy tony mogły się tworzyć (Tarrant i Gray). Z drugiej strony emisja promieni 7 «dematerializacyjnych» towarzyszy również absorpcji pozy tonów powstających w zjawiskach przemian jądrowych (Joliot, Thibaud, 9 11 2). M. Ci i rio-Skłodowska. Pro m ien iotwórczość. 1; 9 91. Ra I e e V\Ół e I i e li...I ÓIV f. Przechodząc przez materię promienie? podobnie jak promienie X dają początek promieniom wtórnym wskutek zjawiska Comptona, zjawiska fotoelektrycznego oraz materializacji. To wtórne promieniowanie obej muje część elektromagnetyczną, składającą się z promieni rozproszonych oraz promieni fluorescencji charakterystycznej, i część korpuskularną, składającą się z fotoel ektronów, elektronów Comptona i elektronów «materializowanych» (dodatnich i ujemnych). Energia kinetyczna wtórnych elektronów wzrasta z energią kwan tową pierwotnych promieni VJak już wiemy, promienie bardzo wielkiej częstości, X < 20 l. X, są pochłaniane w lekkich ciałach głównie drogą zjawiska Comptona, toteż elektrony wtórne są prawie wyłącznie tego po chodzenia. Natomiast absorpcja promieni miękkich, np. takich, których X = 1 A, jest uzależniona głównie od emisji fotoelektronów, nawet w przy padku lekkich pierwiastków, np. glinu. Rys. 134 przedstawia schemat najprostszych, dawno już wykonanych doświadczeń, które posłużyły do wykrycia wtórnych promieni f: pier wotne promienie f, wychodzące ze źródła S, padają na radiator R i po wodują emisję promieni wtórnych, które badamy za pomocą elektro skopu E, umieszczonego za ekranem z ołowi u. Wytwarzając pole magnetyczne prostopadłe do płaszczyzny rysunku przekonywamy się, że promienie wtórne są częściowo utworzone z elektronów. W doświadczeniach, w których posługu jemy się wiązką promieni ( dokładnie ogra niczoną za pomocą diafragmy, jest rzeczą konieczną otaczać źródło wielką masą oło wiu, gdyż inaczej promienie V powodują emisję promieni wtórnych z przedmiotów znajdujących się w pobliżu oraz ze ścian po Rys. 134. koju, co zakłóca pomiary. Ponieważ promienie katodowe padające na radiator stają się przy czyną emisji promieni X, przeto należy przypuszczać, że promienie V mogą być wzbudzone działaniem promieni 6. Zjawisko to nie daje się łatwo obserwować w przypadku promieni 3 ciał promieniotwórczych, gdyż wobec małej wydajności natężenie tych ostatnich jest niedosta teczne. Niektórzy badacze stwierdzili jednak, że radiator, na który pa dają promienie 3 RaE, wysyła słabe promieniowanie V (Gray); analogiczne zjawisko zostało zauważone w przypadku promieni 8 RaC (Chadwick). Dla badania promieni V można posługiwać się licznikiem igłowym lub licznikiem Geigera-Mili/era. Wyładowania w liczniku są wywołane przez elektrony wtórne, wyrzucane ze ścianek licznika lub z drobin gazu pod działaniem pochłanianych promieni Vi ponieważ każdemu zaobser wowanemu elektronowi odpowiada absorpcja jednego fotonu Vi przeto mamy pośredni sposób liczenia tych fotonów. Interpretacja jest jednak dosyć zawiła, ponieważ nie umiemy dokładnie obliczyć względnej liczby pochłoniętych fotonów; niektóre fotony przebiegają przez licznik nie po wodując emisji elektronu. Ten sposób liczenia znalazł zastosowanie w pracy mającej na celu wy znaczenie liczby fotonów, wysyłanych przez ilość Ba (B + C) w równowa dze z 1 g radu (Kovarih). W tych doświadczeniach wiązka promieni 7 była skierowana na płytkę metalową, umieszczoną przed otworem licz nika igłowego. Biorąc pod uwagę absorpcję pierwotnych promieni 7 oraz Wtórnych elektronów w płytce, znaleziono, że liczba fotonów 7, wy syłanych w jednostce czasu przez wspomnianą ilość Ba(BĄ-C), wynosi 7, 3.10 In, co znaczy, że na każdy atom HaB jak również na każdy atom BaC ulegający przemianie przypada emisja w przybliżeniu jednego fotonu. Otrzymana w ten sposób liczba jest prawdopodobnie zbyt mała. Liczenie fotonów 7 stanowi uderzające potwierdzenie teorii kwantów, przypisującej promieniowaniu strukturę korpuskularną. 9 cyfic:kc:j:l pa I B i 7. \!W.d l::La::I. B d g=ś=i fali. Istota promieni 7 była przedmiotem licznych badań, które doprowa dziły Jo stwierdzenia, że te promienie są analogiczne do promieni A’. Obraź odchylenia magnetycznego równoległej wiązki Ha(H + C) ujawnia wyraźną nieciągłość między nie odchyloną wiązką promieni 7 i wiązką promieni 3, posiadających różne prędkości i odchylanych w niniejszym lub większym stopniu (tab!. XVIII, fig. 1). Promienie 7 nie przenoszą ła dunku elektrycznego. Jeżeli jednak te promienie przenikają do puszki Faradaya, to promienie najbardziej przenikliwe przechodzą przez wszystkie ścianki i wychodzą na zewnątrz: w tym przypadku zewnętrzna powierzchnia puszki staje się siedliskiem emisji elektronów wtórnych, wskutek czego receptor zdobywa ładunek dodatni. Ładunek ten nie po eliodzi jednak od promieni 7, lecz wynika ze zjawiska wtórnego. Identyczność natury promieni 7 i promieni X została definitywnie udowodniona w ten sposób, że zrealizowano dyfrakcję promieni 7 za po mocą metody obracającego się kryształu (9 25). Pierwsze doświadczenia wykonane w ten sposób doprowadziłydo wykrycia w widmie dyfrakcyj nym promieni 7 Ha(H + C) prążków, którym odpowiadają stosunkowo znaczne długości fali zawarte między I i 0, 1 1. Obecność tych prąż ków może być przypisana e m i sj i seryj K i l.. wzbudzonych w ato mach radiopierwiastków przez promienie 3 lub promienie 7 pochodze nia jądrowego, których długość fali jest znacznie niniejsza (Buther ford i Andrade). Tak bp. w widmie dyfrakcyjnym dawanym przez sól k u c h e n n ą s i I n e prą ż k i 1, 139 A i 0, 952 A ( kąty u g i ę c i a 1 2 ° i 1 O 0) n a I e ż ą do serii L pierwiastka HaC (Z = 83), powstającego w przemianie BaB (Z = 82) wskutek emisji elektronu jądrowego (9 94); są to składniki 260 promieniowania charakterystycznego, wzbudzonego w utworzonym atomie. Podobnie kąt 1, 4 0 należy do promieniowania o długości fali około 0, 160 A, jednego ze składników serii K pierwiastka 83. W przedziale zawartym między 0, 13 A i 0, 17 A znaleziono 8 prążków należących do seryj K pierwiastków 82. 83 i 84. Niektóre z tych prążków są zapewne po dwójne (Valadares). W późniejszych pracach zdołano zastosować tę metodę do mniejszych długości fali, a zatem do składników promieniowania, których pocho dzenie jest niewątpliwie jądrowe; w widmie radiotom i jego pochodnych dostrzeżona dolna granica długości fali wynosiła 0, 052.1, co odpowiada energii 236 ekw (J. Tldbaud); w widmie /laC granice wynosiły X = 0, 016 A, W =110 ekw (M. Frilley). W tym ostatnim przypadku kąt dyfrakcji wy nosi tylko 9, 8’. W celu otrzymania dostatecznie wyraźnego odchy lenia wiązki pierwotnej oraz wiązki ugiętej było rzeczą konieczną umieścić kliszę w znacznej odległości od źródła, wynoszącej 160c/w oraz używać źródeł w postaci bardzo cienkich rurek szklanych, zawierających około 900 milicurie radonu wraz. z aktywnym osadem. Ponieważ pro mienie bardzo przenikliwe działają słabo na kliszę fotograficzną, przeto dla otrzymania prążków potrzebna była 15-godzinna ekspozycja. Długość fali promieni y dogodniej jest wyrażać w jednostkach X równych 1011 cm niż w jednostkach A równych 1 O-s cm. Najmniejsza długość fali wyznaczona za pomocą metody dyfrakcji wynosi 16 j.X. Poniższa tablica zawiera wykaz głównych prążków, zaobserwowanych w widmie dyfrakcyjnym promieni y Hali i Ha C, otrzymany za pomocą soli kuchennej. Długość fali X jest wyrażona w j.X, energia W w elektronokilowoltach. Promienie y HaB + HaG. Prążki PrąLki p ro m i e n i owan i a charakterystycznego pochodzenia j ąd roweg o ). W ). W X W,. 1139 10, 8 seria L 83 przemiana przemiana 952 13, 0 seria L 83 Hali HaC HaC Hal) 166 74, 4 seria A’ 82, 83 232 53, 3 29, 5 420 161 76, 7 83, 84 ’ 51, 5 240 24 515 143 86, 3 82, 83 42 294 20 617 139 88, 8 83, 81 35 353 16 770 W celu rozstrzygnięcia, które prążki należy przypisać Ha B, które zaś Ha C, wykonano doświadczenia za pomocą widm magnetycznych (994). Jako źródła użyto RaC oddzielonego od Bali. Wszystkie prążki podane w tablicy są to prążki pierwszego rzędu, niektóre jednak skład niki bardzo silne, np.: 20j.X, 35z.Y, 161 l. X, 166z A. dają również prążki drugiego rzędu. W widmie dyfrakcyjnym promieni 7 aktywnego osadu toru odnale TABLICA XVIII. <Source Ampou/e f//?e conteuanc du rad/um ai/ec ses der/res. Rayor/s de RaB +RaC Fig. I. 12 1J3 \?2 1317 — g Fig.2. Fig.3. Kai K(3i, 3 i I \ K a 2 (ThB-.ThCy 143 “6 m U.X. Fig.4. „S o n i ’oJOgTOAOZny wiązki promieni T > BW POlU magnetycznym. ,, ’8re J j. u on’ pochodne. Prążki fluorescencji pomiędzy 140 i 232 l. A. (Fril/er). Mg. 3. Radon i pochodne. Prążki wielkich częstości pomiędzy 16 i 32 j. X. (Fril/er) I’tg. 4. Mezotor i pochodne. Prążki flnorescencii /M. Va/adnresl. ziono prążki charakterystyczne pierwiastków 82, 83 i 84 podobnie jak w widmie promieni Y Holi + liaC ( Vala. da. res). Doświadczenia dotyczące dyfrakcji promieni f dowodzą, że prawa dyfrakcji pozostają słuszne co najmniej aż do X = 16j.X. Zbadane dotąd widmo dyfrakcji jest prążkowe; nie znamy żadnych faktów świadczących o istnieniu widma ciągłego. Zdjęcia niektórych widm dyfrakcyjnych promieni Y są przedstawione na tab!. XVIII. 9 93. Wyznaczanie długości fali promieni ( za pomocą widma wtórnych promieni 3. Dzięki zastosowaniu kryształów soli kuchennej wyróżniających się ma łym odstępem sieciowym (odległość płaszczyzn równoległych do ściany sześcianu 2, 814 A) do badania dyfrakcj i, zdołano doprowadzić pom iary długości fali aż do 16j.X. Dalsze postępy w tej dziedzinie są uzależ nione od możliwości używania kryształów o jeszcze większej zdolności rozdzielczej i zdolności odbicia. Istnieje jednak sposób wyznaczania długości fal znacznie niniejszych od tych, o których była mowa po przednio, oparty na zastosowaniu wtórnych promieni 3, mianowicie folo elektronów lub elektronów Comptona. a) Foto eleklrony. Emisja fotoelektronu wybiegającego z atomu, który pochłonął kwant promieniowania, odbywa się zgodnie z prawem Einsteina (9 29) h\ = Wt + W, gdzie /«v jest to energia pochłoniętego kwantu, Wi energia poziomu, z którego elektron został usunięty i W-energia kinetyczna tego elektronu. Pomiar odchylenia fotoelektronu w polu magnetycznym pozwala wyliczyć prędkość oraz energię W na podstawie wzo, IIu 1\ 1\[I/VT=p-l]. Prawo Einsteina zostało sprawdzone w przypadku promieni X. Do świadczenie dowodzi, że można je również stosować do promieni Y Słuszność powyższego twierdzenia została okazana w następujący sposób (Ellis). Jako źródła promieni ( użyto cienkiej rurki zawierającej radon, umieszczonej w S podobnie jak na rys. 122, w przyrządzie służą cym do pomiarów odchylenia magnetycznego promieni 3 za pomocą me tody ogniskowania. Rureczkę owijano cienkimi foliami z różnych metali, używanych jako radiatory. Substancje, z których nie można sporządzić folij, były nakładane w postaci cienkich warstewek. Składniki promie niowania Y rurki, posiadające dostatecznie wielką częstość, wyrzucają elektrony z poziomu K napotkanych atomów; energia tego poziomu wzrasta wraz z liczbą atomową. Jeżeli pierwotne promieniowanie za wiera grupę monochromatyczną o częstości v większej od częstości po ziomów K, to widmo magnetyczne wtórnych promieni 3 powinno zawie rać prążek przesuwający się w stronę małych’ prędkości, w miarę wzra stania liczby atomowej pierwiastka pochłaniającego. Podajemy przykład liczbowy według danych Ellisa: Wt oznacza energię poziomu K w elektronokilowoltach, Wenergię kinetyczną fo toelektronów usuniętych z poziomu K. Suma Wt + W zachowuje war tość niezmienną w przypadku różnych pierwiastków; możemy zatem po wiedzieć, że ta suma, mianowicie 290 ekw, reprezentuje energię hv pier wotnej grupy i. Ba Ta In Pb u . 253 220 212 203 174 W k 37 69 78 89 118 w+ w k’ 290 289 290 292 292 Prążki widma wtórnego nakładają się na prążki promieni 8 pier wotnych, te ostatnie są jednak częściowo pochłaniane w radiatorze. Część promieni wtórnych, mianowicie promienie pochodzące nie z po wierzchni radiatora, lecz z pewnej głębokości, ulegają zwolnieniu: prążki są przeto rozmyte, można jednak stwierdzić, że przesuwają się w sposób bardzo prawidłowy wraz z ciężarem atomowym radiatora. Zamiast otaczać źródło materią służącą jako radiator, można kiero wać wiązkę promieni ( na płytkę tej materii: punkt 5, w którym wiązka spotyka radiator, jest źródłem emisji fotoelektronów, które są następnie odchylane w polu magnetycznym. Zaleta tej metody polega na tym, że unika się zakłóceń, wynikających z obecności pierwotnych promieni S oraz częściowej absorpcji promieni wtórnych; z drugiej jednak strony w tym przypadku zachodzi konieczność używania znacznie silniejszych źródeł promieni {. Grupy promieni Y wykryte za pomocą tej metody są częściowo iden tyczne z grupami znalezionymi metodą dyfrakcyjną, ponadto jednak wy krywa się w ten sposób składniki znacznie większej częstości. Poda jemy według l. Thibaud spis tych składników znalezionych w promie niowaniu Y Hali i BaC. Energia w elektron oki lo woltach RaB BaC 241 426 294 507 352 610 466 770 938 1129 1144 1778 2220 Wyrzucanie fotoelektronów z ekranu pochłaniającego promienie Y może być nazwane zewnętrznym zjawiskiem fotoelektrycznym w odróż nieniu od zjawiska fotoelektrycznego wewnętrznego, o którym będzie mowa później. b) E/ektrony Comptona. W badaniu promieni Y znalazły również zastosowanie elektrony Comptona: tory mgiełkowe tych elektronów fotografowano w polu magnetycznym za pomocą aparatu stereoskopo wego (Skobie/cyn). Równoległa wiązka promieni Y przenika do komory rozprężeń po przez okno zamknięte ekranem odpowiedniej grubości. Promienie Y ulegają rozproszeniu, któremu towarzyszy emisja elektronów; jest to zjawisko Comptona w powietrzu zawartym w komorze. Komora roz prężeń jest umieszczona w pionowym polu magnetycznym. TABLICA XIX. I i la v W“ fi l! Fig. 1. Fig. 2. Fig. 3. Fig. 1, 2, 3. Zdjęcia stereoskopowe m g iel kowych jtorów elektro nów Compiona wytwo rzonych przez promienie Y #7% i jego pochodnych, filtrowane i ograniczone dia fragma (Skobie/cyn). Strzałka, widoczna na rysunku pierwszym, wskazuje kierunek wiązki. Znaczna liczba torów pochodzi od grupy promieni y 2650 ekw. Pole ma gnetyczne około 1800 oerstedów. Zdjęcia są umieszczone parami w ten sposób, aby je można było oglądać w stereoskopie. Elektron, wychodzący z punktu należącego do wiązki i biegnący w płaszczyźnie poziomej, opisuje w polu magnetycznym tor kołowy (lub linię spiralną z gęsto rozmieszczonymi zwojami, jeżeli kąt pomiędzy prędkością początkową i polem różni się nieznacznie od kąta prostego). Analiza każdego toru elektronowego, sfotografowanego na kliszy, po zwala wyliczyć prędkość O elektronu i kąt cp między prędkością począt kową i kierunkiem wiązki. Pomiędzy energią Welektronu z jednej strony, energią zaś fotonu i kątem cp z drugiej strony istnieje następu jący związek podany przez CompIona. V F = 2 a f t v / [ I + 2 a + ( I + a) 2 t g 2 < P ], g d z i e a = = hwmc s (m masa spoczynkowa elektronu, cprędkość światła). Tablica XIX zawiera reprodukcje torów mgiełkowych elektronów CompIona utworzonych przez promienie f Th(CĄ-C’j. Za pomocą tej metody zdołano potwierdzić istnienie monochroma tycznych grup promieni ( w promieniowaniu radiopierwiastków oraz RaB ItaC cl-Cj Ot CM ta <4 0)’ <J.) ’Q) bOI’ @ PJ Q.) oloJaJ CM Ul to uoNiornnjoBiiio A nnvvn Energia. Rys. 135«. wyznaczyć liczbę elektronów CompIona, wytworzonych przez każdą grupę. Na tej podstawie obliczono liczby kwantów odpowiadające różnym war tościom v, tj. otrzymano rozkład natężeń w widmie promieni y. Liczba elektronów, których prędkości tworzą kąt zawarty między <p

i

’5 187. rów wykonywanych w różnych kra jach, Komisja Wzorców wybrana na Zjeździe Nauki o Promieniotwórczości w Brukseli w 1910 r. postanowiła utworzyć wzorzec miedzi/narodowy w postaci wzorcowej ru rki, zawierają c e j znaną ilość radu. Wzorzec len został sporządzony w sierpniu 1 911 >’. przez Marię Curie. Była to cienkościenna rurka szklana, zawierająca ’) Niezmiernie małe ilości radu, np. rzędu wielkości 10 o mg, mogn byt! oznaczane droga badania promieni y za pomocą licznika Geigera-Mul/era (Li, W.). 21, 99 mg bardzo czystego bezwodnego chlorku radu, pochodzącego z soli, która posłużyła do oznaczenia ciężaru atoniow-ego radu. Inny wzorzec, zawierający 31, 17mgRaCl n został sporządzony w Wiedeńskim Instytucie Radowym w charakterze wzorca pomocniczego. W r. 1912 Komisja doko nała porównania obu wzorców i stwierdziła ich zupełną zgodność. W związku z tym postanowiono sporządzić tzw. «wtórne» wzorce, które powinny być porównane z wzorcem międzynarodowym i z wzorcem po mocniczym z dokładnością do 0, 2$ i przeznaczone dla głównych Urzędów Miar różnych krajów. Ustalono, że długość rurek powinna wynosić około 30 mm, średnica wewnętrzna 3, 2 mm i grubość ścianek około 0, 27 mm. Międzynarodowy wzorzec jest przechowywany w Międzynarodowym Biurze Wag i Miar w Sevre pod Paryżem, skąd przenosi się go do i n stytutu Radowego w Paryżu w celu sprawdzania wzorców wtórnych. Wzorzec ten zawierał w sierpniu 1911 r. 16, 74 mg radu pierwiastka w założeniu, że Ra = 226, 0, CI = 35, 457; wskutek jednak samorzutnej przemiany radu wzorzec traci około 0, 046% rocznie, toteż ilość radu jest obecnie o przeszło 1% mniejsza niż w chwili sporządzenia. Do kładne cechowania wymagają uwzględnienia tej poprawki. Laboratorium pomiarów promieniotwórczości Urzędu Miar powinno posiadać kilka wzorców różnej zawartości radu, których wzajemne sto sunki są dokładnie znane. Dokładność, jaka można osiągnąć w ozna czaniu radu, jest tym większa, im rozmiary i zawartość obu porównywa nych preparatów są bardziej zbliżone do siebie. W pomiarach o chara kterze technicznym, wykonywanych na potrzeby przemysłu i lecznictwa można liczyć na dokładność od 0, 5 S do 1%. Ponieważ w wielu labora toriach istnieje osobny oddział pomiarowy, podobny do tego, który jest czynny w Paryskim Instytucie Radowym, przeto najczęściej oznacza się ilości radu za pomocą pomiarówelektromedycznych zamiast ważenia. Silnie filtrowane promienie ( używane w tych pomiarach nie pocho dzą od samego radu, lecz od jego pierwiastka pochodnego RaC. Jeżeli ten ostatni nie znajduje się w równowadze z Ra, preparat nie nadaje się do oznaczania radu. W świeżo sporządzonej soli radowej ilość RaC wzrasta proporcjonalnie do ilości radonu i w przypadku, gdy to jest konieczne, można obliczyć graniczną wartość RaC na podstawie pomia rów wykonywanych w ciągu pewnego czasu. Równowaga jest osiągnięta dopiero po upływie I miesiąca. Można również, posługiwać się tą metodą dla oznaczania zawartości radu w substancjach, w których absorpcja promieniowania nie może być zaniedbana, wszelako osiągnięta dokładność jest niniejsza. Zawar tość radu w minerałach bywa niekiedy oznaczana w ten Sposób. Pomiary promieni y mogą służyć nie tylko do oznaczania radu, lecz również, radonu i RaC; jest rzeczą ogólnie przyjętą wyrażać ilości tych radiopierwiastków w curie i w milicurie. Tak np. ilość RaC, stanowiącego źródło promieni t, porównywa się bezpośrednio z. wzorcem i wyraża się w milicurie niezależnie od tego czy mamy do czynienia z RaC towa rzyszącym radowi czy radonowi w zalutowanej rurce, czy wreszcie 272 z RaC otrzymanym z osadu aktywnego. W leczniczych zastosowaniach radu jest często rzeczą konieczną oznaczać w ten sposób radon w cien kich ru rkach, tzw. igłach. Jeżeli RaC nie znajduje się w równowadze z radem, jego ilość zmie nia się w czasie, co należy wziąć pod uwagę w ten sposób, że wyniki redukuje się do danej chwili. To samo stosuje się do pomiarów zawar tości radonu za pomocą promieniowania f RaC. Ponadto w tym przy padku stosunek ilości RaC i radonu w stanie równowagi przejściowej różni się nieco od stosunku, który znajdujemy w przypadku, gdy Rn i RaC towarzyszą Ra i pozostają z nim w równowadze. Teoria wykazuje, że ilość radonu II’ zawarta w rurce może być obliczona na podstawie ilości q znalezionej drogą bezpośredniego porównania z promieniowaniem V wzorca radowego. Wzór jest następujący: q’ = q (a b c) gdzie X jest to stała radonu, a, b, c są to stałe RaA, RaB i RaC. Wy konywaj ąc rachunek znajdujemy q’ = q ( 1 O, O O 8 8 ). Dla oznaczania preparatów mezotoru i radiotom posługujemy się rów nież promieniowaniem V! W t y 111 jednak przypadku nie umiemy sporzą dzać wzorców ze wspomnianych radiopierwiastków, ponieważ nie zdołano dotąd ich otrzymać w postaci czystej soli i w ilości dającej się zważyć. Musimy przeto zadowolić się używaniem wzorców radowych i wyrażamy ilości mezotoru i radiotom jako «równoważne danej ilości (miligramów) radu». W przypadku RTh promieniowanie V pochodzi od ThCĄ-ThC“. W przypadku MTh mamy do czynienia z. tą samą grupą promieni Vi po nieważ te preparaty zawierają na ogół RTh oraz jego pochodne; ponadto jednak należy wziąć pod uwagę inną grupę, wysyłaną przez M Th2, pier wiastek zajmujący w rodzinie torowej miejsce między MThl i RTh. Współczynniki absorpcji tych dwóch grup promieni V są różne od współ czynnika absorpcji promieni V RaC (9 89). Wyniki porównania z wzorcem radowym nie są przeto jednoznaczne, lecz zależą od warunków doświad czenia, w największym zaś stopniu od grubości ołowiu użytego jako ekran. Rozróżnianie mezotoru, radiotom i radu zawartych w zalutowanych rurkach ma wielkie znaczenie w handlu ciał promieniotwórczych, ponie waż MTh i RTh zanikają znacznie szybciej niż rad. W celu otrzymania jakiejś wskazówki bez otwierania rurek można wykonywać pomiary z różnymi grubościami ołowiu (Bothe), co pozwala ujawniać różnice mię dzy współczynnikami absorpcji. Interpretacja tych wyników jest dosyć trudna zwłaszcza wskutek obecności malej domieszki radu w preparatach MTh (patrz 9 1 39), pochodzących zazwyczaj z m i nerałów zawierających zarazem tor i uran. Inny sposób kontroli polega na tym, że wyznacza się z jednej strony stosunek R promieniowania { rurki badanej, do promie niowania ru rki wzorcowej zawierającej Ra, z d rug iej zaś strony stosunek A ilości ciepła wydzielanego przez oba preparaty. Jeżeli badana rurka zawiera rad, R = A; jeżeli zawiera MTh i jego pochodne, stosunek A/R różni się od 1 i zmienia się wraz z wiekiem preparatu (Maria Curie). ROZDZIAŁ XVI ZWIĄZKI ENERGETYCZNE POMIĘDZY JĄDROWYMI PROMIENIAMI I I PROMIENIAMI a 9 98. Promienie n( i poziomy jądrowe. Niektóre spośród promieni Y ciał promieniotwórczych mogą być in terpretowane jako promieniowanie charakterystyczne atomu, wzbudzone wskutek zaburzenia, którego doznaje atom w chwili, gdy zmienia się kon figuracja elektronów (99 75, 92). Najważniejsza jednak część promienio wania Y jest pochodzenia jądrowego i składa się również z grup mono chromatycznych określonej długości fali i energii. Te grupy są wy syłane w następstwie zaburzenia, które powstaje w atomie po emisji cząstki 8 lub cząstki a. Możemy założyć, że jądro posiada budowę cha rakteryzującą się istnieniem jądrowych poziomów energii, które w sta nie normalnym są obsadzone przez cząstki należące do jądra. Jeżeli jedna lub kilka cząstek przechodzi na wyższy poziom, jądro jest w sta nie wzbudzonym i może wrócić do stanu normalnego drogą emisji monochromatycznych promieni Y Nie należy jednak rozumlec tej analogii między budową jądra i atomu w ten sposób, że wzbudzenie jądra wynika ze zmiany poziomu jakiegoś elektronu jądrowego. Jak wiemy, elektrony wysyłane w prze mianach promieniotwórczych nie posiadają określonej prędkości (9 83), nie można przeto dopatrywać się jakiegokolwiek związku liczbowego mię dzy energią promieni 8 i energią jądrowych promieni YNatomiast pro mienie a należące do danej grupy są monokinetyczne, możemy przeto przyjąć, że cząstka a należąca do jądra znajduje się w określonym sta nie kwantowym, któremu odpowiada określona energia kwantowa. Ga mow założył, że przejście cząstki a z normalnego poziomu w jądrze do poziomu wzbudzonego może być następstwem przemiany promieniotwór czej, której towarzyszy emisja cząstki a. W tym przypadku energia promieniowania Y wysyłanego podczas powrotu do stanu normalnego jest zależna od energii cząstki a. Jądro może również ulec wzbudzeniu w następstwie emisji cząstki 3; Mianowicie może nastąpić przejście cząstki a lub protonu na wyższy ’«ri>’-Sklo<lowska. Pro m i en i otwć rczość. 18 poziom. Wynikająca stąd emisJa promieni y pozostaje w związku z moż liwą w tym przypadku emisją cząstek a długiego zasięgu; nie rozu miemy jednak dotąd istoty związku między promieniowaniem [5 i wzbu dzeniem jądrowym. 993 Cś5 łl gą:ali (/’ a i palBi f Rozważymy kolejno przypadek głównych grup cząstek a oraz przy padek grup długiego zasięgu. a) Główne grupy. Widmo magnetyczne tzw. normalnych cząstek a wysyłanych przez dany radiopierwiastek składa się z jednego prążka lub z kilku zbliżonych do siebie prążków, z których każdy charaktery zuje grupę o określonej prędkości i energii (9 69). Tworzymy wszystkie możliwe różnice A pomiędzy energiami tych grup i zestawiamy je z kwantowymi energiami U promieni Y* wysyłanych w tej samej prze mianie promieniotwórczej. Zgodnie z Gamowem grupa promieni a naj większej energii pochodzi z normalnego poziomu jądrowego. Niektóre jednak cząstki a pozostawiają jądro A w stanie wzbudzonym, co wynika z tego, że przekazują część swej energii innej cząstce a, powodując jej przejście z poziomu normalnego na wyższy poziom; energia wysłanych cząstek a jest zatem mniejsza od energii normalnej; są to cząstki jednej z grup całkowitego promieniowania. Natomiast jądrowa cząstka a, która uzyskała nadmiar energii A, traci go w chwili powrotu do stanu normalnego w postaci energii kwantowej U promieniowania y> wysyła nego przez jądro B powstające w przemianie A->B. Energia U jest równa A. Energia ta może być wysłana bądź w postaci jednego fotonu, bądź szeregu kolejnych fotonów. Doświadczenia wykonane z cząstkami a ThC i promieniami Y Th(C+C’ + C“) potwierdziły istnienie przewidywanych zgodności ener getycznych (Bosenblum i Valadares). Wyniki są podane na poniższej tablicy; energie są wyrażone w elektronokilowoltach 1 ). Spośród 15 moż liwych różnic energetycznych pomiędzy 6 grupami cząstek a prawie wszystkie odpowiadają grupom promieni Y, Z których 8 podano na tablicy. ThC....... A 4 o, 7 29 2 2 9 4 3 3 2 43 7 4 5 8 4 7 8 627 Th{C — +C’ — +C“) LJ 4 O, o 287 298 327 432 451 4 71 6 1 7 Analogiczne wyniki otrzymano w przypadku promieni a i Y B A C. BA G......A 3 3, 6 4 1 6 o 1 o o 1 9 1 2 7 5 2 9 5 3 o 9 BAc......LJ31, 543, 761, 41 01195282300300 Podobna zgodność istnieje w przypadku AcC (grupa Y 350 ekw) w przypadku Ba (grupa Y 1 89 ekw). ’) W celu obliczenia A należy do energii cząstki a dodać energię odskoku powstają cego atomu. Promienie a oraz promienie i RAc są wysyłane w przemianie RAc — L AcX. Promienie a. ThC są wysyłane w przemianie ThC-aThC“’; promienie f Th (C + C’ + C“) przypisywano dawniej przemianie ThC“ J\ ThO, zdołano jednak udowodnić, że grupy odgrywające rolę w subtelnej budowie są wysyłane w przemianie ThC-L ThC“ zgodnie z wymaganiami teorii. Teoria Ga/nowa interpretuje te doświadczenia w ten sposób, że pierwiastek powstający w przemianie O. posiada co najmniej tyle jądro wych poziomów energii, ile istnieje różnych grup promieni a. Energia En jednego z tych poziomów ma postać Eo + Ao“, gdzie Eo jest to energia pozio m u normai nego (czyi i podstawowego), A Bn jest to różn ica e ne rg i i między normalną grupą promieni a i grupą mniejszej energii rzędu n. Na rys. 138 przedstawiono schemat poziomów jądrowych ThC“, znale ziony na podstawie grup promieni a ThC. Jest rzeczą prawdopodobną, że istnieją reguły wyboru wzbraniające niektórych przejść między po ziomami, podobnie jak to się dzieje w przypadku promieni X. b) Grupy długiego zasięgu. Oprócz głównych grup niektóre radiopierwiastki wysyłają tzw. cząstki a «długiego zasięgu», których liczba jest niezmiernie mała w porównaniu z liczbą cząstek zwykłego typu. Emisję tego rodzaju odkryto w przypadku Ra (C + C’ + C“), Th(C+C’ + C“), w ostatnich zaś czasach w przypadku Ac(B+C+C’ + C“); przypi sujemy ją radiopierwiastkom RaC, ThC i AcC, które wysyłają cząstki a i powstają w przemianie 3 RaC, ThC i AcC. Według Gamowa w przemianie Ct C’ po odejściu elektronu pozostaje jądro C’ w stanie wzbudzonym, w którym jedna z cząstek zajmuje poziom E“, wyższy od poziomu podstawowego Eo. Wzbudzone jądro C: może powrócić do stanu normal nego Eo wysyłając kwant promieniowa nia s o częstości v i następnie ulec prze mianie C’ — Z), której towarzyszy emisja cząstki a o energii EJ prawdopodobień stwo 6 tego przejścia jest bardzo wielkie. Istnieje jednak również, małe prawdopodo bieństwo X procesu, w którym C: zamienia się bezpośrednio w D i wy syła cząstkę a długiego zasięgu o energii Eo-\-A, gdzie A = hv. Liczba n cząstek tego rodzaju może być obliczona na podstawie wzoru n/rp «) = X/6, gdzie p jest to względna liczba atomów C’ powstających w stanie wzbudzonym, (p-n) — liczba fotonów odniesiona do przemiany jednego atomu. Rozważania te możemy uogólnić w przypadku, gdy zniknięciu stanu wzbudzenia towarzyszy emisja kilku fotonów. Naj prostszy schemat jest przedstawiony na rys. 139. ł 1 I < 1 1 j ! 477 1 1 1 (D ! l V 1 1 1 -1 1 1 1 ł 40.6 n Rys. 138. Układ poziomów jądra ThC“. Poziom podstawowy A. Poziomy wzbudzone B do F. Nadmiar energii każdego z nich ponad energia poziomów“/ lub B jest podany w ekiv. Strzałki wskazują przejścia. Znaleziono, że RaC wysyła 12 grup długiego zasięgu (Rutherford i jego współpracownicy) i udowodniono, że te grupy pozostają w związku z głów nymi grupami promieni (RaC. Tak np. grupa cząstek a, których A = 607 ekw, odpowiada grupie promieni Y o energii A. Grupie A = 2880 ekw odpowiada emisja dwóch następujących po sobie kwan t ć w ( 1 761 + 11 20) ekw, i t d. N aj s i I n i ej s z a g r u p a, o z as i ę g u 9, 1 3 cm (w 15° pod ciśnieniem normalnym), odpowiada. jak s i ę z d aj e, g r u p i e p r o m i e n i (, / i v = 1 4 1 4 ekw, która ujawnia się tylko w emisji fotoelektro nów konwersji wewnętrznej. Jeżeli n i pn są dane doświadczalnie, to powyższy wzór po zwala wyliczyć O, ponieważ, wartość ). może być otrzymana na podstawie zasięgu ( 70) lub jeszcze lepiej na podstawie teoryj mechaniki falowej 9 114. Otrzy m uj e się wartości O zawarte m i ędzy 10 14 sek“, 1 1 01G sek“, l, co daje się pogodzić z przewidywaniami teoretycznymi. Na podstawie odpowiedniości między promieniami a długiego zasięgu promieniami Y można zbudować układ poziomów radiopierwiaslka najlepiej zbadanego pod tym względem, mianowicie RaC. Jeżeli na podstawie widma cząstek a nie możemy wysnuć żadnych wniosków dotyczących poziomów jądrowych, to znajomość tych poziomów opieramy wyłącznie na prawie kombinacyj, zgodnie z którym energie niektórych grup promieni f są równe różnicy energii dwóch innych grup. W tym przypadku jednak obliczanie poziomów jest nieco dowolne, co sprawia, że otrzymane w ten sposób schematy należy traktować z pew nymi zastrzeżeniami. Fakty wyłożone w tym rozdziale rzucają pewne światło na pocho dzenie jądrowych promieni i, ponieważ dowodzą, że emisja monochro matycznych promieni 7 jest uzależniona od tych samych elementów budowy jądra co emisja promieni a, nie znamy jednak zupełnie związ ków energetycznych pomiędzy emisją jądrowych promieni 3 i następują cych po niej promieni Y D >

• 0

Rys. 139. ROZDZIAŁ XVII DZIAŁANIA PROMIENI CIAŁ RADIOAKTYWNYCH 9 100. Jonizacja gazów, cieczy i ciał stałych. Powstawanie ładunków. Promienie a, 3 i 7 jonizują materię w stanach gazowym i ciekłym, i niewątpliwie również w stanie stałym, chociaż w tym ostatnim przy padku jest rzeczą bardzo trudną udowodnić to doświadczalnie. Możli wość zjonizowania drobiny nie zależy od stanu skupienia danej materii, rzecz ma się jednak zupełnie inaczej, o ile chodzi o rekombinację jonów i prawa ich ruchliwości. Stąd wynikają duże różnice w zachowaniu się gazów, cieczy i ciał stałych, jako też niektóre zawiłe zjawiska, których interpretacja jest niepewna. o.) Jonizacja gazów. Zjawisko to zostało już zbadane z różnych punktów widzenia w poprzednich rozdziałach; wiemy jaką wielką rolę odgrywa ono w badaniu ciał promieniotwórczych i ich promieniowania. Przypominamy, że działanie jonizacyjne, pochodzące od substancji, która wysyła promienie a, 3 i 7, należy głównie przypisać promieniom a, jeżeli ma się do czynienia z komorą zwykłych rozmiarów i jeżeli substancja nie jest przykryta ekranem; działanie promieni 3 jest co najwyżej rzędu \% całkowitej jonizacji; działanie promieni 7 jest jeszcze słabsze. Na podstawie tego faktu nie możemy jednak sądzić o względnej energii trzech rodza jów promieniowania, gdyż są one pochłaniane w komorze w bardzo róż nym stopniu. Doświadczenia, w których liczymy cząstki, prowadzą do wniosku, że przemianie każdego atomu odpowiada jedna cząstka a i w pewnym przybliżeniu również jedna cząstka 3 i jeden foton 7. Cał kowita jonizacja wytworzona przez promienie danego rodzaju, odnie siona do jednej przemiany atomowej jest zatem proporcjonalna do liczby v jonów wytworzonych na całej długości zasięgu tych pro mieni w powietrzu. Wartość v jest dosyć dokładnie znana w przy padku promieni a, wynosi ona od 100000 do 250000 w zależności od prędkości cząstek. Wartość ta nie jest tak dobrze znana w przy padku promieni j5, a zwłaszcza promieni 7, których energie kwan towe wahają się w szerokich granicach. Możemy jednak przypisać promieniom 7 lia(B+C) średnią wartość v = 20000, promieniom 3 zaś jeszcze mniejszą średnią wartość, v = 10000. Różni autorowie podają, ze energia zużyta na parę jonów jest niezależna od rodzaju promienio 278 wanla; wartość tej energii waha się jednak od 30 do 45 ekw. Można by przeto założyć również, że energia jonizacji jest zależna od energii kine tycznej cząstek S lub od energii kwantowej fotonów i, chociaż dotych czasowe doświadczenia nie przemawiają na korzyść tego przypuszczenia. Jeżeli jonizacja gazu nie jest zbyt silna, możemy zawsze osiągnąć prąd nasycenia. Nawet w przypadku jonizacji spowodowanej przez cząstki a, której towarzyszy wielka gęstość liniowa jonów, można osią gnąć w dostatecznym przybliżeniu stan nasycenia. W silnie zjonizowanym gazie, umieszczonym w polu elektrycznym, jony zdobywają prędkość, wskutek czego wywierają dostrzegalne działa nia mechaniczne na drobiny gazu, w którym się poruszają. Ponieważ jony dodatnie i ujemne poruszają się w przeciwnych kierunkach, przeto ich działania kompensują się prawie dokładnie w okolicach, w których pole jest jednostajne, koncentracja zaś jonów obu rodzajów jest jednakowa. Natomiast wszelka dysymetria pola i koncentracji sprawia, że powstaje przewaga siły skierowanej w jedną stronę, co znajduje wyraz w istnie niu wiatru elektrycznego. To zjawisko odgrywa rolę w okolicznościach tworzenia się osadów aktywnych na elektrodach i ściankach naczynia, w którym odbywa się aktywacja. b) J o n i z a c j ę c i e c z y zaobserwowano dotąd tylko w przypadku cieczy izolujących, np. heksanu, oleju parafinowego, ciekłego powietrza itd. (Pierre Curie). Doświadczenie zostało wykonane w następujący sposób; ciecz znaj duje się pomiędzy dwiema elektrodami w kształcie rur A i B (rys. 140). Wewnątrz elektrody A połączonej z elektrometrem znajduje się na czyńko R, zawierające rad; elektroda B jest połączona ze źródłem wy sokiego napięcia. Rurka G, połączona z ziemią i odgrywająca rolę osłony elektrostatycznej, jest częściowo zanurzona w cieczy i ochrania elektrometr od dostępu jonów wytworzonych w powietrzu przez promienie wycho dzące ze źródła. Promienie3i/\ przenikają do cieczy poprzez cienkie ścianki elektrody A. Prąd jonowy wzrasta proporcjonalnie do na pięcia; ta liniowa zależność utrzymuje się w znacznie większym obsza rze niż w gazach, można jednak stwierdzić, że nawet w cieczy prąd zbliża się powoli do stanu nasycenia. W przypadku starannie oczy szczonego heksanu, stwierdzono istnienie dwóch rodzajów jonów, z któ-, rych jedne są bardziej ruchliwe i dają stosunkowo łatwo zjawisko nasy cenia, inne zaś, mało ruchliwe, pochodzą zapewne od pozostałych w cieczy zanieczyszczeń (Jaffe)). Jony pierwszego rodzaju posiadają ruchliwość zbliżoną do 6.104 cm 2 /sek X wolt. l] W świetle nowszych badań (Adamczewski) przewodnictwo samoistne najczystszych cieczy d i e I e kt rycz nyc h O.“. = 1 QI» <UI cm I) może być przypisan e całkowi c i e d z i ałan i u jonizacyjnemu promieni kosmicznych i zanieczyszczeń promieniotwórczych w otoczeniu. Wzrost prądu powyżej obszaru nasycenia daje się całkowicie wytłumaczyć działaniem rekombinacji początkowej i wyróżnionej w kolumnach i grupach wytworzonych przy joni zacji. Poza tym pomiary ruchliwości jonów w całej grupie węglowodorów typu Cn/hn+2, do której należy i heksan, wykazały obecność dwóch rodzajów jonów dodatnich o blis kich wartościach ruchliwości (I,. W.). Całkowita jon izacja w cieczy, pochodząca od prom ien i, 3, jest znacznie mniejsza od jonizacji, którą otrzymalibyśmy w powietrzu w analogicz nych warunkach, tj. w przypadku całkowitej absorpcji promieni. Zjawisko to jest jeszcze bardziej uderzające w przypadku promieni a, których za sięg w cieczy jest bardzo mały: otrzymana jonizacja jest tysiąc razy mniejsza od jonizacji wytwarzanej w powietrzu. Jak się jednak wydaje, fakty te nie dowodzą, że jony powstają początkowo w mniejszej liczbie, lecz wynikają z niezmiernie wielkiej gęstości liniowej (jonizacja kolum nowa), wskutek czego usuwanie jonów działaniem pola jest utrudnione, rekombinacja zaś odbywa się w warunkach bardzo sprzyjających. e) Jonizacja ciał stałych wytworzona przez przenikliwe pro mienie 3 i f (aeeąuerel) może być badana za pomocą przyrządu przed stawionego na rys. 140 np. w ten sposób, że do zbiornika a nalewa się stopionej parafiny. Prąd jonowy powstaje pod działaniem promieni w ciekłej parafinie i utrzy muje się po skrzepnięciu, jest jednak wówczas słabszy. Prąd w stałej parafinie jest zależny nie tylko od jej stanu chwilowego, lecz również od stanu poprzedniego; mianowicie przewodnictwo wzrasta wraz z czasem ekspozycji na działanie promieni. Jeżeli po pewnej chwili usuwamy pole elektryczne, np. uziemiamy elektrodę a, stwier dzamy, że powstaje prąd przeciwnego kierunku, z początku silny, zanikający jednak szybko. Zja wiska te tłumaczymy nagromadzeniem się jonów < Ziemia Rys. 1.0. w dielektryku, podobnie jak tłumaczymy polaryzację dielektryka w polu elektrycznym, w nieobecności promieniowania. Należy zatem sądzić, że źródłem tej polaryzacji jest obecność jonów w dielektryku w stanie normalnym. Jeżeli promienie a działają na bardzo cienką warstwę dielektryka umieszczonego w polu elektrycznym, to powstaje prąd, którego natę żenie szybko się zmniejsza i osiąga bardzo małą wartość stateczną, przy ..... pisywaną JonizacJI. d) Zastosowanie działania jonizacyjnego. Promienie joni zujące ułatwiają przejście wyładowania elektrycznego pomiędzy dwiema elektrodami. Zjawisko to obserwujemy umieszczając iskiernik w obwo dzie wtórnym cewki jonizacyjnej i regulując rozstawienie elektrod tak, aby zostały zrealizowane warunki bezpośrednio poprzedzające po jawienie się iskry; w tych warunkach iskra przeskakuje po zbliżeniu źródła promieni jonizujących. Jeżeli jonizujemy powietrze pomiędzy dwiema elektrodami metalo wym i, z których jedna jest połączona z ziemią, druga zaś z elektrome trem, to stwierdzamy, że elektrometr odchyla się; to odchylenie pozwala mierzyć elektromotoryczną siłę zetknięcia dwóch metali oddzie lonych powietrzem. Te siły elektromotoryczne są rzędu wielkości ułamka wolta. 270 280 Sonda metalowa, pokryta osadem materii promieniotwórczej, służy w pomiarach elektryczności atmosferycznej do badania rozkładu poten cjału w powietrzu. W zależności od kierunku pola istniejącego między sondą i otaczającym ją zjonizowanym powietrzem, sonda pochłania jony tego lub innego znaku dopóty, dopóki jej potencja! nie zrówna się z po tencjałem sąsiednich punktów przestrzeni. Sond tego rodzaju, połączo nych z elektrometrem, używamy często zamiast aparatów, w których wy równanie potencjałów odbywa się za pomocą płomienia lub wyciekania wody. Sondy z substancjami promieniotwórczymi weszły obecnie w po wszechne użycie i między innymi znalazły zastosowanie w doświadcze niach robionych w strefie biegunowej. Mówiąc o metodzie torów mgielkowych Wilsona wspominaliśmy kilkakrotnie o skraplaniu pary wodnej, spowodowanym przez promienie jonizujące. W obecności radonu można zaobserwować również skrapIa nie parli w stanie nasycenia i nawet poniżej tego sianu; w kolbie zawiera jącej wodę destylowaną i powietrze zmieszane z radonem powstaje widocz na mgła; to samo zjawisko odbywa się, gdy wodę zastępujemy rozcieńczo nym kwasem siarkowym (M. Curie). Jak się wydaje, ośrodki kondensacji, dookoła których powstaje ta mgła, są to skupienia drobin związków che micznych, powstających wskutek działania promieni a radonu na dane środowisko. Podobne mgły obserwujemy również w przypadku lotnych węglowodorów, dwusiarczku węgla, bezwodnego eteru, jodu lub kam fory. W zależności od natury substancyj wprowadzonych do kolby wraz z radonem, mgła jest mniej lub więcej trwała; powstawanie mgły świad czy o reakcji chemicznej. Promienie przenikliwe wychodzące z rurki z radem powodują kry stalizację przechlodzonych substancyj. To zjawisko zostato stwierdzone w przypadku przechłodzonej siarki osadzonej w postaci licznych jedna kowych kropelek; naświetlając część powierzchni zauważamy, że krysta lizacja odbywa się tu szybciej niż w okolicy nie naświetlonej i że wzra sta zarówno liczba ośrodków, jak i prędkość krystalizacji. ej Zjawiska gromadzenia się ładunku. Godne uwagi zJa wiska powstają wskutek nagromadzania się ładunku jonów, wytworzo nych w gazach w obecności wielkich ilości materyj promieniotwórczych oraz ład u n ków przenoszonych bezpośrednio przez prom ien ie a i (3. Wewnątrz ru rki szklanej zawierającej rad nagromadzają się ładunki elektryczne, ponieważ promienie a nie opuszczają ru rki, gdy tymcza sem promienie 8 wychodzą na zewnątrz. Jest to zjawisko bardzo niepożądane, które w niektórych przypadkach może spowodować iskrę przebijającą rurkę. Wypadek ten może się zdarzyć zwłaszcza wówczas, gdy chcąc otworzyć rurkę nacinamy ją nożem w miejscu, gdzie szkło jest cienkie; toteż najczęściej ru rki zawierające rad są za opatrzone w drucik platynowy, wlutowany przy jednym końcu i przeni kający do wnętrza. W cienkich rurkach zawierających radon pod ciśnieniem atmosfe rycznym dostrzegamy niekiedy powstawanie iskierek w gazie, wsku tek czego w szkle tworzą się szczeliny (A. Dębienie). Pod zniżonym ciśnieniem powstają niekiedy wyładowania podobne do wyładowań obserwowanych w rurkach z rozrzedzonym gazem. Jeżeli w malej pa rownicy kwarcowej umieszczamy bardzo silny preparat polonu, to po Fig. 1. Fig. 2. Fig. 3. Fig. 4. TABLICA XX. Fig. i. Fotografia parownicy otrzymana dzięki świeceniu zawartej w niej soli radowej. Sól radowa zawarta w rurce, fotografowana własnym światłem. Rurka szklana zawierająca radon skondensowany w niskiej temperaturze i foto grafowana w świetle fluorescencji wzbudzonej w szkle. Strefa światła wzbudzonego w powietrzu działaniem promieni a polonu, wycho dzących z silnego źródła o małych rozmiarach, umieszczonego w A’ [F. Ja/iat). pewnym czasie ścianki są podziurawione i popękane w wielu miejscach; zjawisko to jest prawdopodobnie następstwem małych iskierek, powsta jących wskutek nagromadzania się ładunków w materii izolującej (Maria Curie i A. Dębienie). Okruszyna materii promieniotwórczej, zawieszona w próżni na izolu jącej podstawie i osłonięta w ten sposób, że promienie a są pochłaniane, promienie 3 zaś wychodzą z preparatu na zewnątrz, powinna ładować się dodatnio dopóty, dopóki potencjał nie stanie się dostatecznie wysoki, by cząstki 3 nie mogły wybiegać ze źródła. W rzeczywistości jednak potencjał graniczny jest zależny od dobroci izolacji. 9 101. i3. Ta. d...I. i =Et L.j::a. Związki radonośnego baru lub radu świecą własnym światłem (Piotr Maria Curie). Zwłaszcza silne światło wysyłają bezwodny chlorek i bez wodny bromek; świecenie kilku decygramów soli radowej jest widoczne przy świetle dziennym. Światło wychodzi z całej masy preparatu, nie zaś tylko z powierzchni, jak to się dzieje w przypadku naświetlonego ciała fosforyzującego. Świecenie preparatu zmniejsza się z czasem wskutek zachodzących w soli zmian, którym towarzyszy zabarwianie się soli; je żeli jednak sól poddajemy ponownej krystalizacji, a następnie osuszeniu, to otrzymujemy takie samo świecenie jak na początku. Roztwory soli radonośnego baru lub radu świecą również; najlepiej można przekonać się o tym umieszczając roztwór w parownicy platyno wej, która nie świeci pod działaniem promieni, w odróżnieniu od szkła lub kwarcu. Przyczyną świecenia soli radowych jest fluorescencja drobin soli wzbudzona działaniem promieni radu, w zasadzie nie różniąca się od fluorescencji wzbudzonej przez jakikolwiek inny czynnik. Związki jonu i aktynu świecą również. Na tab!. XX, fig.2 widzimy fotografię rurki zawierającej sól radową, na tab!. XX, fig. 1 fotografię parownicy zawierającej 4 g soli radowej; oba te przedmioty zostały sfotografowane w ciemności i tylko przy ich własnym świetle. Świecenie wywołane przez promienie radu pochodzi również od znaj dującego się w pobliżu powietrza. Mamy tu do czynienia z działaniem promieni a na azot; w istocie badanie spektroskopowe (Huggins, Zeeman) ujawnia pasma, które odnajdujemy również w widmie wyładowania prze biegającego w azocie. Wszystkie ciała wysyłające promienie a wywie rają analogiczne działania w powietrzu. Na tab!. XX, fig. 4 przedstawia otrzymaną w ciemności fotografię powietrza świecącego pod działaniem cząstek a wychodzących z prepa ratu polonowego, złożonego na niewielkiej powierzchni; promień świe cącej strefy odpowiada w przybliżeniu zasięgowi promieni a polonu. 282 Promienie a, 8 i f ciał promieniotwórczych wzbudzają fosforescencję różnych ciał, w zasadzie podobną do tej, która powstaje pod działaniem światła; wszelako względne natężenie wzbudzenia jest różne w różnych przypadkach (P. i M.Curie). Stosunkowo najlepiej fluoryzują sole alka liczne i ziem alkalicznych. Papier, wata, szkło fluoryzują pod działa niem promieni, natomiast metale nie fluoryzują. Rurka szklana, na kté rej koiulensujemy radon w niskiej temperaturze, świeci w miejscu, w kté rym następuje kondensacja tak silnie, że można fotografować to zjawisko w ciemności (tab!. XX, fig. 3). Do obserwowania świecenia pochodzącego od promieni 3 i f najlepiej nadaje się platynocyjanek baru. Natomiast dla obserwowania cząstek a używa się zazwyczaj siarczku cynku, na którym powstają scyntylacje opisane w 9 65. Scyntylacje tłumaczymy wzbudzeniem ośrodków utworzonych z fos forogenu, tj. domieszki stosownego obcego ciała, np. śladów miedzi do danych do siarczku cynku w stanie roztworu stałego. Te ośrodki ulegają zniszczeniu wskutek długotrwałego działania promieni a, toteż naświe tlany siarczek cynku stopniowo traci zdolność świecenia. W celu obser wowania scyntylacyj używa się także wilemitu i diamentu. Silne preparaty polonu powodują świecenie umieszczonego w pobliżu siarczku cynku, widoczne przy świetle dziennym. Otrzymujemy również silny efekt świetlny wprowadzając radon do kolby, której ścianki są po wleczone siarczkiem cynku. Jeżeli na ekran z ZnS kierujemy strumień powietrza zmieszanego z aktynonem, to widzimy na ekranie piękne zjawisko przybierające postać świecącego dymu. Stopniowy zanik fosforescencji ciał pod działaniem promieni a, p i ( jest zjawiskiem zupełnie ogólnym i tłumaczy się zmianami chemicznymi, zachodzącymi w naświetlonej substancji. Można wyznaczyć zasięg promieni a substancji fosforyzującej uży wając promieni a, padających na ekran prawie stycznie i dających scyn tylacje w postaci świecących kresek, których grubość można zmierzyć za pomocą mikroskopu. Scyntylacje wywołane przez cząstki II są słabsze od scyntylacyj pochodzących od cząstek a. Promienie 3 i f nie wy twa rz aj ą s cy n ty la cyj. Działanie promieni na fosforyzujące ekrany znajduje niekiedy zasto sowanie w razie jakiegoś wypadku, np. eksplozji substancji aktywnej, gdyż umożliwia odszukiwanie rozproszonych części preparatu. Fosforyzujący siarczek cynku zmieszany z bardzo małą ilością soli radowej (na ogól w proporcji mniejszej niż 1/4000) służy do sporządza nia świecących farb, których słabe świecenie jest widzialne w ciemności i którymi powlekamy cyfry i podzialki na cyferblatach, skale świecące, wskazówki itp. Zamiast radu można używać do sporządzania tych farb również mezotoru lub radiotom. Termoluminescencja jest to własność, którą posiadają niektóre ciała, np. fluoryt lub apatyt, polegająca na tym, że wysyłają one światło podczas Fig. 1. Fig. 2. Fig. 3. TABLICA XXI. Fig. I. Fig. 2. Fig3. Radiografia portmonetki Otrzymana za pomocą promieni Y radu. Radiografia płytki stalowej za pomocą promieni v radu. Płytka o grubości 96 mm z trzema równoległymi rysami: a, b.c o głębokości 2, ’% i 6 mm oraz z węższą rysą d o głębokości 30 mm (A. Hegnier). Użyta ilość radu 600 mg; odległość od źródła do kliszy 58 cm; czas ekspozycji 5 godzin. Radiografia małego molom za pomocą promieni radu (A. Iićgnier). Użyta ilość radu 600 mg; odległość od źródła do kliszy 105 cm; czas ekspozycji 5 godzin. ogrzewania ich ponlzeJ temperatury żaru. W celu zaobserwowania termoluminescencji fluorytu wystarcza rzuclc kilka kawałków tego ciała na płytkę metalową, ogrzaną do 500°. Podczas ogrzewania ciało wy syła określoną ilość światła; zjawisko nie zachodzi przy powtórzeniu doświadczenia. Jeżeli jednak substancję, której zapas energii świetlnej został wyczerpany, poddajemy działaniu ciał promieniotwórczych, to od zyskuje ona zdolność do wysyłania światła podczas ogrzewania. Te zJa wiska są związane ze zmianą barwy; fluoryt zabarwia się podczas na świetlania i odbarwia się podczas termoluminescencji. To samo zjawisko obserwujemy w przypadku szkła i kwarcu. Ciała te zabarwiają się pod działaniem promieni powodujących zarazem fluo rescencję; podczas ogrzewania następuje termoluminescencja, barwa zaś znika. Małe naczynia z kwarcu, w których znajdowały się ciała pro mieniotwórcze, ogrzewamy zazwyczaj w celu usunięcia zabarwienia unie możliwiającego oglądanie ich zawartości. Pojawianie się i znikanie za barwienia jest związane z reakcjami chemicznymi, zachodzącymi w tych substancjach. Jest rzeczą prawdopodobną, że zabarwienie naturalnych fluorytów zarówno jak ich zdolność do fluorescencji są to własności nabyte wsku tek długotrwałego działania promieni ciał radioaktywnych, zapewne w ciągu całych okresów geologicznych. 9 1CE ic3.l.Ły e Przypominamy, że zjawisko promieniotwórczości zostało odkryte przez Becguerela na podstawie zaczernienia klisz fotograficznych, wywołanego przez przenikliwe promienie związków uranowych (por. 9 36). Na kliszę działają zarówno promienie a jak 8 i 7; działanie to znajduje zastoso wanie, jak to wspominaliśmy, w doświadczeniach dotyczących odchyle nia magnetycznego lub elektrycznego (promieni a lub 8), oraz dyfrakcji (promienie tj. W tym ostatnim przypadku mamy do czynienia z dzia łaniem wtórnych promieni 8 wzbudzonych w emulsji przez promienie Y Za pomocą przenikliwych promieni pierwiastków pochodnych od radu można otrzymać radiografie podobnie jak za pomocą promieni.Y. Źródło promieniowania w postaci zalutowanej rurki zawierającej sól radową umieszczamy w pewnej odległości od kliszy, do której przylega fotogra fowany przedmiot. Używając kilku centygramów soli umieszczonej w odległości 20 cm, możemy otrzymać w ciągu godziny obraz danego przedmiotu, np. portmonetki (tab!. XXI, fig. 1). Ciała promieniotwórcze nie nadają się do leczniczych zastosowań radiografii, ponieważ są zbyt kosztowne i dają promieniowanie niejednorodne. Wszelako używanie tych promieni może oddać usługi w przypadku radiografii przedmiotów metalowych, których grubość lub kształt są tego rodzaju, że stosowa nie promieni X jest niemożliwe (tab!. XX I, fig. 2 i 3). Możemy mierzyć natężenie promieniowania metodą tolomelryczną, tj. drogą mierzenia stopnia zaczernienia kliszy. 284 Ta metoda badania bywa stosowana zarówno do zaczernionych pól jak. i do wąskich prążków widma; w tym ostatnim przypadku metoda nosi nazwę mikrofotometrycznej. Mikrofotometr jest to przyrząd posia dający silnie oświetloną szczelinę, której obraz utworzony przez so czewkę rzucamy na zdjęcie fotograficzne badanego widma, awiatlo prze chodzące przez kliszę pada na ogniwo termoelektryczne lub na komórkę fotoelektryczną; powstaje prąd elektryczny, którego natężenie jest tym mniejsze, im badane miejsce jest bardziej nieprzezroczyste. Zmiany prądu podczas przesuwania kliszy rejestrujemy za pomocą stosownego urządzenia i otrzymujemy krzywą odpowiadającą zmianom zaczernienia kliszy. Jeżeli / jest to natężenie światła przechodzącego przez kliszę w miejscu zaczernionym przez promienie, /“ zaś natężenie światła prze chodzącego przez miejsca nie zaczernione, definiujemy zaczernienie S za pomocą wzoru: S = Ig(lJI). Jeżeli światło jest pochłaniane zgodnie z prawem wykładniczym / = ’ne„VA, mamy S = \>.xlog e, gdzie x jest to grubość naświetlonej okolicy, \>. współczynnik absorpcji. \Var tość S zależy od wielu czynników: z jednej strony od rodzaju kliszy i sposobu jej wywoływania, z drugiej zaś strony od natężenia promienio wania /, od stopnia zużytkowania promieni w emulsji i od czasu ekspo zycji t. Według Bolhego i innych autorów istnieje prawo wzajemności S=f (IX t), wyrażające zależność między natężeniem promieniowania określonego rodzaju i czasem ekspozycji. Funkcja o odzwierciedla prze bieg stopniowego pobierania energii promieniowania przez ziarna emulsji, które mogą następnie być wywołane. S wzrasta najpierw proporcjonal nie do / X t, potem wzrost staje się powolniejszy i w końcu zatrzymuje się; jeżeli wartości IX I są bardzo wielkie, obserwujemy niekiedy zmniejszenie efektu, analogiczne do zjawiska solaryzacji w przypadku światła. Najkorzystniejsze warunki dla fotometrii otrzymujemy zużytko wując początkową część krzywej, w której S jest proporcjonalne do / X t i do pochłoniętego ułamka promieniowania \>O.. Promienie a są zużytkowane w zwykłych kliszach w zupełności. Ina czej w przypadku promieni S, których część tylko jest pochłaniana przez emulsję, część tym mniejsza, im prędkość c jest większa. W przypadku pro m ien i t w em u I sj i powstają fotoelektrony i elektrony CompIona, dzia łanie zaś fotog7’aficzne jest zależne od prędkości tych promieni wtór nych, a zatem pośrednio od energii hi promieni pierwotnych. Zależ ności liczbowe pomiędzy S, c i hi są dotąd mało znane, możemy jednak założyć, że decydującą rolę odgrywają w tym przypadku prawa absorpcji promieni w emulsji. Emulsja fotograficzna może być traktowana jako odbiornik promieni, niezmiernie cenny, gdy chodzi o zjawiska słabe, gdyż działanie może być wzmocnione drogą przedłużenia czasu ekspozycji. Stosuje się to np. do bardzo słabego promieniowania minerałów promieniotwórczych lub do silnego, lecz bardzo przenikliwego promieniowania skoncentrowanych substancyj promieniotwórczych. Uczyniono wiele prób zastosowania klisz fotograficznych do liczenia cząstek a. Jest to’ bardzo’trudne zadanie, ponieważ zaczernienie, wy tworzone przez promienie a prostopadłe do kliszy lub pochylone pod TABLICA XXII. Fig.5. Fig. I i 2. Skupienia atomów promieniotwórczych (C. Chamie). Fig. 3 i 4. Halo pleochroiczne. Fig. 5. Przekrój autoradioliistologiczny nerki królika, któremu zaslrzyknięto roztwór polonu nieznacznym kątem, składa Się z wywołanych ziaren soli srebrowej, które w mikroskopie nie różnią Się dostrzegalnie od ziaren wywołanych na kliszy nie naświetlonej; nieomal wszystkie rodzaje klisz dają pewną liczbę takich ziaren. Na podstawie przybliżonych obliczeń sądzimy, że każdej cząstce a odpowiada jedno wywołane ziarno. Jeżeli jednak pro mienie a padają na emulsję bardzo skośnie, to wytwarzają szeregi Ziaren, które łatwo jest dostrzec i przeliczyć. Doświadczenie to wykonywamy w następujący sposób: na kliszy umieszczamy małe ziarnko substancji aktywnej. Promienie a przenika jące do żelatyny nieomal stycznie do jej powierzchni wytwarzają szeregi ziaren wzdłuż całego zasięgu cząstek. Po wywołaniu widzimy w mikro skopie obraz w postaci gwiazdy, pozwalający zmierzyć zasięg cząstek (Muhleslein). Ta metoda pozwoliła odkryć zjawisko skupień atomów promieniotwórczych, powstających w różnych warunkach i analogicznych do cząsteczek koloidalnych; skupienia posiadają bardzo małe rozmiary, lecz są utworzone z wielkiej liczby atomów (Chamie). Na tablicy XX II znajduje się przykład skupień tego rodzaju, powstających zarówno w gazach jak i cieczach. Na podstawie zasięgu cząstek a w żelatynie, możemy rozpoznać radiopierwiastek, z którego atomów są utworzone dane skupienia. .Można posługiwać się mikrofotografią w celu zbadania rozmieszczenia materyj promieniotwórczych w organizmie. Tak np. polon wstrzyknięty małym zwierzętom w postaci roztworu, koncentruje się w niektórych organach. Skrawki sporządzane z tych organów umieszczamy na kliszy fotograficznej (9 105, tab!. XXII, fig. 5). 9 103 ia. d El I La e I---łt:> J=*=, =d I e Promienie a, O. i ( wytwarzają w materii zabarwienia i zmiany che miczne. Mamy podstawy do przypuszczania, że zabarwieniom towarzy szą często, a może nawet zawsze reakcje chemiczne. Pierwsze zaobserwowane zjawisko tego rodzaj u dotyczyło zabarwie nia szkła i porcelany pod działaniem promieni radu (P. i M.Curie 1889); wkrótce potem odkryto wytwarzanie ozonu (Oemar9ay, P. Curie), roz kład wody (Giesel), przemianę fosforu białego na czerwony (Becquerel) itd. Późniejsze prace wykazały, że istnieje bardzo wielka rozmaitość działań chemicznych, których badanie stanowi przedmiot osobnej nauki zwanej radiochemią ’). Promienie ciał radioaktywnych atakują z mniejszą lub większą szyb kością drobiny wszelkiego rodzaju, gdy tymczasem działania fotoche miczne światła są selektywne zarówno ze względu na skuteczną długość fali, jak i na rodzaj drobin zdolnych do reakcji. Można zatem sądzić, że działania chemiczne światła są zależne od rezonansu między światłem ’) Por. książkę 6’. C. Linda «The Chemical Effects of a Particles and Electrons)* (Ame rican Chem. Society, Monograph Series 1928). 286 a drobiną, natomiast cząstki a i 3 działają drogą jonizacji wytwarzanej w środowisku, w którym są pochłaniane. Ta hipoteza tłumaczy, dlaczego działania chemiczne promieni a są znacznie silniejsze od działań pro mieni 3. Promienie Y działają tylko za pośrednictwem pochodzących od nich wtórnych promieni 3. a) Z a b a r w i e n i a. Wszystkie rodzaje szkła: porcelana, fajans itd. uzyskują zabarwienie w obecności ciał promieniotwórczych. Naczynia używane do przechowywania tych ciał zabarwiają się stopniowo na ko lor brązowy lub fioletowy; ciała te mogą być odbarwione pod wpły wem ogrzania, któremu często towarzyszy termoluminescencja (9 101). To samo stosuje się do naczyń z pireksu lub stopionego kwarcu. Zabarwienie pochodzące od promieni a sięga tylko nieznacznej głę bokości, odpowiadającej zasięgowi cząstek a w naświetlanej substancji stałej; działanie promieni 3 posiadających dłuższy zasięg jest głębsze, działanie promieni Y sięga jeszcze głębiej. Przypominamy, że kawałki szkła wystawione na światło słoneczne przybierają z czasem wyraźne zabarwienie, najczęściej fioletowe. Badanie zależności między zabarwieniem i budową chemiczną nie dało dotąd zupełnie wyraźnych wyników. Jak się wydaje, jednym z głów nych czynników jest obecność metali alkalicznych, mianowicie sodu lub potasu; czynną rolę mogą również odgrywać inne składniki, np. ołów lub mangan. Podczas długotrwałego naświetlania zabarwienie dąży do maximum, co pozwala przypuszczać, że proces zabarwiania jest ograni czony procesem odwrotnym. Zabarwienia obserwujemy zarówno w przypadku czystych soli, jak i naturalnych minerałów: istnieje wielka liczba prac poświęconych temu zagadnieniu (St. Meyer, K. Przibrum, Lind i Hardwell). To zjawisko jest również, ściśle związane l. termoluminescencja. Wiele badań poświę cono soli kuchennej, która w zależności od warunków naświetlania barwi się na niebiesko lub na żółto: fakt ten pozostaje zapewne w związku z istnieniem naturalnych okazów soli kuchennej, silnie zabarwionych na niebiesko zapewne wskutek długotrwałego działania pochłoniętych pło mieni. Diament dający piękną niebieską fluorescencję pod działaniem promieni a zabarwia się na powierzchni na kolor zielony, który znika pod wpływem ogrzania. Sole radu i ladonośnego baru zmieniają z czasem barwę. Bezwodne kryształy chlorku i bromku, oglądane w świetle rozproszonym, są zupełnie białe i dają błękitną luminescencję. Po upływie pewnego czasu kryształy rozsypują się, jednocześnie barwa staje się brudna i zmienia się na ko lor szarobrunatny, a następnie szaroczamy. Tej zmianie barwy odpo wiada przemiana chemiczna, mianowicie utrata chloru i bromu. Ekrany fosforyzujące lub fluoryzujące pod działaniem promieni za barwiają się wskutek naświetlania, wydajność zaś świecenia ulega z m n i ej szeniu (por. J 101). Kolba, której wewnętrzne ścianki są pokryte siarcz kiem cynku, przeznaczona do doświadczeń wykładowych, w których demonstruje się świecenie pochodzące od radonu, powinna być po do świadczeniu starannie opróżniona w celu uchronienia siarczku cynku od psucia się. Jeżeli kładziemy cienka, rureezkę, zawierająca 10milicurie radonu na warstewce platynocyjanku baru, stwierdzamy, że po upływie godziny powstaje tuż pod rurką brunatna plama o wyraźnym zarysie ru rki, ostro odcinająca się od zielonego tta ekranu. Używając źródeł bardzo silnych otrzymano w biotycie nie tylko znik nięcie zjawiska zabarwienia, lecz również, jego odwrócenie (Jędrzejowski). Zjawisko to zostało zrealizowane za pomocą ru rki szklanej, zawierającej 600 milicurie radonu, której ścianki były tak cienkie, że wychodziły z niej na zewnątrz promienie a o zasięgu nieznacznie zmniejszonym. p o poło ż e n i u rur k i n a płyt c e z b i o t Y t u u tw o r z y ł a s i ę pod n i ą w ci ąg u bardzo krótkiego czasu ciemna plamka liniowa na jasnym tle. Po kilku dniach cala płytka była zabarwiona, natomiast pierwotne zaciemnienie li niowe zbladło i przybrało barwę jasnozieloną, odcinającą się od ciem nego tła. Badanie zaciemnienia za pomocą metody fotonietrycznej ujaw niło najpierw wzrost, później maximum, następnie zaś zanikanie za ... ciemnienia. b) Halo pleoch roiczne. Nazwą tą oznaczamy zabarwione obszary, ograniczone powierzchnią w przybliżeniu kulistą, znajdowane w niekté rych minerałach, w szczególności zaś w odmianach miki: biotycie, mu skowicie itd. Wewnątrz kuli możemy najczęściej wyróżnić kilka koncen trycznych pierścieni. Zjawisko to przypisujemy wrostowi mikroskopij nych kryształów cyrkonu lub apatytu, zawierających ciała promienio twórcze, których promienie zabarwiały minerał w danych miejscach od chwili jego utworzenia. Promienie barwnych stref odpowiadają zasięgom promieni a serii uranowo-radowej w materii, w której halo zostało utwo rzone (Ja/y). Wszelako niektóre halo nie mogły być dotąd wytłuma czone w ten sposób, ponieważ ich promienie nie odpowiadają żadnym obecnie znanym zasięgom. Jeżeli ogrzewamy minerał, znajdujące się w nim halo znikają. Podajemy spis znanych zasięgów zidentyfikowanych drogą obser wacji halo. Promienie a U.... 16 u. Promienie a Th... 15 u. a /0.. 18 u. “ a RTh 21 IX a Rn 23 a “ a ThX 30 u. a RaA 27 u. “ a ThC. 48 u. a RaC 39 jj. Udowodniona w przypadku biotytu możliwość odwrócenia zjawiska za barwiania minerałów może odgrywać wielką rolę w powstawaniu halo i stanowi okoliczność utrudniającą ich interpretację. Należy zaznaczyć, że istnieje metoda oznaczania wieku minerałów na podstawie należenia halo, które porównywa się ze sztucznym zabarwieniem, otrzymanym za pomocą dokładnie znanej, bardzo małej ilości substancji promieniotwór czej. Stwierdzono, że małe ziarnko promieniotwórcze wytwarza widoczne Zabarwienie, jeżeli całkowita liczba pochłoniętych cząstek a wyniosła około 10 9; Z tego wynika, że ilość Ra rzędu 10-“ 1\ wystarcza do wytwo rżenia halo w ciągu okresu geologicznego rządu 300.10“ lat. Metoda ta jest jednak niepewna wskutek wspomnianej możliwości odwróce nia efektu. e) D z i a ł a n i a c h e m i c z n e. Jedno z najważniejszych działań tego rodzaju polega na rozkładaniu wody, którego wynikiem jest powstawa nie gazu piorunującego. Jak widzieliśmy, zjawisko to odgrywa rolę w technice otrzymywania radonu z roztworów soli radowych (9 51). Zjawisko powstaje pod działaniem promieni a, j5, y. Z jednej bowiem strony rozkład wody zachodzi w roztworach polonu, który wysyła tylko promienie a (M. Curie i A. Oebierne). Z drugiej strony promienie 3 i Y są również czynne, jak o tym można przekonać się wstawiając do na czynia z wodą szklaną rurką zawierającą sól radową; promienie a są pochłaniane w ściankach rurki, natomiast promienie 3 i Y przenikają do wody i powodują łatwo dostrzegalne wydzielanie sie. gazu (A. Oebierne). Wydobyty i oddzielony gaz składa się w tym przypadku z czystego wo doru; woda zaś zawiera pewną ilość wody utlenionej, utworzonej wskutek absorpcji tlenu. Jak się zatem wydaje, rozkład wody może odbywać sie. w dwojaki sposób, a mianowicie: 2H 2 0 = 2H 2 + O 2 I u b 2// 2 0 = //20, + //2 Możemy założyć, że promienie wytwarzają w ciekłej wodzie jonizacją podobną do tej, jaka powstałaby w parze wodnej; a mianowicie elektron oddziela się od drobiny wody, która pozostaje jako jon dodatni. Uwol nione elektrony mogą zobojętniać kationy wodoru, atomy łączą się na stępnie w drobi ny i wodór się wydziela; podobnie jony dodatnie 1/ 2 0 (+) mogą zobojętniać aniony 01/(-), z których powstają wówczas bądź dro biny wody utlenionej H 2 0 2, bądź drobiny H 2 i O 2 w równej liczbie. Rozkład wody pod działaniem jonizujących promieni można zatem po równać do elektrolizy bez elektrod; w istocie ilość wodoru i tlenu wy dzielonego przez promieniowanie jest tego samego rzędu wielkości, co ilość gazu wyelektrołizowanego działaniem prądu o natężeniu równym natężeniu prądu jonowego, wytworzonego w powietrzu przez to samo ... promieniowanie. Promienie rozkładają również wodę w stanie stałym lub gazowym, tj. lód lub parę, działanie jest jednak w tym przypadku znacznie słabsze. Stwierdzono również, że promienie wytwarzają odwrotną reakcję, mia nowicie łączenie się wodoru i tlenu na parę wodną. Gaz wydobywający się z roztworów soli radowych jest to mieszanina piorunująca, zawierająca nadmiar wodoru; w istocie, pewna ilość tlenu znika wskutek utleniania rtęci lub smaru, używanego do kranów uszczel niających aparaturę. Ilość gazu wytwarzanego w zwykłej aparaturze do ekstrakcji radonu jest rzędu wielkości od 0, 5 do 1 em 3 na gram radu i godzinę; liczba ta nie jest zbyt dokładnie określona, ponieważ jedno cześnie z reakcją główną odbywa się reakcja odwrotna, przebieg zaś obu reakcyj jest zależny od szeregu okoliczności, mianowicie od tego, w ja kim stopniu promienie radu są pochłaniane przez roztwór, przez ścianki przyrządu i przez gazy znajdujące się nad roztworem. Rozkład wody w roztworach radu stanowi źródło niebezpieczeństwa; aparatura po winna przeto być zaopatrzona w urządzenie zabezpieczające od nadmier nego wzrostu ciśnienia 1 ). Zalutowane rurki z niedostatecznie wysuszo nymi solami radowymi eksplodują niekiedy samorzutnie wskutek wstrzą sów lub wzrostu temperatury; istnieje również niebezpieczeństwo eks plozji podczas rozcinania rurki, której zawartość może być wyrzucona na zewnątrz. Spośród innych reakcyj wymienimy rozkład 11<1, liBr lub III oraz reakcje odwrotne, powstawanie ozonu w tlenie i reakcję odwrotną, roz kład NI/ 3 na pierwiastki i reakcję odwrotną, analogiczne działania na 11, L itd. W przypadku metanu lub etanu dostrzegamy powstawanie wodoru i nasyconych węglowodorów wyższego rzędu, z acetylenu po wstają produkty polimeryzacji. Parafina jest atakowana z wydzielaniem się gazu; papier żółknie i rozsypuje się, kauczuk psuje się i staje się łamliwy; ebonit jest atako wany: metale utleniają się w obecności powietrza. Platyna pozostająca w zetknięciu z. roztworem RaC przechodzi do roztworu prawdopodobnie wskutek wydzielania się wolnego chloru. Przechowywanie stężonych substancyj radioaktywnych jest utrudnione wskutek rozlicznych reakcyj chemicznych, wynikających z promieniowania. Na kliszach fotograficznych, poddanych działaniu silnego promienio wania a, powstają wgłębienia wynikające ze zmiany budowy żelatyny. Z tego, co było powiedziane, wynika, że reakcje chemiczne i elektro chemiczne, służące do scharakteryzowania danego radiopierwiastka, mogą być zakłócone reakcjami wtórnymi, zależnymi od samego promieniowa nia w przypadku, gdy radiopierwiastek jest bardzo stężony. Okoliczność la pozbawia wartości stosowanie metod chemicznych do radiopier wiastków o wielkiej aktywności właściwej. O ile chodzi o czyste sole radowe, trudność ta może być usunięta, natomiast ciała, których szyb kość przemiany jest znacznie większa, np. polon lub radiotor, niewątpli wie nie mogłyby być badane zwykłymi metodami chemicznymi, gdy byśmy mieli z nimi do czynienia w postaci czystych soli, gdyż ich pro mienie atakowałyby zbyt silnie naczynia i reaktywy. Podamy niektóre dane liczbowe, dotyczące reakcyj (doświadczenia: Ramsaya i Camerona, Duane’a i i Bardwella, Munda i współpracowników. Wourtze/a i radiochem icznych Scheuera, Linda innych). ’I W Paryskim Instytucie Radowym istnieje urządzenie tego rodzaju w postaci ma no m etru z jed ny m ram ien iem otwarty m, przyłączonego w ten sposób, że gaz może wydo bywać się na zewnątrz poprzez kuwetę z rtęcią, jeżeli jego ciśnienie jest nieco wyższe od atmosferycznego. Doświadczenie wykazało jednak, że gaz nie wychodzi na zewnątrz; ciśnienie osiąga graniczną wartość, zbliżoną do ciśnienia atmosferycznego, niewątpliwie dlatego, że powstaje równowaga między rozkładem wody i reakcją odwrotną, lub re akcjami pochłaniającymi wytworzone gazy M. Curie-Sklodowsku. Promieniotwórczość. 19 W celu otrzymania liczb mających określone znaczenie należy zba dać, w jakim stopniu jest zużytkowane promieniowanie powodujące reakcję. Jedna z naj poprawniejszych metod polega na tym, że używa się radonu zawartego w małym szklanym naczyńku kulistym, z bardzo cienkimi ściankami przepuszczającymi promienie a; znając ich energię początkową oraz grubość ścianek można obliczyć energię pochłoniętą w środowisku otaczającym kulkę. W celu badania określonej reakcji na leży ponadto usuwać produkty tej reakcji w miarę ich powstawania w celu uniknięcia reakcji odwrotnej. Wykonywano również doświadcze nia ilościowe w ten sposób, że radon zawarty w dużym kulistym naczy niu był zmieszany z gazem poddanym działaniu promieni. W tym przy padku prostota stosunków geometrycznych ułatwia obliczenie energii zużytkowanej. Pomiary działania chemicznego w dokładnie określonych warunkach wykazały, że skutek jest zawsze proporcjonalny do natężenia promienio wania. Jeżeli np. używamy radonu jako źródła promieni, działanie che miczne zmniejsza się według prawa zaniku radonu. Ponadto znaleziono, że istnieje zależność liczbowa pomiędzy wydajnością reakcji i zdolnością jonizacyjną promieniowania. Ogólnie biorąc, liczba M drobin biorących udział w reakcji jest tego samego rzędu wielkości, co liczba N par jo nów, wytworzonych w powietrzu przez promieniowanie powodujące re akcję. Fakt ten prowadzi do wniosku, że jony odgrywają w wielu przy padkach czynną rolę, podobną do tej, na jaką powoływaliśmy się w celu wytłumaczenia rozkładu wody. Wspomniane ilościowe prawo reakcji radiochemicznej nazywa się prawem równoważności jonoc/iemicznej. Na podstawie tego prawa można obliczyć wielkość skutku chemicznego wywołanego przez dane promieniowanie. Najpierw obliczamy joni zację, którą promienie wytworzyłyby w materii, w której zachodzi ba dana reakcja, gdyby ta materia istniała w stanie gazowym, a następnie porównywamy liczbę jonów z liczbą drobin biorących udział w reakcji. Weźmy pod uwagę przypadek wody zawierającej rad i radon. Jeden gram Ha wysyła w sekundzie q cząstek a i taka sama liczba cząstek a. pochodzi od radonu, od RaA i od RaC. Niechaj v będzie to całkowita jonizacja wytworzona przez jedną cząstkę Ra, jedną cząstkę Rn, jedną cząstkę RaA oraz jedną cząstkę RaC wskutek absorpcji tych cząstek w parze wodnej; załóżmy, że całkowita liczba jonów wy tworzonych w jednostce czasu w ciekłej wodzie wynosi <Iv i że jest to zarazem liczba drobin wody rozłożonych na wodór i tlen. Liczba utworzonych drobin gazu wynosi 1, 5 c/v, objętość zaś gazu równa się 1, 5 q wp, gdzie p jest to liczba drobin zawartych w jednostce objętości w danych warunkach temperatury i ciśnienia. Jeżeli natomiast obi i czamy tylko działanie radonu, wartość q pozostaje bez zmiany, zamiast v jednak należy napisać v’, gdzie v’ jest to suma liczb jonów wytworzo nych przez cząstki a. radonu, RaA i RaC. Przyjmując q = 3, 7. Wio/sek, p = 2, 7.10 19 i biorąc pod uwagę, że wartości jonizacji w powietrzu v = 6, 8.10\ v I = 5, 5.1 O 5 należy pomnożyć przez 0, 8 w celu otrzymania jonizacji w parze wodnej, znajdujemy, że produkcja gazu piorunują cego powinna wynosić 4 cm 3 na godzinę i na 1 g Ra w roztworze oraz 3, 2 cm 3 na curie radonu w roztworze. W czasie, w ciągu którego jeden curie radonu ulega całkowitemu zanikowi, powinno powstać 3, 2 O C/M3, gdzie O jest to średni czas życia radonu: 3, 2 O = 430. Te obi i czenia s;1 poprawne w założeniu, że promienie a zostały całkowi cie pochłonięte w wodzie. Dodatkowe działanie chemiczne, wynikające z absorpcji promieni (3 i 7 w wodzie, może wynosić kilka procentów. Stwierdzono również, że część działania chemicznego pochodzi od odskoku. Wyniki doświadczalne zgadzają się dość dobrze z obliczonymi. Sto sunek MIN znaleziony w najbardziej dokładnych doświadczeniach jest bardzo zbliżony do 1 (Ouane i Scheuer); objętość gazu piorunującego, utwo rzon eg o przez cu rie rado n u, jest zbl iżona do 400 cm 3. Znaleziono, że M=N lub że M nieznacznie różni się od TV również w niektórych innych przypadkach, np. w reakcji powstawania ozonu z tlen u (Mund i współpracown icy, Lind). W i n nych przypadkach sto sunek.1 I do N różni się wyraźnie od 1, mianowicie jest albo większy albo m n iejszy od 1. N iektóre reakcje, w których MIN jest większe od 1, mogą być interpretowane w ten sposób, że dookoła jonów powstają skupienia drobinowe, biorące udział w reakcj i; stosuje się to np. do rozkładu N 2 0, l’., S i NHl, gdzie MIN jest zawarte między 2 i 3 (Wourtzcl). Promienie a działające na lód lub parę wodną wytwarzają reakcję bardzo słabą, MIN<0, 05. Jest rzeczą możliwą, że to zachowanie się, tak dalece różne od zachowania się ciekłej wody, tłumaczy się tym, że w parze i w lodzie nie ma jonów elektrolitycznych, bardzo obfitych w stanie ciekłym. Hipoteza skupień nadaje się między innymi bardzo dobrze do wytłu maczenia reakcyj takich, j ak pol i meryzacja C 2 H 2 I ub powstawan ie etanu z m e t a n u d r o g ą ł ą c z e n i a s i ę d w ć c h r o d n i k ć w C!t z u t r a t ą d r o b i n y H 2. Zupełnie inny charakter posiadają niektóre reakcje spowodowane przez światło, np. łączenie się H 2 i CI 2 na HCI, w których stosunek MIN jest bardzo znaczny, np. rzędu 10 5. W tym przypadku mamy do czynienia z łańcuchowym mechanizmem reakcji, co znaczy, że każdy ośrodek reakcji wytwarza łańcuch kolejnych skutków. Tak np. następ stwem wzbudzenia drobiny I I, mogłaby być dysocjacja tej drobiny na dwa atomy, z których każdy może połączyć się z atomem drobiny C1 2, wskutek czego powstają dwa swobodne atomy CI, zdolne do rea gowania w ten sam sposób z dwiema drobinami II.,. Zjawisko może trwać dopóty, dopóki atomy oddzielone działaniem promieniowania nie pnlaczą się między sobą lub nie zostaną schwytane przez obcą domieszkę, np. tlen odgrywający rolę antykatalizatora. Dane liczbowe dotyczące chemicznego działania promieni i 7 są jeszcze nieliczne; wydaje się jednak rzeczą prawdopodobną, że prawo równoważności jonochcmicznej stosuje się również i w tym przypadku (Kailan). Według Linda jest to prawo zupełnie ogólne, obejmujące działania chemiczne promieni a, O i 7 na ciała stałe, ciekłe, i gazowe; wyjątek stanowią tylko reakcje łańcuchowe. Chociaż źródłom działania chemicznego jest energia promieni, to jed nak ta energia jest zużytkowana w bardzo małym stopniu. Tak np. całko witemu zanikowi jednego curie radonu towarzyszy wydzielenie energii w ilości zbliżonej do 15000 kaloryj (p. 9 104), a zatem wystarczającej do rozłożenia 0, 22 gramodrobin wody (ciepło powstawania na gramodrobinę 68400 kaloryj), tj. do utworzenia 0, 22 X 1, 5 X 22400 = 7392 cm 3 gazu w normalnych warunkach ciśnienia i temperatury. Natomiast objętość obliczona na podstawie zależności M/N= 1 wynosi tylko 430 cm 3; wy dajność energetyczna reakcyj chemicznych jest zatem zbliżona tylko do 6%. Również w innych przypadkach otrzymujemy wydajność tego samego rzędu. Należy jednak zaznaczyć, jak o tym już. była mowa, że nawet w zjawisku jonizacji energia promieni jest wykorzystana tylko częściowo (S 72). Już ta okoliczność sprawia, że wydajność reakcji chemicznej jest mała. ““’JOt. V\Y= e cą w p..d::ł I a ł::U I Następstwem zupełnej absorpcji promieni a, 3 i f w materii jest za miana ich energii w ciepło; ciało pochłaniające promienie ogrzewa się w stopniu zależnym od jego pojemności i izolacji cieplnej. W Szcze gólności ciałem tym może być sama substancja promieniotwórcza, np. sól radowa, pochłaniająca w mniejszym lub większym stopniu własne promieniowanie oraz promieniowanie pierwiastków pochodnych. Samorzutne wydzielanie ciepła przez sole radowe zostało odkryte przez P. Curie i A. Laborde’a w 1903 roku. Stwierdzenie, iż. w przemianach promieniotwórczych wchodzą w grę znaczne ilości energii, było odkry ciem pierwszorzędnego znacze nia, które posłużyło jako pod stawa teorii upatrującej źródło zjawisk promieniotwórczych w przemianie atomowej. W celu wykrycia wydziela nego ciepła wystarcza umieścić zalutowaną szklaną rurkę za wierającą sól radową w na czyniu De wara, w którym znaj duje się termometr, możliwie blisko rurki. Dla uniknięcia straty ciepła przez otwór na czynia przykrywamy je puchem lub filcem. W miarę jak ustala się równowaga cieplna, termometr stopniowo osiąga temperaturę graniczną, wyższą od temperatury wskazywanej przez podobny termometr, umieszczony w naczyniu De wara nie zawie rającym su bstancj i pro m i en i otwć rczej (rys. 141). Jeżeli Wala Wala Ar. A S wytwarzają rośliny pozbawione żywotności. Jeżeli stosowane dozy promieniowania są wystarczające, ale niezbyt silne, to działają jako dodatni bodziec: kiełkowanie jest szybsze i skuteczniejsze, wzrost lepszy, wytwarzanie kwiatów i owoców obfitsze. Próbowano stosować wyniki badań do rolnictwa, a mianowicie wy rabiać promieniotwórcze nawozy, składające sic, głównie z odpadków fabrykacji minerałów promieniotwórczych lub z minerałów naturalnych, zbyt ubogich, aby fabrykacja radu mogła się opłacać. Aktywność tych substancyj wynosi od 5 do 10S aktywności tlenku uranowego, mierzo nego w tej samej ilości i złożonego na jednakowej powierzchni. Z po wodu różnorodnej natury tych nawozów jest rzeczą trudną porównywać wyn i ki otrzymane przez różnych eksperymentatorów i w różnych szko łach rolniczych; wyniki nie zawsze są zgodne; wszelako w niektórych przypadkach stwierdzono wzrost wydajności roślin zbożowych lub in nych. Należy zaznaczyć, że nawet w normalnych warunkach rośliny żyją w środowisku promieniotwórczym, ponieważ substancje promieniotwór cze są rozproszone zarówno w glebie, jak w powietrzu i w wodzie (por. rozdz. XXVIII). Wydaje się zatem uprawniony wniosek, że ta powszechna promieniotwórczość środowiska, coprawda bardzo słaba, stanowi jeden z czynników normalnego rozwoju. Potęgując znaczenie tego czynnika możemy w niektórych przypadkach spodziewać się pomyślnych wyni ków; jeżeli jednak posuwamy się w tym kierunku zbyt daleko, to niewątpliwie przyczyniamy się do naruszenia równowagi ze szkodą dla rośliny. 2) Działanie na tkanki zwierzęce. Substancje aktywne mogą działać na organizm zwierzęcy lub ludzki bądź jako zewnętrzne źródło promieniowania, bądź jako wewnętrzne źródło, pochłaniane przez prze wód pokarmowy drogą wstrzykiwania roztworów promieniotwórczych lub też wdychania gazów promieniotwórczych. Radiopierwiastki przeni kające do organizmu w jeden ze wspomnianych sposobów działają za pośrednictwem wszystkich składników promieniowania, spośród których promienie a. są najskuteczniejsze. Natomiast w działaniu źródeł zewnętrz nych, np. rurek szklanych lub platynowych zawierających radiopierwiastki, promienie a nie odgrywają żadnej roli, ponieważ są pochłaniane w ścian kach tych rurek; czynne są tylko promienie 3 i f. aj Działania wewnętrzne. Wprowadzenie wielkich ilości ra diopierwiastka wysyłającego promienie a do organizmu powoduje uszko dzenia często poważne, niekiedy śmiertelne; w doświadczeniach wyko nanych ze zwierzętami zdołano oznaczyć letalną dawkę wstrzyknięć polonu lub toru X. Tak np. dawka polonu wynosząca 500 j. es (dla wyjaśnienia patrz 9 74) jest śmiertelna dla królika. Polon nie działa jednak jako na tychmiastowa trucizna, śmierć wynika z uszkodzeń rozwijających się w ciągu kilku dni i pozostających, jak się wydaje, w związku z nagro madzaniem się polonu w niektórych organach: np. w szpiku kostnym, w śledzionie i w nerkach. Na tablicy XXII, fig. 5 widzimy powiększoną mikrofotografię, otrzymaną w ten sposób, że kliszę fotograficzną przy kładano do płaskiego skrawka nerki zajęczej, spreparowanej w kilka dni po wstrzyknięciu zwierzęciu polonu; polon wydzielany częściowo wraz z moczem osiada obficie w zewnętrznej okolicy nerki; promienie a dzia łają na kliszę i ukazują szczegóły struktury. Obraz tego rodzaju nosi nazwą a u tora diohis tologiczn ego (Lacassagne i Lal/es). Na podstawie znajomości dawek polonu lub toru X, śmiertelnych dla małych zwierząt, można sądzić, że dawki rzędu kilku tysięcy j. es byłyby śmiertelne lub bardzo niebezpieczne dla człowieka. Jest rzeczą Znacznie trudniejszą oznaczyć niebezpieczną dawkę w przy padku Stosowania substancyj długotrwałych, np. radu. W istocie, jeżeli te substancje nie są usuwane, to mamy do czynienia z kumulacyj nym działaniem promieniowania, co może spowodować obrażenia poja wiające się dopiero po kilku latach i potęgujące się z czasem aż do wywołania śmierci 1 ). Należy przeto zachować jak największą ostrożność w używaniu substancyj długotrwałych jako środków leczniczych; próby zaś powinny być dokonywane w zasadzie tylko z substancjami krótko trwałymi, których całkowite działanie może być zbadane doświadczalnie. Widzimy zatem, że dostatecznie wielka dawka promieni a daje szko dliwe skutki, wyrażające się w zniszczeniu, czyli w nekrozie naświetlo nych komórek. Natomiast małe dawki działają niekiedy pobudzająco, podobnie jak w przypadku roślin; sprawa nie jest jednak jeszcze zupeł nie wyjaśniona. Nie posiadamy dotąd dokładnych wiadomości o wewnętrznym działa niu radiopierwiastków wysyłających tylko promienie 3 lub f. Do do świadczeń tego rodzaju nadawałyby się najlepiej uran X lub rad K-). b) D z i a ł a n i a z e w n ę t r z n e. Te działania zostały zbadane w przy padku promieni 3, a zwłaszcza promieni f. Jeżeli do wnętrza jakiejś tkanki, np. mięśnia, wprowadzamy cienką rurkę szklaną zawierającą dosyć znaczną ilość radu, mezotoru, lub radonu, to stwierdzamy, że tworzy się stopniowo strefa zupełnej nekrozy, ograniczona w tkankach długością zasięgu wychodzących z rurki promieni 3. Promienie 3 sil nego źródła niszczą zatem komórki wszelkiego rodzaju. To samo sto ’) Godne pożałowania wypadki tego rodzaju zdarzały sir; przy fabrykacji świecących farb, gdyż robotnice, których zadanie polegało na tym, aby rozprowadzać farby pędzel kiem, miały niekiedy zwyczaj zmaczania pędzelka wargami. Zbyt często powtarzane pochła nianie małych ilości radu spowodowało u niektórych robotnic schorzenia, które niekiedy ujawniały się dopiero wtedy, gdy te robotnice już przestały pracować. Schorzenia te po legały na nekrozie stopniowo obejmującej szczęki i jamę ustna i głębokim zaburzeniu budowy krwi, zwanym złośliwa anemia. Badanie, wykonane za pomocą metod nauki o pro mieniotwórczości, wykryło w ciele pacjentek obecność radu, którego ilość można było nawet oznaczyć na podstawie wytwarzania radonu i aktywnego osadu. !) Oraz sztuczne radiopierwiastki wysyłające promienie j3, np. 2>Na (L. W.). suje się do promieni y, jeżeli dawka jest bardzo wielka. Można jednak wykazać, że działanie ma charakter wybiorczy, uwydatniający się tym wyraźniej, im promienie są przenikliwsze: komórki posiadają bardzo różną wrażliwość na promieniowanie y, zależną od ich natury, a nawet od stanu, w którym się znajdują. Najwrażliwsze są komórki obdarzone wielką aktywnością i znajdujące się w fazie szybkiej ewolucji lub roz mnażania się. Ten fakt, znany jako wybiorcza cytokaustyczność pro mieni y (Dominici), mało jeszcze wyjaśniony z punktu widzenia teore tycznego, posiada niezmiernie wielkie znaczenie dla terapii, ponieważ pozwala atakować chore tkanki nie naruszając jednocześnie naświetlanych zdrowych tkanek. Ponieważ promienie y działają za pośrednictwem wytwarzanych w tkan kach promieni 3 wtórnych, przeto wspomniana wybiórczość powinna charakteryzować również promienie 3 wielkiej prędkości; pewne wska zówki w tym kierunku znaleziono badając działanie promieni 3 UJ( na tkanki (Lacassagne). Różnica pomiędzy zachowaniem się promieni 3 i Y zależy głównie od sposobu absorpcji energii w tkankach. Absorpcja ma zupełnie inny przebieg w przypadku, gdy silne promienie 3 przeni kają do tkanek z zewnątrz niż wtedy, kiedy są utworzone w głębi ciała wskutek stopniowej absorpcji promieni y. Najwrażliwsze części organizmu są to: skóra, błony śluzowe, szpik ko stny i organy rozrodcze, natomiast mięśnie i kości są najmniej wrażliwe. Uszkodzenie wywołane przez promienie rozwija się podobnie jak oparzenie; proces gojenia się jest tym trudniejszy, im uszkodzenie było głębsze, tj. im więcej było zaatakowanych komórek. Istnieje także efekt tzw. ukrytego działania, który tłumaczy się różną wrażliwością komórek skóry na promienie. Naświetlanie nie wytwarza natychmiastowych zmian naskórka: oparzenie pojawia się dopiero po pewnym czasie, np. po kilku dniach. Wynika to z tego, że komórki położone głębiej w warstwie roz rodczej skóry są już zaatakowane, gdy tymczasem naskórek pozostał jeszcze nienaruszony; naskórek pozostaje przeto bez zmiany, dopóki nie zamrze w naturalnym biegu rzeczy, nie może jednak być zastąpiony świeżym. Jak się wydaje, proces niszczenia komórek działaniem promieni po stępuje indywidualnie, tj. na każdą komórkę oddzielnie; istnieje pewna analogia między tym zjawiskiem i działaniem promieni na mikroorga nizmy. Niektóre spośród tych ostatnich, np. niektóre bakterie, drożdże, zarodki, są zabijane przez promienie A lub promieniowanie nadfioletowe, a także przez promienie a, 3 i Y ciał radioaktywnych. Najnowsze bada nia wykazały, że ten proces jest rządzony prawami prawdopodobieństwa. Dany mikroorganizm może tylko wtedy być uszkodzony śmiertelnie, jeżeli doznał określonego działania, np. jeżeli został trafiony przez cząstkę a lub pochłonął jeden lub kilka kwantów promieniowania elek tromagnetycznego. Liczba kwantów s konieczna do wywołania śmierci nosi nazwę progu. Możemy traktować fotony jako pociski i wyobrazić sobie*, że działanie następuje, gdy zostanie trafiony niewielki obszar wewnątrz mikroorganizmu, tzw. strefa wrażliwa. Jeżeli fotony wybie . gające ze źródła padają na powierzchnie naświetlanej kultury w sposób zupełnie przypadkowy, to liczba elementów uśmierconych po upływie danego czasu naświetlania może być przedstawiona w zależności od tego czasu za pomocą rodziny krzywych prawdopodobieństwa, odpowiadają cych różnym wartościom progu s. Pierwsza z. tych krzywych, s = I, jest to zwyczajna krzywa wykładnicza. Ta teoria zdaje dobrze sprawę z dzia łania jednorodnych bardzo miękkich promieni X o długości fali 4 do 8 A (110 Iwe ck i Lacassagne). Jeżeli teoria stosuje się do zabijania komórek, to wynikałoby z niej, że promieniowanie nic może w żadnym przypadku uśmiercić wszystkich komórek danego typu, gdyż do tego byłby konieczny nieskończenie długi czas naświetlania. D z i a ł a n i e na oko. Jeżeli promienie f przenikają do oka bądź z przodu, bądź poprzez skroń, to wywołują wrażenie jasności, tym silniejsze, im szybciej nastąpiło pojawienie się promieni, np. wskutek nagłego zbliżenia rurki zawierającej około decygrama radu. Działanie to tłumaczy się zapewne wzbudzeniem fluorescencji w substancjach gałki ocznej, a może również bezpośrednim działaniem na siatkówkę. 9 1CI3 7-ł-ł 8 Pierwsze próby stosowania radu w medycynie nastąpiły wkrótce po odkryciu radu i dotyczyły chorób skóry, np. wilka, czerwonych znamion, owrzodzeć powierzchownych itd. (Oan/os). Odtąd zakres stosowań lecz niczych radu stale wzrastał i obecnie przemysł radu i mezotoru rozwija Się głównie wskutek zapotrzebowania tych ciał w medycynie. Gałąź medycyny zajmującą się leczniczymi zastosowaniami radiopierwiastków nazywamy curieterapia, przez analogię z ren/genoterapią stosującą pro mienie X. Słowo radioterapia bywa używane w znaczeniu ogólnym i obejmuje działania wszelkich promieniowali korpuskularnych lub elek tromagnetycznych o wielkiej energii indywidualnej. Radiopierwiastki mogą być używane w terapii drogą stosowania we wnętrznego, tj. jak zwykłe lekarstwo; wówczas działają głównie za po średnictwem promieni a; rzecz ma się podobnie, gdy ich używamy w kąpieli. Mogą również działać z zewnątrz, tj. za pomocą promieni 7, wówczas sposób ich używania jest podobny do używania promieni V. 1) Curieterapia wewnętrzna lub za pomocą kąpieli. Ta terapia opiera się na domniemanym pobudzającym działaniu promienio wania a bądź rozproszonego w organizmie, bądź umiejscowionego w spo sób bardziej określony; podstawy naukowe tej metody są jeszcze słabo ugruntowane, postępowanie ma charakter empiryczny. Istnieje wiele różnych postaci tej terapii: a) Zażywanie stosuje się najczęściej w postaci napoju sporządzo nego z wody promieniotwórczej, naturalnej lub sztucznej. W obu przy padkach ciało czynne jest to radon, gdyż naturalne wody mineralne za wierają rzadko ślady radu (9 148). b) Wstrzykiwania są stosowane dożylnie, domięśniowo lub dosta wowo. Do wstrzykiwali używa się jałowego roztworu fizjologicznego (roztwór 7, 5g NaCI w litrze czystej wody), zawierającego radiopierwia Stek w roztworze, np. rad, mezotor, radiotor, tor.Y, aktyn A’; wstrzykuje się również roztwory radonu lub aktywnego osadu radu. c) Inhalacja polega na oddychaniu powietrzem zawierającym radon. W Iyni celu używa się sal i kabin inhalacyjnych, lub aparatów indywi dualnych, w których znajduje się roztwór radu. Dla inhalacji toronu używa się przyrządów zawierających tor X. d) Kąpiele są przyrządzane za pomocą naturalnych lub sztucznych wód promieniotwórczych, zawierających najczęściej radon, oraz promie niotwórczych blol z zawartością radu, niekiedy zaś toru lub radiotom. Aktywności, z którymi ma się do czynienia w tych zabiegach są zawsze bardzo małe; dawki radu oznacza się w mikrogramach, dawki radonu w mikrocurie lub nawet w miliniikrocurie. Radiopierwiastki wpro wadzone do organizmu są częściowo usuwane, częściowo zaś przyswa jane trwale i zanikają tylko wskutek samorzutnej przemiany. Obecnie istnieją specjalne zakłady lecznicze, zużytkowujące dla celów tej terapii naturalne wody i gazy promieniotwórcze danej okolicy. 2. Curieterapia zewnętrzna za pomocą promieni f. Ta terapia, której podstawy naukowe zostały ugruntowane w licznych doniosłych badaniach, posługuje się stosunkowo wielkimi ilościami radio pierw-jasików. Źródła promieniowania są to tzw. ogniska, które łączy się po kilka rozmieszczając je w taki sposób, aby otrzymać największe dzia łanie. Substancją najczęściej używaną jest rad w postaci soli, zazwy czaj siarczanu, umieszczonej w szczelnych osłonach szklanych lub meta lowych, mających postać wąskich rurek zamkniętych na dwóch końcach lub posiadających jeden koniec zaostrzony (igły). Istnieją także przy rządy innej postaci, mianowicie okłady, w których siarczan radu jest rozmieszczony na płaskiej powierzchni i przymocowany za pomocą wer niksu. Rurki, igły i okłady zawierają sole radu i baru, zawartość radu może wahać się od 10 do 90%. Czynne są, praktycznie biorąc, tylko prze nikliwe promienie pochodnych radu, ponadto promienie filtruje się w celu usunięcia pierwotnych promieni 6. Zanik radu jest dosyć powolny, aby można było traktować tę substancji; jako niezmienną (strata około 0, 0/\% na rok). Można zastąpić rad mezotoreni M Thl, który daje promienie Y pocho dzące od krótkotrwałych pierwiastków.1/77/2 i ThC“. Mezotor zanika do połowy w ciągu 6, 7 lat; przebieg przemian promieniotwórczych jest bardzo skomplikowany (por. 9 139), toteż jest rzeczą konieczną często sprawdzać czynne promieniowanie. Można wreszcie. używać radiotoru zanikającego do połowy w ciągu 2 lat, ponieważ z radiotoru powstaje również ThC“. W niektórych przypadkach zamiast radu używa się radonu, którego okres wynosi tylko 3, 8 dni; w obu przypadkach działanie pochodzi od promieni — j radu C. Za pomocą metod opisanych poprzednio (9 51) można wydobywać z roztworu radu nagromadzony w nim radon, który następnie oczy szcza się w dostatecznym stopniu, aby go można było skondensować lub wtłoczyć do długiej wioskowatej rurki, zamkniętej na końcu. Po odluto waniu rurki dzieli się ją za pomocą małego płomyczka na tyle odcinków, ile to jest potrzebne. Po upływie godzin, tj. po osiągnięciu równo wagi z aktywnym osadem, mierzy się promieniowanie Y rurek i możliwie natychmiast oddaje się je do użytku: za pomocą odpowiednich tablic oblicza się dawki z uwzględnieniem zaniku radonu. Przyrządzaniem rurek z radonem zajmują się tylko Instytuty posiadające stosunkowo wielkie ilości radu, przechowywane w postaci roztworów zawierających niekiedy gram lub więcej radu. Średnica rurek wynosi co najwyżej kilka dziesią tych części milimetra (0, 4 mm w Paryskim Instytucie Radowym), co umo żliwia wprowadzanie ich do metalowych osłon oraz igieł. Dogodność używania radonu wynika z cienkości rurek oraz dobierania w odpowiedni sposób ich zawartości. Ponadto ru rki z radonem posiadają bez porówna nia mniejszą wartość pieniężną niż rad i mogą być używane w szpita lach bez ryzyka znacznej straty materialnej. Niezależnie od tego, jakiego radiopierwiastka się używa, istotnym warunkiem racjonalnego stosowania jest dokładna znajomość natężenia promieniowania. W zakładach leczniczych powinno istnieć małe labora torium pomiarowe, służące do tego celu. Działanie promieniowania na tkanki jest zależne od jego rozmieszcze nia. Jeżeli chcemy dosięgnąć głęboko położonej okolicy bez uszko dzenia okolicy powierzchniowej, przez którą przechodzą promienie, to musimy zrealizować naświetlanie możliwie najbardziej równomierne. W tym celu używa się przenikliwych promieni y, wybranych z całkowi tego promieniowania drogą filtrowania (Dominici). Do filtrowania służą metalowe osłony, najczęściej z platyny irydowej, grubości 0, 5 mm. Osłony usuwają pierwotne promienie 3 i miękkie pro mienie (, pozostawiają jednak wtórne promieniowanie O, wytworzone w warstwie powierzchniowej przez twarde promienie i; ilość tego wtórnego promieniowania można zmniejszyć otaczając filtrującą osłonę inną osłoną z substancji utworzonej z lekkich atomów, np. z wosku, korka, kauczuku, glinu. W celu otrzymania korzystnego rozkładu promieniowania w naświe tlonym obszarze, używa się źródeł utworzonych z kilku rurek tworzą cych dokładnie dobrany układ geometryczny. Poprawne stosowanie naświetlania wymaga ponadto szczególowego badania wrażliwości tkanek i zmian, które w nich zachodzą pod działa niem promieniowania. Systematyczne badania tego rodzaju mogą być wykonywane tylko w instytutach rozporządzających personelem nauko w y m i odpowiednio zorganizowanymi laboratoriami. Curieterapię zewnętrzną stosuje się w różnych chorobach skóry, w krwotokach macicznych, w niektórych rodzajach neurylów, złośli wych blizn itp. Główne wysiłki są jednak skierowane na walkę z głębokimi nowo tworam i, w których leczeniu dotąd można było posługiwać się tylko za biegami chirurgicznymi. Nowotwory bywają bardzo różnych rodzajów 303 304 i posiadają niejednakową wrażliwość na promieniowanie. W niektórych odmianach tej choroby leczenie promieniami radu daje duży odsetek trwałych wyleczeń. Inne odmiany są bardziej odporne i wymagają no wych badań. W zależności od rodzaju schorzenia i warunków geome trycznych używa się curieterapii bądź rentgenotcrapii, bądź wreszcie połączenia obu tych sposobów. Już obecnie osiągnięto doniosłe wyniki; należy oczekiwać dalszego postępu w miarę, jak badania naukowe zoslaną pogłębione i bardziej rozpowszechni się wczesne rozpoznawanie i na tychmiastowe leczenie raka. 9 10Z CLI 10 El cd Wykonywanie doświadczeń z substancjami promieniotwórczymi wy maga szeregu ostrożności w celu uniknięcia niektórych niebezpieczeństw, a mianowicie wprowadzania do organizmu radiopierwiastków oraz skut ków promieniowania przenikliwego, działającego z zewnątrz. 1°. Niebezpieczeństwo wchłaniania. Z tego punktu wi dzenia można porównać zachowanie się radiopierwiastków do działania powolnych trucizn, jakkolwiek mechanizm działania jest w obu przy padkach różny. Wprowadzenie radiopierwiastków do organizmu jest szkodliwe, jeżeli dawka jest nadmierna lub jeżeli skutki nagromadzają się, natomiast pierwiastki wchłaniane w bardzo małej ilości mogą być pożyteczne lub co najmniej nieszkodliwe. Należy zatem zachować podczas pracy podobne środki ostrożności, jakie są konieczne wtedy, kiedy ma się do czynienia z trującymi substancjami chemicznymi. Ostrożności polegają na tym, że o ile możności, należy dotykać sub stancyj stałych i płynnych odpowiednimi narzędziami zamiast rękami, unikać rozpraszania się w powietrzu pyłków lub kropelek, używać pipe tek wciągających ciecz przez rozprężenie rurki lub gruszki kauczukowej, wreszcie unikać w pracowniach obecności gazów promieniotwórczych, a w razie potrzeby wydalać je na zewnątrz i skutecznie wentylować po mieszczenie. W przypadku przerabiania substancyj skoncentrowanych można posługiwać się odpowiednio zbudowanymi wyciągami, oszklonymi ze wszystkich stron i zaopatrzonymi w otwory do wprowadzania rąk; przez wyciąg przechodzi prąd powietrza porywający wywiązujące się gazy. Wreszcie jest rzeczą wskazaną nie przebywać bez potrzeby w są siedztwie silnych preparatów podczas ich przeróbki chemicznej, lecz oddalać się natychmiast, gdy bezpośrednie doglądanie nie jest konieczne. 2°. N i e b e z p i e c z e ń s t wop r z e n i k I i w e g o p r o m i e n i o w a n i a. Z tym niebezpieczeństwem spotykamy się zarówno podczas eksperymen towania z substancjami promieniotwórczymi jak i podczas ich przecho wywania. Istnieją dwa główne środki ochronne. Po pierwsze należy umieszczać pochłaniające ekrany z ciężkiej substancji, np. z ołowiu, po między eksperymentatorem i źródłem promieni, po wtóre przebywać tak daleko od źródła promieni, jak na to pozwalają warunki pracy, ponieważ natężenie źródła niewielkich rozmiarów zmniejsza się odwrotnie pro porcj ona lnie do kwadratu odległości. Podobnie postępuje się w pracy z promieniami X, wszelako z powodu większej przenikliwości promieni 7 należy używać grubszych ekranów ochronnych. W Paryskim Instytucie Radowym używa się często ekranów z ołowiu w celu ochraniania pracowników, podobnie jak dla zabezpieczenia przy rządów eleklrometrycznych od przychodzącego z zewnątrz promieniowa nia. Niekiedy zdarza się nawet, że te same osłony ołowiane ochraniają zarówno przyrządy jak i eksperymentatora. Wi n nych przypadkach używa się dodatkowych osłon: ekranów w laboratorium pomiarowym, ochron nych firanek przy przyrządzie do otrzymywania radonu, stołów obitych ołowiem do wykonywania czynności z rurkami zawierającymi rad lub radon, grubych szyb ze szkła ołowiowego, umieszczanych między tymi rurkami i twarzą pracownika itd. W celu manipulowania rurkami zawierającymi skoncentrowaną sub stancję promieniotwórczą, należy posługiwać się kompletem pincetek służących do uniknięcia wszelkiego rodzaju nieostrożności. Rurki należy przenosić w pudelkach ze ściankami obitymi ołowiem dostatecznej gru bości. Do przechowywania preparatów służą skrzynki lub szafy zabez pieczone ściankami ołowianymi, o grubości 1 cm lub więcej, lub ścianami ze zwykłej cegły o grubości 20 cm lub więcej. W celu łatwiejszego przenoszenia ekranów buduje się je często ze specjalnych cegieł oło wianych Nadzwyczaj ważne jest kontrolowanie stanu zdrowia pracowników za pomocą analizy krwi; w istocie zaburzenia pochodzące od promienio wania są często związane w fazie początkowej ze zmianą histologicznej budowy krwi, a mianowicie liczby ciałek czerwonych i białych oraz względnej zawartości ciałek wielokomórkowych. Wówczas jest rzeczą konieczną przerwać pracę lub zmienić jej warunki. ’) Niektóre groźne wypadki w zakładach przemysłowych lub handlowych były wyni kiem wyraźnie wadliwej organizacji pracy. M. Curic-Sklodowska. Promieuiotwórczość. 20 R o Z D Z I A Ł XIX. PRZEMIANA LEKKICH ATOMÓW W ZDERZENIACH Z CZĄSTKAMI a. NEUTRONY. ZDERZENIA Z PROTONAMI. 9 108. Transmutacja z emisją protonów. Bombardując azot cząstkami a Iiulherford zauważył pojawianie się w niewielkiej liczbie szybkich cząstek II, których źródłem była obecność wodoru adsorbowanego na ściankach; ponadto jednak stwierdził, że na ekranie z siarczku cynku pojawiają się scyntylacjc pochodzące od cząstek, których zasięg jest znacznie większy niż największy zasięg cząstek II. Rutherford założył, że są to protony wyrzucane z jąder azotu w następ stwie szczególnie gwałtownych zderzeń z cząstkami a (1919). Późniejsze doświadczenia potwierdziły to przypuszczenie i pozwoliły zastosować wyniki otrzymane z azotem do niektórych innych lekkich atomów. W ten sposób zostało udowodnione, że bombardowanie niektórych dal cząstkami a może spowodować ich transmutację (czyli t/w. «sztuczną dezintegrację))r). Jest to pierwszy przykład przemiany tego rodzaju, otrzymanej środkami doświadczalnymi i nie zachodzącej samorzutnie, jak to się dzieje w przemianach promieniotwórczych. Liczba atomów prze mienionych działaniem bombardowania jest niezmiernie mała, gdyż zja wisko może być spowodowane tylko zderzeniami, w których cząstka a zbliża się na bardzo małą odległość do jądra. Metody badania cząstek II powstających w trans mutacji są podobne do sposobów badania (maturalnych)) cząstek II, czyli protonów zawartych w wodorze lub w związkach wodorowych i wprawionych w ruch wskutek zderzeń (9 80). Różnica polega tylko na tym, że protony transniutacji mogą być wysyłane zarówno naprzód, jak i w kierunku wstecznym względem kierunku cząstek a. Wspomniane metody polegają na obserwowaniu scyn tylacyj, stosowaniu liczników elektrycznych, wreszcie wytwarzaniu torów mgiełkowych w komorze rozprężeń. W celu obserwowania protonów wyrzuconych ku przodowi za pomocą dwóch pierwszych metod, można

• ) Używanie tej nazwy nastręcza pewne wątpliwości, ponieważ na ogól nie chodzi tu

o rozbicie jndra, jak to zostało wykazane później. używać przyrządu przedstawionego na rysunku 146. Główne trudności polegaj:) na usuwaniu naturalnych cząstek II, pochodzących od śladów wodoru okludowanego w źródle, w diafragmie i w ściankach przyrządu, Oraz na u n i kan i u źródeł błędów wyn i kających z obecności pierwotnych lub rozproszonych cząstek a. Z tego powodu najlepsze warunki obser wacji mamy wtedy, kiedy zasięg cząstek I I powsta jących w przemianie jest większy od zasięgu czyn nych cząstek a. W po niższej tablicy są poda ne zasięgi cząstek II wy syłanych przez niektóre pierwiastki bombardowa ne cząstkami a RaC. I Gira/t do cAwwayr IItnka M< t-Zrótłto prurmani Rys. 146. Zasięgi protonów w cm, w powietrzu w 15° C i pod ciśnieniem normalnym B N F Na Al P Protony wysyłane ku przodowi 58 40 65 58 90 65 Protony wysyłane wstecz 38 18 48 36 67 49 3 » Jak widzimy, zasięg cząstek Ilwysyłanych w kierunku wstecznym jest mniejszy niż cząstek wysyłanych ku przodowi. Z drugiej strony zostało stwierdzone, że zarówno największy zasięg protonów jak i ich liczba wzrastają na ogół wraz z prędkością cząstek a. Najmniejszy zasięg czą stek a, które jeszcze dają widoczny efekt w g I i n i e, wynosi 2, 5 cm. Po miary odchylenia magnetycznego wykazały, że wyrzucane cząstki są to istotnie protony. W dawniejszych pracach zakładano podobnie jak w przypadku cząstek i, że zasięg w powietrzu jest proporcjonalny do sześcianu prędkości. Obecnie używa się nieco innego wzoru (9 80). W celu umożliwienia popraw nej obserwacji cząstek o mniej szym zasięgu zastosowano tzw. metodę wsteczną, polegającą na tym, że bada się cząstki wysy łane podczas przemiany w kie runku tworzącym kąt rozwarty z kierunkiem cząstek a (Kirsch i Pe lIers on) (rys. 147). Cząstki H można odróżnić od cząstek a na podstawie jasności scyntylacyj; żrod/o CJOJJJ/ a mpottaa /xariaer*> tui dnocA płyiok ponadto cząstki a, odchylone o wielki kąt po zderzeniu z lek kim atomem, posiadają pozostały . — Ekran do objar<vatji Rys. 147. Metoda wstocziui. zasięg znacznie zmniejszony w stosunku do normalnego zasięgu. Co się tyczy natu rai nych cząstek /I, to nie mogą one być wysyłan e w ki e ru n ku wstecznym. Wszystkie te okoliczności umożliwiają, wykrywanie protonów transmutacji, których zasięg jest mniejszy od zasięgu cząstek a. Istnieją niektóre różnice pomiędzy wynikami otrzymanymi przez róż nych autorów. Jak się wydaje, jest rzeczą pewną, że większość lekkich pierwiastków aż do potasu ulega transmutacji l. emisją protonów pod działaniem cząstek a; nie ma jednak zgodności co do Li, Be, C i O oraz kilku pierwiastków cięższych od potasu. Wydajność przemiany, tj. liczba cząstek II (lub przeobrażonych ato mów) na jedną cząstkę a, jest jeszcze bardzo niedokładnie znana. Liczby podane przez niektórych autorów, dotyczące wydajności transmutacji glinu pod działaniem promieni a RaC są rzędu wielkości 10 atomów na 10 6 cząstek a. Za pomocą metody Wilsona otrzymano w azocie 8 czą stek II transmutacji na 400000 torów cząstek a, tj. 20 przeobrażonych atomów na 10° cząstek a. Th (C+C) (Blacketl). Widzimy zatem, że wytwarzanie wodoru w przemianach atomowych odbywa się w minimalnej skali. W istocie, jeżeli 10 5 cząstek a HaC daje jedną drobinę wodoru, to mielibyśmy na gram radu i na rok obję tość wodoru wynoszącą zaledwie 0, 0003 mm 9. W niektórych zjawiskach transmutacji powstają protony posiadające bardzo wielki zasięg. Jak wynika z tablicy 9 Przypisów, proton, kté rego zasięg jest większy od 70 cm, posiada energię kinetyczną większo, niż energia cząstki a HaC ). Stosuje się to np. do protonów wysy łanych w przemianie Al pod działaniem promieni a Ha C, posiadających maksymalny zasięg 90 cm, któremu odpowiada prędkość 4.10 9 cm/sek oraz energia około 1, 17 razy większa od energii czynnej cząstki a. Musimy zatem założyć, że wewnętrzna energia atomu odgrywa rolę w zjawisku transmutacji. W następstwie przemiany, której towarzyszy emisja protonu, powstaje jądro, którego liczba atomowa powinna być o 1 mniejsza od liczby ato mowej pierwotnego jądra; masa atomowa powinna być również zmniej szona o I. Można jednak również „przypuścić, że cząstka a, która ude rzyła jądro, pozostaje z nim związana. W tym przypadku mielibyśmy jako ostateczny wynik wzrost masy atomowej o 3, liczby atomowej zaś o 1. Według tej hipotezy przemiana jądra azotu dawałaby izotop tlenu o masie 17 2 r). Taki właśnie wynik został otrzymany przez Blacketta w doświadczeniach, które polegały na tym, że fotografowano wielką ’) Niech bq<lzie v prędkość i /I zasięg cząstki a; prędkość protonu o tej samej energii wynosi v z 2v; jego zasięg zatem f{’ = HII w założeniu, że 11’j11 V’V, skąd II’ = 5ti cm. Obliczona wartość R’ jest większa, jeżeli używamy liczb wziętych z tablicy 9.

• ) Myśl wyrażona przez J. 1’crrjna.

’) Atomy g O istnieją w atmosferze w bardzo malej ilości w stosunku do atomów ’S O (9 21). liczbę torów cząstek a. ThC+ThC powstających w komorze Wilsona, wypełnionej azotem zawierającym 10% tlenu. Na 270000 torów czą stek a ThC i 145000 torów cząstek a ThC dostrzeżono znaczną liczbę rozwidleń, dających obraz zderzeń sprężystych oraz ponadto 8 rozwidleń interpretowanych jako obraz przemiany azotu, gdyż każde z nich posiada dwa ramiona, z których jedno jest to tor protonu, drugie zaś tor reszty atomowej wraz z przyłączoną cząstką a. Rozwidlenie tego rodzaju jest widoczne na tablicy XXIII, fig. 1. Interpretacja wideł jest możliwa na podstawie zasady zachowania pędu, natomiast energia kinetyczna nie jest zachowana; w istocie całkowita energia kinetyczna po zderzeniu wynosi średnio zaledwie 0, 80 początkowej energii cząstki a. Prze mianie azotu wskutek pochłonięcia cząstki a towarzyszy zatem strata energii kinetycznej. Jeżeli założymy, że podobne zjawisko zachodzi w glinie, A = 27, to rachunek wykazuje, że wyrzuceniu protonu o zasięgu 90 cm w kierunku zgodnym z kierunkiem czynnej cząstki a HaC odpowiada wzrost energii kinetycznej o 17$. W istocie prędkość protonu jest w tym przypadku 2, 13 razy większa od prędkości cząstki a. Atom powstający w przemianie jest to atom TI Si. Stosując zasadę zachowania pędu do przemiany jądra, którego masa wynosi Mn po schwytaniu cząstki a, otrzymujemy następujące równania: (1 ) M„I>“ c o s 0“ + M L \/’ C o s Ot: = Mv, M n V n S I n 6“ MrYr, s i n OK = O, gdzie Mv jest to pęd cząstki a, M„v n i M, v n są to: pęd jądra oraz pęd p r o t o n u p o z d e r z e n i u; 6“ i Or. s ą t o kąt Y m i ę d z Y k i e r u n k a m i r a m lon oraz kierunkiem cząstki a. Z tych równań wynika, że: M n v,, /Mv = s i n 6,, 1 s i n (6“ + 6«); M K \/, JMv = s i n 6,, 1 s i n (8“ + 8, =). Na zdjęci u rozwid len i a można m ierzyć kąty 8“ i OM i następn ie o b I i czyć stosunki M„v,, /Mv oraz MryrJMv. Ten ostatni stosunek daje na tychmiast wartość prędkości Vc-’ Pomiar długości toru jądra pozwala sprawdzić czy przypuszczenie M“ = M’ 3 (M’masa jądra przed trans mutacją) jest słuszne. Można również, wyznaczyć V n mierząc zasięg pro to n u wybiegającego pod kątem cJ,. i obi iczyć e“ na podstawie równań (1). Jeżeli zakładamy, że każdej transmutacji danego typu towarzyszy wydzielenie energii w ilości O (O dodatnie lub ujemne), to możemy obliczyć tę energię na podstawie wzoru: Wn + Wr. = W, + O (W, energia kinetyczna cząstki a. przed zderzeniem, W% i kinetyczne protonu i jądra po zderzeniu). Jeżeli zasada zachowania energii całkowitej pozostaje wielkość O może być traktowana jako równoważnik zmian , -energie słuszna, to energii we 310 wnętrznej, którym odpowiadają zmiany masy na podstawie wzoru Einsteina (9 21). Równanie bilansu mas (zmierzonych w spoczynku) jest następujące: J l M“ + M K = M + M’ A , gdzie A jest to całkowite zmniejszenie się masy układu, obliczone we dług wzoru a = c 2 A (c prędkość światła); a > O, jeżeli mamy do czy nienia ze stratą masy, w przeciwnym przypadku a < O. Dla sprawdzenia tego energetycznego wzoru konieczna jest dokładna znajomość a i wszyst kich mas występujących w równaniu. Jakkolwiek dane doświadczalne dotyczące tych wielkości są jeszcze nie wystarczające, jednakże przyj mujemy za rzecz niewątpliwą, że zasada zachowania energii stosuje się i że mamy zatem: W a + W K = W a + C * *. Jeżeli podczas przemiany nastąpiła emisja promieni f, to należy dodać ich energię do pierwszego wyrazu równania. Energię tę wyrażamy w ergach lub w elektronowoltach. Jeden elek tronowolt odpowiada 1, 591.1012 ergów. Jednostka masy atomowej (1/16 atomu 16 O) jest równoważna wewnętrznej energii 9, 32.10* elektrono woltów. Transmutacja może nastąpić tylko wtedy, kiedy pozwala na to bilans energii, innymi słowy, jeżeli mamy W a + c 2 A > O. Jak się wydaje, protony transmutacji składają się na ogół z grup o okre ślonych zasięgach (Bo/he, Frdntz, Pose, Chadwick i inni). Teoria po zwala przypuszczać, że te grupy protonów, posiadających określoną pręd kość początkową, powstają w następstwie schwytania cząstki o. przez jądro, gdy tymczasem protony wysyłane w transmutacji, w której cząstka a nie zostaje schwytana, powinny posiadać ciągły rozkład prędkości. Zdo łano również wykryć tzw. zjawisko rezonansu, polegające na tym, że cząstki a, których prędkości są zawarte w określonych wąskich granicach, powodują emisję jednorodnych grup protonów. Obserwowana szerokość tego przedziału energii cząstek a jest tym mniejsza, im cieńsza jest warstwa materii, w której zachodzi działanie (Pose). Z równań zachowania energii i pędu wynika, że protony wybiegające w kierunku ruchu cząstek a powinny posiadać największy zasięg i że zasięg powinien stale zmniejszać się, gdy kąt między kierunkiem ruchu protonu i cząstki a wzrasta od 0° do 180°. Te wnioski zostały potwier dzone w doświadczeniach. Rys. 148 przedstawia według l. Chadwicka emisję protonów z cien k i e j f o I i i g I i n o w e j, n a k t ć r ą p ad a w i ą z k a c z ą s t e k a. o e n e r g i i 5, 3. 1 O ° ew. Protony wysyłane ku przodowi tworzą dwie jednorodne grupy, których zasięgi są zbliżone do 33 cm i 63 cm, energie zaś do 5.10 6 i 7, 3.10 6 ew. Pierwsza z tych grup odpowiada stracie energii kinetycznej a’ = 0, 16.10° ew, druga grupazyskowi energii kinetycznej a = 2, 1.10° ew. Wyniki te interpretujemy zakładając, że Q jest to całkowita energia c 2 A, wydzie lona w reakcj i j ąd rowe j: %A/ + \//e = f Si + 11+A (gdzie symbole oznaczają masy jąder biorących udział w reakcji).1) Stratę energii odpowiadającą grupie protonów o małym zasięgu inter pretujemy w ten sposób, że utworzone jądro powstaje w stanie wzbu dzonym i następnie powraca do stanu normalnego wysyłając kwant pro mieniowania — f o energii Q Q’. Wzbudzenie jądra jest zależne od układu jego poziomów. że cząstka cc jest schwytana na poziomie normalnym, któremu jemy energię E a; wówczas wydziela się energia w ilości Załóżmy, przyplsu Ea, jeż e I i Zastf? /» vlonćw w cm poriclrza. Rys. 148. zaś cząstka a jest schwytana na poziomie wzbudzonym E:, to wy dzielana energia wynosi E:. Jeżeli oderwanie protonu wymaga w obu przypadkach dostarczenia energii En, to równania energii piszemy jak następuje: (1 ) + W. = W. + Ea En = W. + M, (2) W:, + W K = W a + E’ a E n, W.{ = E a E ’ a, Rys. 149 przedstawia według Ouncansona i Millera wpływ poziomów rezonansowych na zjawisko transm utacj i g I i n u, gdy zasięg cząstek a zmniejsza się od 6, 5 cm do wartości nieco mniejszej od 4 cm. Liczba protonów transmutacyjnych najpierw zmiejsza się szybko wraz z ener ’) Lub masy atomów, co wychodzi ua to samo, ponieważ po obu stronach równania całkowita liczba elektronów jest jednakowa. Symbole liczb masy i liczb atomowych sq zgodne z umową przyjęta na Kongresie Sohay w 1933 roku. glą cząstek a, następnie jednak krzywa posiada minima i maxima, Te ostatnie odpowiadają poziome m rezonansowym, charakteryzującym Się tym, że cząstka a, posiadająca energię równą energii jednego z tych poziomów, przenika szczególnie ła two do jądra. W przypadku transmutacji.1 f fdo lano dostrzec kilka grup protonów związanych z istnieniem poziomów jądrowych. W przypadku azotu zna leziono tylko jedną grupę proto nów wysyłanych w transmutacji ze schwytaniem cząstki a i z pochło nięciem energii: Q = 1, 3.10° ew. Bor, fluor i sód wysyłają po kilka jednorodnych grup.

• 0

45 \L I s 60 Zasifp rżę/M a w cm paure/sti Rys. 149. 1(9 \!\łł-1. v........ e w lEkk[:łl <::łJ I ł:U I lId c ia I pa I i::Ji a Bombardując różne pierwiastki cząstkami a polonu, Bothe i Becker zauważyli, że niektóre lekkie atomy wysyłają w tych warunkach pro mieniowanie, którego natężenie jest bardzo małe, natomiast przenikli wość jest większa od przenikliwości najtwardszych promieni y, wysyła nych przez radiopierwiastki (1930). Zjawisko to było interpretowane najpierw jako emisja promieni y przez jądro wzbudzone wskutek zde r z e n i a z c z ąs t ką et, k t ć r a m o ż e p r z y t Y m u I e c s c h w Y t a n i u. Z j a w i s k o t o jest szczególnie wydatne w przypadku berylu (He), występuje jednak również, chociaż w mniejszym stopniu, w przypadku Li, B, F, Na, Mg, Al. Irena Curie i F. Joliot stosując metodę jonizacyjną odkryli nową własność przenikliwych promieni, wysyłanych przez beryl oraz przez bor. Mianowicie promienie te są zdolne do wprawiania w ruch lekkich jąder, np. protonów zawartych w substancjach obfitujących w wodór lub jąder helu. Ta podstawowa własność nowego promieniowania jest głównym czynnikiem, od którego zależy jego absorpcja. Aparatura doświadczalna jest przedstawiona na rys. 150. Silne źródło ó’ promieni a (okoto 100 milicurie Po) jest umieszczone tuż ponad cienki) warstwą H badanego lekkiego pierwiastka, promienie wysyłane przez ten pierwiastek przechodzą przez ekrany F i przenikają do komory jonizacyjnej A, umocowanej na bardzo czułym elektrometrze f..’. Komora jest zamknięta od góry folią glinową (grubość 0, 01 mm). Promienie wychodzące ze źródła Po AHe (Ile naświetlony promieniami a Po) oraz filtrowane przez 1, 5 cm ołowiu w celu usunięcia słabego promieniowania y polonu wytwarzają w komorze bardzo slaby prąd (rzędu wielkości 10 4 y ’, es). Prąd pozostaje bez zmiany, jeżeli po między ekranem z ołowiu i komorą ustawiamy cienkie ekrany z C, Cu lub Ag, natomiast podwaja się po umieszczeniu ekranu z. celo Fig. 1. Fig. 2. Fig. 3. Fig. 4. TABLICA XXIII. Fig. 3. Fig.4. Transmutacja jądra azotu, której towarzyszy schwytanie cząstki a i emisJa protonu (B/ackett i zees). Strzałka wskazuje tor protonu. Promienie o. ThC i ThC. Protony wyrzucane z płytki parafinowej P działaniem neutronów ze źródła (Po + Be) umieszczonego pod płytką (Irena Curie i F. Ja/iat). Proton wyrzucony z pary wodnej, zawartej w komorze, wskutek zderzenia z neu tronem ze źródła (Po + Be) umieszczonego poniżej płytki P [Irena Curie i F. Jo/iot). Ko m o ra Wilsona napełn iona helem. Jądro He wyrzucone wskutek zderzenia z n eu tronem ze źródła (Po + Be) umieszczonego w dolnej części komory (Irena Curie i F. Ja/iat). TABLICA XXIV. Fig.3. Fig. 1. Odskok jądra azotu wskutek zderzenia z neutronem. Źródło [lin + I>orhodne + Be). Zderzenie sprężyste. Komora rozprężeń pod niskim ciśnieniem 1z Curie i F. Ja/iat). F i g. 2. T r a n s m u t a c jaj ą d r a a z o t u w z d e r z e n i u z n e u t r o n e m. Ź ród ł o (/t n + p o c h o d n e + B e). Komora rozprężeń pod niskim ciśnieniem. Widzimy tor cząstki o oraz grubiej zaznaczony tor odskoku jądra B“ (I. Curie i P. Ja/iat). Fig. 3. Transmutacja glinu pod działaniem promieni a polonu. Naświetlona blaszka A/ u dołu fotografii. Widzimy dwa tory wychodzące z tej blaszki: 1 ° tor protonu transmutacji. 2° tor elektronu dodatniego (I. Curie i F. Ja/iat). fanu, papieru lub parafiny. Te substancje, zawierające wodór, wysy łają w tych warunkach protony wytwarzające dodatkową jonizację w komorze. Napełniając kolejno komorę powietrzem lub helem stwier dzamy, że jeżeli masy obu gazów są jednakowe, to prąd wytworzony przez promienie ze źródła (Po + Be) lub (Po + B) jest silniejszy w He niż w powietrzu. Dodatkowa jonizacja w He pochodzi od wprawionych w ruch jąder He. Jeżeli pomiędzy źródłem i komorą umie szczamy grube ekrany o jednakowej masie powierzchniowej, to stwierdzamy, że pro mieniowanie (Po-\-Be) lub (Po-\B) jest tym silniej pochłaniane, im pochłaniające atomy są lżejsze. Np. parafina pochłania znacz nie silniej niż miedź. Wyrzucanie lekkich jąder zostało potwier dzone za pomocą metody torów mgiełkowych. Promienie ze źródła (Po-{-Be), przenikające do komory rozprężeń, wyrzucają protony z ekranu z parafiny, umieszczonego wewnątrz komory, lub z drobin pary wodnej zawartej w komorze. W ten sam sposób uwidoczniono odskok jąder helu i azotu. Przenikliwa cząstka, która jest źródłem tego ruchu, nie jonizuje gazu i wsku tek tego nie daje toru widocznego na zdjęciach (tab!. XXIII, fig. 2, 3, 4 i tab!. XXIV, fig. I). W celu obserwowania wyrzuconych czą stek używa się również lampowego wzmacnia cza proporcjonalnego. Zjawisko udzielania pędu lekkim jądrom Rys. 150. jest bardzo trudne do wyjaśnienia, jeżeli za kładamy, że promienie powodujące to zjawisko są to promienie f. JChadwick wykazał, że zjawiska dają się interpretować w zadowala jący sposób, jeżeli założymy, że przenikliwe promieniowanie pocho dzące od Be lub B składa się między innymi z neutronów, jąder pozbawionych ładunku i posiadających masę atomową zbliżoną do 1. Neutron można by zatem traktować jako proton związany z elektronem w sposób bardziej ścisły niż w atomie wodoru. Możliwość istnienia neutronów była już dawniej brana pod uwagę przez niektórych autorów, jednakże odkrycie wyrzucania lekkich jąder dostarczyło pierwszego do wodu doświadczalnego tej koncepcji. Neutrony stanowią nieznany dotąd rodzaj promieniowania korpusku larnego, wysyłanego przez lekkie pierwiastki w następstwie zderzeń z cząstkami a. Emisja neutronu jest wynikiem szczególnego rodzaju transmutacji atomowej, zachodzącej w niektórych pierwiastkach, a zwła szcza w Be, z większą łatwością niż transmutacja z emisją protonów. Cząstka a zostaje w tym przypadku również schwytana przez jądro. Promieniowanie Be i B składa się jednak nie tylko l. neutronów, lecz równlez z promieni 7, powodujących emisję elektronów Comptona o energii kilku milionów elektronowoltów. Elektrony te mogą być obser wowane w komorze rozprężeń. Podobnie jak w przypadku emisji protonów energia udzielona neu tronowi w transmutacji jest zależna od energii cząstki a oraz od energii wydzielonej lub pochłoniętej w reakcji. Ta ostatnia wielkość nie zmie nia się, gdy prędkość cząstek a ulega zmianie. Energia neutronów po siada największą wartość w przypadku, gdy kierunek ich ruchu jest zgodny z kierunkiem cząstek a. i zmniejsza się, gdy kąt między torem neutronu i kierunkiem cząstek a wzrasta od O do 180°, jak to można przewidzieć na podstawie praw zachowania energii i pędu. Z tego wynika, że neutrony wysyłane przez warstwę substancji, np. Be, całkowicie pochłaniającą promienie a umieszczonego w pobliżu radio pierwiastka, posiadają z natury rzeczy niejednakowe prędkości. Nie zdołano dotąd zrealizować warunków doświadczalnych, w których powstają jednorodne grupy neutronów. Istnieją jednak wskazówki po działu neutronów na grupy oraz zjawisk rezonansu podobnych do tych, jakie zostały opisane w przypadku emisji protonów. Wyniki podane w tablicy dotyczą emisji neutronów, protonów oral promieni 7 wysyłanych przez niektóre pierwiastki bombardowane pro mieniami a polonu, których prędkość początkowa wynosi 1.(1.10 9 cm/sek, energia zaś 5, 3.10 8 ew. Neutro n y Promienie f Największy zasięg Energia neuEnergia wyrzuconych protonów. tronów wew. wew. . ( 28 cm 4, 5.1 0 8 5.1 0 6 Beryl 2 g ru py J 70 (.“, 7gAQe Bor. 1 g ru pa 16 cm 3, 2.1 0 6 3.10“ L i t..0, 2 do 0, 5.10° 1 0 8 ITuor, sód, magnez oraz glin wysyłają również neutrony i promienie 7. B, F, Na i Al należą do pierwiastków, które mogą również ulegać transmutacji z emisją protonów (9 108). W przypadku boru przypisu jemy emisję protonów izotopowi 10 B; do tego samego izotopu należy prawdopodobnie emisja przynajmniej części neutronów. Co się tyczy pierwiastków F, Na i Al, nie posiadających różnych izotopów, należy założyć, że są możliwe oba rodzaje przemiany. Emisja promieni 7 pozostaje zapewne w związku z emisją kilku jednorodnych grup proto nów lub neutronów i reprezentuje różnice energii między tymi gru pami; nie jest jednak wyłączone, że ta emisja jest następstwem wzbu dzenia jądra, któremu nie towarzyszy ani schwytanie cząstki a, ani transmutacja. 9 110 ł--EłicroI\e l\Iłs3. raicru. Neutron nie jest to cząstka jonizująca, jak np. cząstka a lub p. Neutron posiada wielką przenikliwość, ponieważ ta nie naładowana cząstka nie wywiera żadnych działań na elektrony i nie traci energii w licznych jonizujących zderzeniach. Jej energia jest zużywana tylko w zderze niach z jądrami, których następstwem jest bądź ruch jądra, bądź jego przemiana. Z zasady zachowania pędu wynika, że energia udzielona jądru w zderzeniu sprężystym jest tym większa, im masa jądra jest bar dziej zbliżona do masy neutronu. W spotkaniach z ciężkimi jądrami neutrony ulegają rozproszeniu nie tracąc prawie wcale energii, natomiast udzielają znaczną część swojej energii uderzanym lekkim jądrom. W zde rzeniach z jądrami wodoru możliwe jest nawet odstąpienie protonowi całkowitej energii neutronu. Znamy dotąd tylko jedną metodę wyznaczania energii neutronu, po legającą na mierzeniu energii wyrzucanych jąder, w szczególności pro tonów. W istocie energia neutronu równa się energii protonu wybiega jącego po zderzeniu w kierunku ruchu neutronu; ta ostatnia zaś może być wyznaczona drogą zmierzenia zasięgu. W przypadku prędkich neutronów (kilka milionówew) można zmierzyć największy zasięg w gli nie protonów wychodzących z cienkiej warstwy parafiny bombardowanej przez neutrony. W przypadku powolnych neutronówmożna zmierzyć w komorze Wilsona zasięg cząstek II, pochodzących z pary wodnej znaj dującej się w komorze rozprężeń. W doświadczeniach wykonywanych za pomocą metody jonizacyjnej można odróżnić neutrony od promieni Y na podstawie różnic między rodzajem ich absorpcji; mianowicie masowy współczynnik absorpcji neutronów jest tym większy, im pochłaniający pierwiastek jest lżejszy. Współczynnik absorpcji, składający się z wyrazu reprezentującego roz proszenie oraz wyrazu odpowiadającego stracie energii w zderzeniach zależy w znacznym stopniu od warunków doświadczalnych. W przy padku prędkich neutronów (kilka milionówew) natężenie zmniejsza się do połowy po przejściu neutronów przez, warstwę ołowiu grubości około .“» cm lub niewiele różną grubość glinu (chociaż masa jest w tym przy padku znacznie niniejsza). Powolne neutrony (energia rzędu 0, 5 ewy są, praktycznie biorąc, absorbowane w jednym centymetrze ołow-iu 1 ). Badanie neutronów nastręcza trudności podobne do tych, z jakimi mamy do czynienia w badaniu promieni f, ponieważ jest to również promieniowanie bardzo przenikliwe, nic odchylane w polu magnetycz nym i wykrywane tylko za pomocą Wtórnych zjawisk. Neutrony są wysyłane w całym szeregu transmutacyj spowodowa nych przez promienie a, protony lub deuterony (jądro fi I). Zakładamy, ’) 7. nowszych badań wyn i kają n ieco i n ne pog lądy na abso rpcj i; neutro n ów (p. Uz u pełnienia, L. IV.). że neutrony wkrótce po wYJsclu z jąder znikają w ten sposób, że zo stają pochłonięte przez inne jądra i wywołują ich przemianą. Emisja elektronów dodatnich lub ujemnych w zjawi s k a c h t r a n s m u t a c j i. Obserwacje wykonane za pomocą metody torów nigicłkowych wykazują, że niektóre lekkie pierwiastki poddane działaniu promieni a wysyłają nie tylko protony lub neutrony, lecz rów nież elektrony dodatnie. Na tablicy XXIV, fig. j5 widzimy proton oraz elektron dodatni, wybiegające z folii glinowej i mające niewątpliwie źródło w transm utacj i (Irena Curie i F. Joliot). W przypadku Al i 8 można za łożyć, że transmutacja przebiega bądź z emisją protonu, bądź z emisją neutronu i elektronu dodatniego. W przypadku berylu może zachodzić powstawanie par wskutek wewnętrznej materializacji promieni f (9 90): foton wychodzący z jądra może natychmiast ulegać unicestwieniu, a za miast niego wybiegają dwa elektrony: dodatni i ujemny. T r a n s m u t a c j a w s k u t e k z d e r z e ń z n e u t r o n a m i. Zde rzenia neutronów z lekkimi jądrami mają najczęściej charakter zderzeń sprężystych. Niekiedy jednak neutron może spowodować transmutację (Feather). W ten np. sposób możemy interpretować zderzenie przed stawione na tablicy XX I V, fig. 2. Prawdopodobna reakcja jądrowa jest następująca: «j\r+J “ = »/*+}//<? Za pomocą metody Wilsona wykryto również inne transmutację, spo wodowane przez neutrony (tlen, fluor, argon). Wytwarzanie sztucznych radiopierwiastków przez neutrony’ (por. 9 112) dowodzi, że neutrony mogą spowodować transmutację wielkiej liczby pierwiastków, od lekkich aż do najcięższych, zjawisko jest zatem bardzo częste. M asa n e u t r o n u. Na podstawie zasady zachowania pędu zdołano ustalić drogą porównania maksymalnej energii różnych jąder wyrzuca nych przez neutrony, że masa neutronu jest zbliżona do 1 (J. Chadwick). W celu dokładniejszego wyznaczenia tej masy należy posługiwać się jakąś reakcją jądrową z udziałem neutronu: jeżeli znane są masy wszyst kich jąder uczestniczących w tej reakcji oraz wydzielona lub pochłonięta energia, to można obliczyć masę neutronu. Pierwsze oznaczenie tego rodzaj u było dokonane w następujący spo sób. Zakładamy, że emisja neutronów z boru pod działaniem cząstek a odbywa sic; zgodnie z wzorem: XI 8 + \/Ie = X} N+I n, w którym nieznana jest tylko masa ć n (J. Chadwick). Wszelako do świadczenia, w których badano elektrony pochodzące z transmutacji, wy kazały, że emisję neutronów z boru należy przypisać przynajmniej czę ściowo jądru ’$8, które jest również źródłem protonów. Rachunek oparty na znajomości maksymalnej energii protonów, neutronów oraz elektro nów dodatnich, wysyłanych przez pod działaniem promieni a polonu, daje 1, 010 jako masę neutronu (Irena Curie i F. Joliot). Inne reakcje jądrowe, którym towarzyszy emisja neutronu, prowadzą do wartości masy neutronu, zawartej między 1, 006 i.1, 010. Masa ta nie jest jeszcze dokładnie znana, gdyż jest zależna od znajomości całkowi tej energii (wysyłanych cząstek i promieni t) wydzielanej w reakcjach i dotychczasowe wnioski mogą ulec zmianie w przypadku odkrycia nowej grupy neutronów lub promieni f. Jeżeli masa neutronu jest większa od masy protonu, to można zało żyć, że neutron jest nietrwały i zamienia się samorzutnie w jądro wo doru z wydzieleniem energii. 9 111. Ira EJ I Lł:ł::j::1 vu:k..i:k AB..d:::I’“ z FJLiJ a I i W celu wywołania przemiany, której towarzyszy emisja protonu lub neutronu, posługiwano się dotąd, jak to widzieliśmy, cząstkami a po siadającymi wielką energię kinetyczną. Niedawne doświadczenia Co ck crotta i Waltona (1932) wykazały, że można równ ież zrealizować prze miany atomowe za pomocą protonów o stosunkowo niewielkiej energii. Te protony powstają w wielkiej liczbie jako promienie kanalikowe w rurze próżniowej do wyładowań. Wiązka protonów (rys. 151) pada w punkcie A na warstwę Li; promienie wysyłane przez tę warstwę wychodzą przez okno umieszczone z boku w ścianie rury i zamknięte bardzo cienką blaszką mikową C. W tych warunkach stwierdzamy, że lit wysyła cząstki wytwarzające bardzo jasne scyntylacje na ekranie B powleczonym ZnS. Jeżeli przyrząd jest połączony z komorą rozprężeń, do której przenikają cząstki, to otrzymujemy tory podobne do torów cząstek a. Zakładamy, że źródłem emisji tych cząstek jest przemiana, polegająca na ty m, że j ąd ro \ Li chwyta cząstkę a, następn ie zaś n i e trwałe jądro o masie 8 dzieli się na dwie cząstki a, z których każda posiada energię zbliżoną do energii cząstek a ThC. To przypuszczenie zostało potwierdzone w doświadczeniach wykonanych za pomocą licznika proporcjonalnego, co pozwoliło sprawdzić na podstawie zdolności joni zacyjnej, że wysyłane cząstki są to istotnie cząstki a. Jeżeli obie cząstki a są wysyłane symetrycznie względem kierunku protonu, spotykającego jądro Li w punkcie O (rys. 152), to reakcję jądrową możemy napisać w następujący sposób: ILi — +\ł-ł-+, = 2tHe — +2 lIV/e Symbole Li, H i He oznaczają masy atomów, ponieważ liczba elektronów p o k aż d e j s t r o n i e rów n a n i a j e s t j e d n a k o w a. Jeż e I i W, i = 27 O ekw, to cząstki o. posiadają 8, 4 cm, energia ich zaś wynosi 17, 24.10° ew. Kładąc? Li = 7, 018, / / = 1, 0081, He = 4, 0039 znajdujemy, że strata masy przynosi 0, 0184’) w zgodności z przyrostem energii kinetycznej 16, 97.10° ew. Ponieważ energia protonów używanych w tym przypadku jest stosunko mała. przeto źródłem energii cząstek a jest prawie wy łącznie strata masy. Kąt 6 (rys. 152) obliczony na podstawie wzoru M“ i>“ = IM„e C„C cos 8 jest zbliżony do 90°, ponieważ pęd dostarczony przez proton jest bardzo mały. Obserwacja cząstek a wysyłanych pod prostym kątem względem wiązki protonu umożliwia zatem sprawdzenie wzoru reakcji jądrowej. Jeżeli obserwujemy cząstki wysyłane w innych kierunkach, stwier dzamy, że różnica między energią cząstki a wybiegającej ku przodowi Rys. 151. Rys. 152. oraz cząstki biegnącej w kierunku wstecznym wzrasta wraz z energią protonu. Emisja cząstek a parami, w kierunkach prawie dokładnie sobie przeciwnych, została stwierdzona za pomocą metody torów mgiełkowych. Rys. 153 przedstawia absorpcję cząstek a, pochodzących z przemiany Li i wysyłanych pod prostym kątem względem kierunku wiązki proto nów, których energia wynosi 450 ekw. Widzimy, że cząstki a tworzą jednorodną grupę o dobrze określonym zasięgu, wynoszącym około 8, 5cm. Liczba przemian wzrasta szybko wraz z energią protonów, jak to wi d ać n a r y s. 1 54 2 ). Jeż e I i W“ = 1 0 6 ew, t o w z g I ę d n a I i c z b a z d e r z e ń p o w o d uj ą c y c h t r a n s n i u t a c j ę w y n o s i o koł o 3. 1 O’“ 7. Jeż e I i W“ = 250 ekw, stosunek ten wynosi tylko 10“, 8. Zjawisko może jednak być obserwowane dzięki temu, że umiemy otrzymywać wiązki zawierające bardzo wielką liczbę protonów. Podczas przemiany Li spowodowanej zderzeniami protonów powstaje nie tylko wspomiana grupa cząstek a o wielkiej energii, lecz również ’j Według najnowszych oznaczeń ciężarów atomowych na podstawie przemian jądro wych (L. W.).

• ) Cockcroft i Walton, Lawrence, Livingston, While i Henderson.

grupy mniejszej energii o zasiągu 11 mm i 6 mm. W tym ostatnim przypadku mamy zapewne do czynienia również z emisją promieni Przemiana, której towarzyszy emisja cząstek a, została również zaob serwowana w przypadku boru bom bardowanego protonami o energii 150 ekw. Należy przypuszczać, że reakcja jądrowa polega na schwy taniu protonu, wskutek czego po wstaje przejściowo jądro „c i na stępnie zachodzi rozpad tego jądra na 3 cząstki a. Fluor wysyła również cząstki a pod działaniem protonów. Jest rze czą prawdopodobną, że i niektóre inne pierwiastki zachowują się w podobny sposób. Transmutacja wskutek zderzeń z jądrami \ H (de u t e r o n a m i ), Lawrence, Lwingston i While zdołali osiągnąć transmutacja różnych jąder za pomocą jonów d r o b i n o w y c h ( I f II) +, o e n e r g i i z b I i ż o n e j d o 2. 1 O o ew. Przemiany tego rodzaju zachodzą m. i. z litem (tab!. XXV, fig. 1) polegają prawdopodobnie na schwytaniu deuteronu, po czym utworzone nietrwałe jądro dzieli się na dwie cząstki a. Cząst ki a powstające w tych waru n kach posiadają bar dzo wielką prędkość: za sięg 14, 5 cm, energ ia 12, 4.10« ew. Reakcja jest następująca: tLi + IN = I\/le. Pierwiastki Be i N do soo «00 300 «  1 00 .y 500 energia protonów >v eKV 1000 Rys. 154 8000 6000 , oo o Rys. 153. znają również przemiany z emisją cząstek a, przy czym tworzą się zapewne atomy 7Li i liC. Niektóre pierwiastki, bombardowane deuterona m I, ulegają przemianie z emisją protonów lub neutronów. R o l. Ii Z I A Ł X X DOŚWIADCZALN E OTRZY. MYWAN I Ę RAD I O P I E RWIASTKÓW 9 112 dct.za. po 1Ul.i::l.(;/ a Lb ( /’; t 1< Irena Curie i F. Joliot odkryli w 1934 roku, że niektóre pierwiastki: glin, bor, magnez bombardowane cząstkami a polonu wysyłają przenikliwe promieniowanie wówczas, kiedy źródło bombardowania zostało już usu nięte. Wzbudzone promieniowanie zmniejsza się z czasem według prawa wykładniczego, identycznego ze zwykłym prawem zaniku radiopierwńist ków. Okres wynosi 14 minut w przypadku boru, 3, 25 minut w przy padku glinu i 2, 5 minut w przypadku magnezu. Stwierdzono, że promienie wysyłane przez bor i glin są to pozytony, których energia osiąga 2 do 3.10° ew. Mamy zatem do czynienia z otrzy mywaniem nowego typu radiopierwiastków, ulegających przemianie z emisją pozytonów. W przypadku magnezu promieniowanie składa się głównie z czą stek j3; pozytony są wysyłane również, lecz w mniejszej liczbie. Mamy zatem do czynienia z otrzymanym doświadczalnie radiopierwiastkiem wysyłającym promienie [3, analogicznym do radiopierwiastków natural nych. Jeżeli zmniejszamy energię cząstek a, stwierdzamy, że okres oraz energia promieniowania nie ulegają zmianie, zmniejsza Się tylko natę żenie zjawiska. Zjawisko to przypisujemy powstawaniu nietrwałych jąder w następ stwie przemiany lekkich pierwiastków pod działaniem promieni a, prze miany, której najczęściej towarzyszy emisja neutronu. W przypadku boru mamy np.:,,, “ Ponieważ jądro ’-IV nie jest trwałe, przeto doznaje przemiany w Ciągu średniego czasu życia: “ “ P o d o b n i e z A I P o w s t a j e n i e t r wał a o d m i a n a f o s f o r u ™ P d u k t 11 Si. końcowy pro TABLICA xxv. Fig. 1. Pig.2. Fig. 3. Kig. I.. Fig. 1 i 2. Transmutacja LiKbombardowanego jonami U*. Dwie cząstki a o lej samej energii wybiegają W przeciwnych kierunkach (Dee). Fig. 3. Elektrony dodatnie i ujemne, wysyłane przez magnez naświetlany promieniami o, [Irena Curie i F. Jo/iot). Fig. 4. Elektrony ujemne wysyłane przez fosfor naświetlany neutronami (Irena Curie i F. Joliot). Średni czas życia nietrwałych atomów jest dosyć długi, aby można było wykonać reakcje chemiczne oddzielania ich od substancji pIer wotnej. Chociaż liczba utworzonych atomów jest niezmiernie mała, tO jednak próby te zostały uwieńczone powodzeniem i wykazały, że hi potezy dotyczące natury nowych pierwiastków były słuszne. Między in nymi zdołano oddzielić aktywne pierwiastki w postaci gazu, mianowicie amoniaku w przypadku B oraz fosforiaku w przypadku Al. W magnezie powstają prawdopodobnie dwa radiopierwiastki otrzy mywane w reakcjach: \ \Mg+ \He = $Si — fin; „Mg + Ufe =?3AI + 1 / /, przy czym xl Si wysyła pozytony, TMAJ---cząstki (3; ten ostatni radio pierwiastek tworzy się w większej ilości (tab!. XXV, fig. 2). Nowe ciała promieniotwórcze otrzymały nazwy radioazotu, radić fosforu, radiokrzemu, radioglinu. Jest to pierwszy przykład sztucznego otrzymywania pierwiastków nietrwałych. Wkrótce potem zdołano otrzymać wielką liczbę nowych radiopier wiastków drogą naświetlania zwykłych pierwiastków cząstkami różnego rodzaju: cząstkami a, protonami, deuteronami, neutronami. Za pomocą cząstek a, protonów i deuteronów otrzymano kilkanaście rodzajów nietrwałych jąder, wysyłających pozytony i stanowiących izo topy niektórych trwałych lekkich jąder. Naświetlanie neutronami daje wielką liczbę radiopierwiastków wysy łających promienie S (Fermi). Nawet najcięższe pierwiastki doznają przemiany pod działaniem neutronów i zamieniają się na nietrwałe, co się tłumaczy tym, że neutrony nie są powstrzymywane przez barierę potencjału jądra (tab!. XXV, fig. 3). Otrzymane sztucznie radiopierwiastki są zupełnie podobne do radio pierwiastków naturalnych. Wysyłane przez nie pozytony lub cząstki S tworzą widmo ciągłe, typu opisanego poprzednio. Niektóre pierwiastki wysyłają promienie Y Pierwiastki wysyłające pozytony są ponadto źródłem promieniowania Y, o energii 500000 ew, biorącego początek w unicestwianiu się pozytonów podczas ich absorpcji w materii (9 18). Jest rzeczą prawdopodobną, że w niedalekiej przyszłości technika otrzymywania szybkich cząstek w rurach próżniowych udoskonali się do tego stopnia, że będzie możliwe wytwarzanie radiopierwiastków, sta nowiących źródło promieniowania równie silne jak radiopierwiastki na turalne. Nowe radiopierwiastki znajdą zapewne wówczas zastosowanie w lecznictwie, a może również i w innych dziedzinach. Należy liczyć się z tym, że te ciała będą się zachowywały w organizmie inaczej niż zwykłe radiopierwiastki, ponieważ posiadają inne własności chemiczne. Jest wreszcie rzeczą możliwą, że nowe pierwiastki będą używane jako wskaźniki przy badaniu chemicznych i biologicznych własności ich nie aktywnych izotopów. M. Curic-Sklodowska. Promieniotwórczość. 21 Roz DZIAŁ XXI WIADOMOŚCI O BUDOWIE ATOMÓW 9 113 S<a:t-i<i b TIV\A;=ś5. Aći:Y klcsyfikcqi. Zgodnie z teorią jedności materii (9 21) musimy traktować jako podstawowe składniki budowy proton i elektron, których masy wynoszą 1, 6.10'24 i 9, 0.1 0“, 28 g. Rozważania, na podstawie których przypisywa I i ś m y e I ektro n owi pro m i e ń 1, 9.10“, 13 cm, prowadzą do wn i osku, że proto n powinien posiadać promień rzędu 10 10 cm (por. 9 33). Z doświadczeń dotyczących rozproszenia cząstek a wynika, że rozmiary jąder wahają s i ę o d 1 O 1 3 d o 1 O ’“ 1 1 cm. N a t o m i a s t r o z m i a r y a t o m u jak o c a łoś c i są rzęd u 1 O — 8 cm, tak iż objętość zajęta przez skład n i ki budowy j ąd ra jest niezmiernie mała w porównaniu z objętością atomu. Niech będzie P liczba protonowa, tj. liczba całkowita zbliżona do ciężaru atomowego A czystego izotopu o liczbie atomowej Z. Różnica n = P-Z mogłaby być interpretowana jako liczba elektronów zawar t y c h w j ą d r z e 1 ). p o m i jaj ą c p r z y p a d e k wo d o r u, s t o s u n e k niP j e s t z a warty pomiędzy najmniejszą wartością 0, 5, spotykaną często wśród lek kich pierwiastków, oraz wartością 0, 61 charakteryzującą uran. Protony i elektrony, traktowane jako pierwotne składniki budowy, znajdują się prawdopodobnie w jądrach w postaci ugrupowań bardziej złożonych. Okoliczność, że radiopierwiastki wysyłają cząstki a, nasuwa przypuszcze nie, że cząstka <x jest składnikiem budowy jądra. Emisja neutronów w doświadczalnych przemianach prowadzi do analogicznego wniosku, dotyczącego obecności neutronów w jądrze. Należy również wziąć pod uwagę jądrową emisję elektronów dodatnich. Znamy szereg faktów, które każą powątpiewać o obecności elektro nów w jądrach w stanie swobodnym. Jeżeli neutron jest utworzony z protonu i z elektronu, to jest rzeczą możliwą, że wszystkie ujemne elektrony jądrowe są niejako zamaskowane w neutronach. Można jed nak również założyć, że neutron jest to cząstka elementarna, proton zaś ’) Ten rozdział był pisany w czasie, kiedy sądzono, że elektron i proton są to je dyne składniki budowy materii. Obecnie poglądy są inne (patrz Uzupełnienia) (L. IV.). jest utworzony z neutronu i dodatniego elektronu; gdyby tak było, masa protonu powinna by być mniejsza, nie zaś większa od masy neutronu. Cząstka a może być rozpatrywana jako połączenie dwóch protonów i dwóch neutronów. Obecnie przeważa pogląd, zgodnie z którym jądro składa się z neu tronów i protonów (lIeisenberg), zarówno zaś neutron jak i proton są to dwie cząstki elementarne, zdolne do przekształcania się jedna w drugą. Możliwe są zarówno przemiany neutron — > proton, jak i proton — > neutron. Każdej cząstce, należącej do budowy jądra, przypisujemy określoną wartość momentu obrotowego (spinu) (9 34) oraz czynimy hipotezy co do rodzaju prawa statystycznego, rządzącego cząstkami danego typu (9 35). Rozważania te nie są jeszcze oparte na zupełnie pewnych pod stawach. Jak się wydaje, do cząstek a należy stosować statystykę Bo sego Einsteina. Doświadczenie wykazuje, że niektóre pierwiastki są trwałe, gdy tym czasem inne ulegają samorzutnie przemianie. Ponadto niektóre pier wiastki, trwałe w zwykłych warunkach, mogą doznać przemiany wsku tek zderzenia z cząstkami a, protonami lub deuteronami. Stąd wynika, że każdy dany układ elementów strukturalnych jądra jest trwały tylko w pewnych granicach. Pierwiastki o wielkim ciężarze atomowym, z których ostatni jest to uran (Z = 92,;1 = 238, 14), są wszystkie promieniotwórcze. Wydaje się zatem, że jądro przestaje być trwałe, gdy zawiera zbyt wielką liczbę składników. Prawo głoszące, że energia jest proporcjonalna do masy, daje moż ność doświadczalnego badania trwałości atomów, gdyż trwałość pier wiastka powinna być tym większa, im większa jest strata energii we wnętrznej, towarzysząca jego powstawaniu lub, innymi słowy, im większa jest strata masy. Tak np. powstawaniu jądra helu z dwóch protonów i dwóch neutro nów towarzyszy bardzo znaczna strata masy (por. 9 21). Energia wiązania cząstki a (około 28.10° ewy jest większa od energii kinetycznej najszyb szych cząstek a, z czego wynika, że jądro helu nie może ulec rozbiciu wskutek zderzenia cząstki a z inną cząstką lub jądrem. Masa protonu zawartego w jądrze dowolnego atomu (z wyjątkiem atomu wodoru) jest, średnio biorąc, znacznie bardziej zbliżona do 1 niż masa swobodnego protonu. Wszystkie zatem atomy utworzone z pro tonów i neutronów powstają w następstwie zjawiska wydzielającego znaczną ilość energii. Z drugiej strony, jeżeli powstawanie atomów Ile stanowi pierwszy etap genezy pierwiastków i jeżeli cięższe jądra są zbudowane przynaj mniej w znacznej części z cząstek a, to energia wydzielona w tym na stępnym stadium jest znacznie mniejsza niż w pierwszym. Fakt ten po zostaje niewątpliwie w związku z tym, że w przemianach promienio twórczych mamy do czynienia z emisją cząstek a, nigdy zaś protonów. Dane statystyczne prowadzą do niektórych wniosków, dotyczących trwałości pierwiastków. Nie każda liczba całkowita, zawarta między 1. i 238, jest reprezentowana przez ciężar atomowy jakiegoś izotopu; jak się wy daje, niektóre ciężary atomowe należą do pierwiastków, których praw dopodobieństwo istnienia jest niezmiernie małe lub równe zeru. Parzyste wartości liczby n elektronów jądrowych’) spotykają się znacznie częściej iż liczby nieparzyste wśród ogółu izotopów. Również uprzywilejowana jest parzysta liczba atomowa Z, mianowicie pierwiastki o liczbie pa ThC 80 V=LP-N 85 Rys. 155. rzystej posiadają większą liczbę izotopów. Ta wyroznlona rola parzy stych wartości Z i n daje się również zauważyć wśród radiopierwiast ków; należy przy tym zaznaczyć, że nie znamy dotąd przedstawicieli typu Z = 85 i Z = 87. Inne wnioski, dotyczące większej lub mniejszej trwałości pierwiast ków o różnych liczbach atomowych, możemy wysnuć na podstawie obfi tości występowania pierwiastków w przyrodzie. Harkins zestawił wyniki badania wielkiej liczby skał i gleb oraz meteorytów. W pierwszym przy ’) Zgodnie z dzisiejszymi poglądami zamiast nelektronów jądrowych* należałoby po wiedzieć aneutronówi) (L. W.). padku względna zawartość atomów z liczbą Z parzystą wynosi 90$, w drugim przypadku 98$; tlen zaś jest to pierwiastek reprezentowany znacznie obficiej niż wszystkie inne. Niektórzy autorowie usiłowali odnaleźć związki istniejące między />  » vJ...-.Ii 7J!L.ł=LJC:::tlLJVVI:U1 UULiaiCAU /ł\»(.JŁIVI t.:::::> t111<3..J*)VA. liliA. iAJ o iaz:. Można np. utworzyć funkcję tych wielkości U=3P/i-Z, która p siada następującą ciekawą własność: U zmniejsza się o 1, gdy atom liniowa funkcja U: o = 0, 082 (100 U). 10 9 cm/sek. Stała zaniku X radiopierwiastków wysyłających promienie a, rozpatrywana jako funkcja U, może być również wyrażona za pomocą z gruba przybli żonego wzoru InX = 235 3U, od którego wyraźnie odbiegają tylko nieliczne pierwiastki (Maria Curie i G. Fournier) (rys. 155). Oznacza łoby to, że wielkość U nadaje się do scharakteryzowania zależności mię dzy prawdopodobieństwem emisji cząstki a oraz masą i ładunkiem jądra 1 ). Żadnej prawidłowości tego rodzaju nie zdołano wykryć wśród pierwiast ków wysyłających promieniowanie O, których stałe zaniku wahają się w znacznie węższych granicach. ’] Podane powyżej prawo liniowe stanowi prawdopodobnie szczególny przypadek prawa bardziej skomplikowanego, zapewne periodycznego. Trwałość pierwiastków, których ł7<73 i nieobecność pierwiastków z ł7>87 wskazują, że ’nk zmniejsza się wraz z wzrostem U tylko w odstępie od 75 do 85, w przedziałach zaś U< 75 i i7>85 wzrasta wraz z U. Okoliczność, że okres Po jest znacznie większy od okresu ’taC, okres zaś uranu mniejszy od okresu toru przemawia za słusznością tego przypuszczenia. 326 Rodziny uranowo-radowa, aktynowa i torowa należą do typów P = bp + 2, P = kp + 3, P = hp (p liczba całkowita). Z tego wynika, że na ogół nie istnieją różne radiopierwiastki wysyłające promienie a. i po siadające jednakową wartość P; wyjątek stanowią tylko ciała C osadów p r o m i e n i o t wór c z y c h, k t ć r y c h P j e s t t a k i e s a m o jak a n a log i c z n y c h c i a ł [C’. Krzywa przedstawiająca In\ radiopierwiastków wysyłających promie nie a w zależności od P ma postać periodyczną (rys. 156)’). Istnieją liczne próby klasyfikacji pierwiastków na podstawie ich bu dowy jądrowej, klasyfikacji obejmującej wszystkie izotopy, zarówno aktywne jak i nieaktywne. Ideą przewodnią niektórych prób tego ro dzaju jest założenie, że rodziny promieniotwórcze posiadają dalszy ciąg w dziedzinie pierwiastków zwykłych i przenikają cały układ periodyczny, chociaż zjawiska przemiany nie zachodzą w przedłużeniach rodzin. Bierzemy zatem pod uwagę. 4 serie postaci: P = Ap, P = 4/> + 1, P = 4/> 42, P = kp + 3, gdzie p jest to liczba całkowita i zakładamy, że jądro zawiera największą możliwą liczbę cząstek a oraz ponadto O, 1, 2 lub 3 protony, i P-Z2p elektronów jądrowych. Zgodnie z in nymi poglądami, elektrony tracą w jądrze wszelkie cechy indywidualne i jądro zachowuje się, jak gdyby było utworzone z cząstek a, neutronów i protonów. Warunki, w których byłoby możliwe powstawanie lub zanikanie większości pierwiastków, nie są spełnione na ziemi, niewątpliwie jednak istniały kiedyś warunki, w których te pierwiastki się tworzyły; jest rze czą możliwą, że dzieje się to obecnie w innych częściach wszechświata, jak to wynika z rozważań dotyczących pochodzenia promieni kosmicz nych. S 114. Samorzutne przemiany promieniotwórcze. Natura czynnika, od którego zależą przemiany promieniotwórcze, jest nieznana; jest rzeczą prawdopodobną, że tego czynnika należy doszu kiwać się w wewnętrznej budowie jądra, ponieważ działania zewnętrzne nie mają żadnego wpływu na przebieg przemian promieniotwórczych. Jądro składa się z cząstek dodatnich i ujemnych 2 ), których zbiór za chowuje się pod względem działań elektrycznych zewnętrznych jak ła dunek punktowy Ze, wytwarzający pole elektryczne zgodnie z prawem Coulomba. Należy jednak założyć, że cząstki znajdujące się wewnątrz jądra wywierają na siebie siły przyciągania zasadniczo różne od sił Coulomba, mianowicie czynne tylko w bardzo małej odległości i decy dujące o spójności jądra. Te siły ujawniają się w zjawisku anormalnego rozproszenia (9 81). ’I W przypadku Rad AcC i ThC podano stale częściowe, tj. dotyczące tylko prze miany o. “) Obecnie powiedzielibyśmy zamiast «ujemnych» «oboj(;tnych» (L. W.). W modelu podanym przez Calnowa jądro nie posiada podobnie rzad kiej budowy jak atom, lecz jest raczej analogiczne do kropelki wody, której każda drobina znajdująca się w głębszych warstwach doznaje stosunkowo słabych sił, gdy tymczasem siły te wzrastają nader szybko w miarę zbliżania się drobiny ku powierzchni. Posługując się tym obrazem jądra rozpatrzmy krzywą przedstawia jącą energię potencjalną U cząstki a, którą w wyobraźni oddzielamy od reszty jądra i umieszczamy w odległości r od jego środka (rys. 157). W części środkowej, aż do r = r Q, istnieje obszar, w którym potencjał posiada wartość najmniejszą i w przybliżeniu stałą Uo. W pobliżu f.,,, U wzrasta bardzo szybko, przechodzi przez maximum, po czym zmniejsza się zgodnie z prawem przybierającym po stać prawa Coulomba. Energia potencjalna cząstki a względem pozostałej części jądra posiada wówczas postać: V K 1 \ I U(r) = 2(Z 2)e 2 ff-, gdzie Z jest to liczba atomowa całkowite go jądra, e ładunek elementarny. Można zatem scharakteryzować każde jądro war tością ro, czyli «promienia» oraz war t o ś c i ą P r o g u Lf““ c z Y I i o t a c z aj ą c ej j ą d r o «bariery potencjału*. Przyjmujemy, że objętość jądra jest w przybliżeniu pro porcjonalna do jego masy; U o wzrasta również wraz z masą; toteż nor malny poziom cząstki a wewnątrz jądra znajduje się coraz wyżej. Jeżeli energia tego poziomu E jest dodatnia, to w zewnętrznej okolicy jądra poziom jest nietrwały; jednakże rozumując na podstawie mechaniki klasycznej moglibyśmy sądzić, że cząstka jest uwięziona w jądrze wsku tek istnienia bariery potencjału. Z punktu widzenia mechaniki falo wej istnieje jednak określone prawdopodobieństwo przejścia cząstki a z punktu wewnętrznego obszaru do punktu leżącego na zewnątrz, kté remu odpowiada ta sama wartość energii. To prawdopodobieństwo jest tym większe, im E jest bardziej zbl iżone do prog u Um. 1 i i al jA’ 1 J \ A \ C r .-Sal Rys. 157. W — teoretycznym ujęciu tego zagadnienia posługujemy się układem funkcyj falowych, przedstawiających stan cząstki w polu sił jądrowych (Gamow). Jeżeli krzywej ABC nadajemy uproszczoną postać A’B'C’, to otrzymujemy następujący wzór na X: h. g-(Z2)ii:Vy2m//ilJ\L + 67KV(22)mrjh, 4fw r o 2 x gdzie m jest to masa cząstki a, E energia wyzwolona w przemianie. Ta zależność między X E jest podobna do prawa Geigera-NuUalla, z tą jednak różnicą, że X zależy nie tylko od E, lecz również od Z i f. “ 328 (w założeniu, że masa m jest stała). Na podstawie znanych wartości E i X wyliczamy I’“ i znajdujemy, że jądra radiopierwiastków należących do trzech rodzin i wysyłających promienie & posiadają «promienie» za warte między 6.1013 cm i 9, 5.10“, 13 cm. Pomijając niektóre wyjątki, te promienie wzrastają w każdej rodzinie wraz z ciężarem atomowym. Poprzednio wspominaliśmy, że cząstki a zajmują w jądrze poziomy energetyczne, które wyznaczamy na podstawie subtelnej budowy widm magnetycznych (rozdz. XVI). Jest rzeczą możliwą, że wszystkie cząstki znajdują się na normalnym poziomie, zdarza się jednak również, że jedna z cząstek zajmuje przejściowo jeden z wyższych poziomów. Prć bowano przypisywać cząstkom a liczby kwantowe podobnie jak elektro nom pozajądrowym, wiadomości jednak, jakie posiadamy w tym przed miocie, są jeszcze bardzo nikłe. Jeżeli cząstka a znajduje się na poziomie jądrowym wyższym od normalnego, to mówimy o stanie wzbudzenia jądra. Jądro wzbudzone może powrócić do stanu normalnego bądź drogą emisji promieni Y, bądź cząstek a długiego zasięgu, bądź wreszcie elektronu pozajądrowego, któremu została przekazana bezpośrednio ener gia wzbudzenia. Prawdopodobieństwa tych różnych procesów były przed miotem rozważań teoretycznych, którymi nie będziemy się tutaj zaj mowali. Przemiana promieniotwórcza, której towarzyszy emisja promieni (3 (lub, mówiąc krócej, przemiana j3), jest to zjawisko bardziej skompliko wane od przemiany a, gdyż promienie 3 towarzyszące dezintegracji radiopierwiastka posiadają prędkości rozmieszczone w sposób ciągły w pewnym przedziale. Można zadać sobie pytanie czy zasada zachowa nia energii stosuje się do przemian [3; jeżeli tak jest istotnie, to wyni kałoby z tego, że atomy powstające z atomów identycznych powinny po siadać masy różne i zawarte w określonych granicach (nie przekraczają cych ułamka 0, 003 jednostki masy atomowej). To założenie zmienności masy atomów tego samego rodzaju nastręcza jednak liczne trudności, zarówno z punktu widzenia eksperymentalnego jak teoretycznego. Zakładamy obecnie, że energia wydzielona w przemianie j3 lub pozy tonowej (por. 9 11 2) równa się energii najszybszych elektronów, jeżeli zaś zachodzi również emisja promieni Y, należy dodać energię tego pro mieniowania. Wyobrażamy sobie, że emisji każdego elektronu towa rzyszy emisja innej cząstki, która otrzymała nazwę neutrino (Pa uli), suma zaś energij obu cząstek równa się zawsze górnej granicy energii widma ciągłego; innymi słowy, neutrino pobiera tym mniej energii, im elektron wybiegający jednocześnie posiada jej więcej. Przypisujemy neutrino ładunek O i spin 1/ 2; istnieją również podstawy do twierdze nia, że jego masa spoczynkowa jest niezmiernie mała, a nawet równa zeru (F. Perrin). Usiłowano wykryć działania neutrino, jak dotąd bez powodzenia: jest rzeczą możliwą, że są one niedostępne dla obserwacji wskutek niezmiernie wielkiej przenikliwości neutrino. W założeniu, że jądra składają się z neutronów i protonów, możemy traktować promieniotwórczość typu 3 jako następstwo przemiany jednego z neutronów jądrowych w proton, promieniotwórczość zaś typu pozy to nowego jako wynik przemiany protonu w neutron. W zależności od tego czy jądro posiada nadmiar neutronów, czy protonów w stosunku do proporcji czyniącej zadość warunkom trwałości, mamy do czynienia z promieniotwórczością, której towarzyszy w pierwszym przypadku emisja elektronów, w drugim pozytonów. Przemiana 3 nie daje bezpośrednich informacyj o poziomach jądro wych. Jeżeli jednak natychmiast po niej następuje przemiana a, podczas której oprócz zwykłych cząstek a jest wysyłana niewielka ilość cząstek a długiego zasięgu, to można wyznaczyć schemat poziomów jądrowych na podstawie teorii podanej przez Gamowa (9 98). Te rozważania zostały dotąd zastosowane tyl ko do RaC. Promieniowanie Y radiopierwiastków jest częściowo pochodzenia pier wotnego, tj. jądrowego, częściowo zaś jest wtórne (rozdział X V). Pier wotne promienie Y, będące następstwem przemiany atomu, są wysyłane w początkowej chwili życia atomu utworzonego w przemianie i wyrzu cają elektrony z jego zewnętrznych poziomów energetycznych. To zjawi sko fotoełektryczne, zwane konwersją wewnętrzną, jest związane z emisją wtórnych promieni 3. Jądrowe promieniowanie Y składa się z jedno rodnych grup, odpowiadających różnym jądrowym poziomom energii. Emisja fotonu jądrowego jest związana z przejściem jednej z cząstek jądra: cząstki a, protonu lub neutronu z jednego poziomu jądrowego na inny. Prawdopodobieństwo przejścia może być obliczone na podstawie mechaniki falowej, przy czym zakłada się, że pole promieniowania jest równoważne polu drgającego tzw. «dipola» elektrycznego. Wszelako stosunki symetrii w jądrze są niekiedy tego rodzaju, że dipol znika, i w tym przypadku należy wziąć pod uwagę wyrazy zwykle zaniedby wane, w szczególności zaś tzw. wyraz «kwadrupolowy». Na podstawie badania współczynników konwersji wewnętrznej zakładamy, że radio pierwiastki wysyłają zarówno dipolowe jak i kwadrupolowe promienio wanie Y (Tay/or i Moll). Według mechaniki falowej promieniowanie dipolowe odpowiada zmianie azymutalnej liczby kwantowej / o 1, pro mieniowanie zaś kwadrupolowe o 2 lub o. 9 115.I /’r e pd:ł I a v jc{::łaAe Rozmieszczenie cząstek a, neutronów i protonów na poziomach ener getycznych jądra stanowi zagadnienie, którego rozwiązanie dopiero za czyna się zarysowywać. Badanie sztucznych przemian dowiodło, że jest rzeczą możliwą spowodować bądź wymianę pomiędzy jedną z cząstek należących do jądra i obcą cząstką innego rodzaju, wpadającą do jądra z wielką energią, bądź syntezę cząstki a wewnątrz jądra za pomocą 330 cząstek mniejszej masy, i następnie odłączenie się cząstki a od jądra. Przemiana jest możliwa tylko wtedy, gdy całkowity bilans energii daje zysk energii kinetycznej. Na podstawie badania bilansów tego rodzaju można przewidywać, że niektórym przemianom powinno towarzyszyć promieniowanie y Okoliczności, w jakich cząstka może przeniknąć do jądra lub wyjść z niego, są zależne od wielkości bariery potencjału i od poziomów rezo nansowych. 1 ° Jeżeli cząstka posiada energ ię E większą od wartości prog u U“, i jeżeli jest skierowana wprost ku jądru, to przenika bez trudności. 2° Jeżeli E<U““ to cząstka musi przejść przez barierę potencjału; prawdopodobieństwo tego przejścia oblicza się za pomocą wzorów zupeł nie podobnych do tych, które w teorii Gamowa służą do opisania sa morzutnej emisji cząstki a. Bariera potencjału danego pierwiastka jest łatwiej dostępna dla protonu niż dla cząstki a, ponieważ ładunek i masa protonu są mniejsze niż cząstki a. 3° Szczególnie łatwo przenikają przez barierę potencjału cząstki, których energia E odpowiada energii rezonansowego poziomu jądra. Te wnioski teoretyczne zostały sprawdzone drogą doświadczalną. W przypadku lekkich jąder zdołano oznaczyć rząd wielkości barier potencjałów. Dane doświadczalne wynikają z doświadczeń dotyczących anormalnej dyspersji cząstek a oraz sztucznej transmutacji. Anormalna dyspersja występuje wtedy, gdy cząstka a zbliża się tak znacznie do jądra, że prawo Coulomba przestaje się stosować (9 81); cząstka a prze nika zatem poprzez barierę potencjału. Traktując zagadnienie za pomocą metod mechaniki falowej otrzymujemy szereg wiadomości o tej barierze; z drugiej strony można wyróżnić poziomy rezonansowe i również ozna czyć wielkość bariery drogą liczenia protonów transmutacyjnych w za leżności od energii cząstek a. W poniższej tablicy podane są niektóre wyniki według prac l. Ghadwicka: gR » > ’n 5 rJ, B “« IV, g.J? 24 “ 27 ij r>;@ fi! 7“7’* 9’ 9* \2’ 8 7 sĄ Energia bariery w 10° ew (dolna granica) 3, 5 3, 7 3, 7 4, 1 5 6, 5 6, 8 .Iak się wydaje, najczęstszy typ reakcji jądrowej, w której obca cząstka przenika do jądra, polega na tym, że cząstka ta zostaje schwy tana, natomiast wybiega jedna z cząstek jądrowych. Niech będzie W energia kinetyczna przybiegającej cząstki, Eenergia poziomu, na kté rym ta cząstka jest schwytana. E’energia poziomu, z którego jest wyjęta wybiegająca cząstka, Wenergia kinetyczna tej ostatniej. Mamy wówczas: I y“ ]y L + 1\ gdzie W“ jest to energia kinetyczna jądra po przemianie. Watoniach trwałych energie normalnych poziomów są ujemne (dodatnia energia oderwania), transmutacja jest ułatwiona, jeżeli E< E’ (poziom E głębszy od poziomu E’). Obca cząstka może być jednak schwytana równlez na wyzeJ położonym poziomie li“, wartość W jest wówczas mnieJsza. Wyrzucane cząstki składają się zatem z grup określonej prędkości, z których najszybsza odpowiada schwytaniu obcej cząstki na poziomie normalnym. Jest to ogólny przypadek emisji protonu wskutek schwy tania cząstki a. Emisji każdej z grup protonowych z wyjątkiem naj szybszej musi towarzyszyć emisja promieniowania f unoszącego braku jącą energię; brak jednak dotąd jeszcze danych doświadczalnych, do tyczących tego zagadnienia. Należy zaznaczyć, że chociaż prędkość wyrzucanej cząstki względem jądra jest zupełnie dokładnie określona w założeniu, że znamy prędkość cząstki schwytanej, to jednak prędkości bezwzględne są zależne od ruchu udzielonego jądru; mianowicie cząstki wyrzucane ku przodowi posiadają większą prędkość niż cząstki wyrzucane w kierunku wstecznym wzglę dem ruch u nadbiegającej cząstki. Znane dotąd przypadki transmutacji wskutek zderzenia z neutronami interpretują się w podobny sposób, mianowicie jako wynik schwytania neutronu oraz wyrzucenia cząstki a. Ujęcie teoretyczne tego procesu jest również analogiczne. Wreszcie w zbadanych dotąd transmutacjach, w których zostaje schwytany proton lub deuteron, powstaje nietrwałe jądro, które następnie rozpada się na pewną liczbę cząstek a. Jeżeli następstwem transmutacji, w której obca cząstka zostaje schwytana, jest emisja cząstek z jądra, to te cząstki tworzą kilka grup izokinetycznych (widmo prążkowe); natomiast w przypadku, gdy trans mutacja odbywa się bez schwytania obcej cząstki, rozkład prędkości wyrzuconych cząstek powinien być ciągły (widmo ciągłe); całkowita energia wydzielona w procesach tego rodzaju, tj. suma energii lekkiej cząstki i energii utworzonego jądra, powinna być zawarta między O i WĄE’ w zależności od energii pobranej kosztem obcej cząstki. Otrzymane widmo ciągłe można by zatem scharakteryzować istnieniem określonej górnej granicy. Nie znamy dotąd żadnego przykładu tego ro dzaju przemiany, której prawdopodobieństwo jest zresztą bardzo małe. Z punktu widzenia teoretycznego istnieje również możliwość wzbu dzenia jądra wskutek zderzenia z cząstką, która nie zostaje schwytana 1 nie powoduje transmutacji. Jak się zdaje, emisja promieni ( z litu bombardowanego cząstkami a należy do zjawisk tego typu. Anormalna absorpcja promieni i wielkiej energii w ciężkich jądrach może pozostawać również w związku ze zjawiskami transmutacji. Jest jednak rzeczą możliwą, że anormalna absorpcja tłumaczy się w wystar czający sposób na podstawie zjawiska materializacji, tj. zastąpienia fotonu parą elektronów, dodatniego i ujemnego, i że jądro pochłaniające foton pozostaje nietknięte. Jak się wydaje, promienie kosmiczne są również zdolne do wywołania 332 transmutacji. Byłoby jednak rzeczą przedwczesną zajmować się szcze gółowo tą sprawą, ponieważ natura promieni wywołujących to zjawisko nie jest dotąd znana (9 151). O znaczeniu rozważań energetycznych w zagadnieniach sztucznych przemian świadczy fakt, że do podjęcia prób transmutacji Li za pomocą zderzeń z protonami przyczyniły się w znacznej mierze obliczenia teo retyczne, z kté rych wyn i kało, że j ąd ro Li, które wchło n ęłoby proto n, mogłoby dostarczyć znacznej ilości energii drogą podziału utworzonego nietrwałego jądra na dwie cząstki a. Jeżeli masy atomów biorących udział w reakcji jądrowej są znane z wielką dokładnością, to bilans energetyczny daje cenne wskazówki o prawdopodobieństwie przemian. Odwrotnie, jeżeli znamy dokładnie energię wydzieloną w transmutacji danego typu, to na podstawie tej wartości możemy wyliczyć niektóre masy jąder uczestniczących w re akcji, co jest zwłaszcza pożyteczne w przypadku, gdy są to jądra pier wiastków istniejących w zbyt małych ilościach, by można było badać je bezpoś red n i o (np. “0, TMC itd.). ROZDZIAŁ XXII KLASYFIKACJA PIERWIASTKO W 116. 7 V kIa:;yfka:j. Klasyfikacja radiopierwiastków może być rozpatrywana z dwóch róż nych, lecz jednakowo ważnych punktów widzenia. Jako podstawę tej klasyfikacji możemy obrać bądź własności promieniotwórcze, bądź wła sności chemiczne radiopierwiastków. W pierwszym przypadku interesu jemy się ewolucją szeregu pierwiastków, pochodzących drogą kolejnej genezy z dwóch substancyj macierzystych (uranu i toru). Związek mię dzy ewolucją promieniotwórczą i budową jądra jest nieznany i we wła snościach chemicznych radiopierwiastków nie znajdujemy żadnej cechy, która by pozwoliła określić przebieg tej ewolucji. Klasyfikacja oparta na promieniotwórczości polega na ustalaniu związków genetycznych i na łączeniu radiopierwiastków w rodziny. Z drugiej strony każdy radiopierwiastek jest to określone indywi duum chemiczne, do którego charakterystyki wystarcza znajomość ła dunku jądrowego podobnie jak w przypadku pierwiastków nieaktywnych. Należy przeto oznaczyć typ chemiczny każdego radiopierwiastka i jego miejsce w układzie periodycznym. W tym celu jest rzeczą konieczną badać radiopierwiastki za pomocą metod chemicznych i elektrochemicznych. 11„Z KIa:;yIkc:qa na. łJ=C rcd2h Następujące szybko po sobie odkrycia nowych radiopierwiastków: radu, polonu, aktynu, emanacyj, aktywnych osadów itp. doprowadziły w krótkim czasie do poznania związków genetycznych, stanowiących podstawę teorii przemian promieniotwórczych. Stwierdzono, że radio pierwiastki tworzą naturalne rodziny, tj. że z substancji macierzystej powstaje szereg pierwiastków pochodnych, z których ostatni jest nie aktywny. W większości przypadków zdołano dowieść doświadczalnie, że radiopierwiastek powstaje ze swego bezpośredniego rodzica. Należy tu powstawanie radonu z radu (9 48), radu z jonu (9 125), RaB z RaA (9 56) itd. W rozdziałach XXIII do XXVII znajdziemy wiele przypadków doświadczalnego stwierdzenia związków tego rodzaju. Znamy jednak również wiele przypadków genezy ustalonej tylko na podstawie po średnich dowodów i dotąd nie potwierdzonej doświadczalnie. Jeżeli promieniowanie substancji radioaktywnej zmienia się z czasem według prawa nie dającego się przedstawić jako proste prawo wykład nicze, to mamy niewątpliwie do czynienia z mieszaniną radiopierwiast ków. Badanie ewolucji promieniowania pozwala stwierdzić czy te pier wiastki są związane z sobą drogą kolejnej genezy (963). Odwrotne twier dzenie nie jest słuszne: promieniowanie może zmieniać się zgodnie z prostym prawem wykładniczym, a jednak nie należy do prostej sub stancji, o czym najczęściej przekonywamy się rozdzielając tę substancję na jej składniki. Niejednorodność promieniowania stanowi bardzo ważną wskazówkę, że natura danej substancji jest złożona. Zakładamy, że każdy radiopier wiastek wysyła cząstki a określonej prędkości, posiadające określony zasięg w powietrzu. Jednoczesna emisja kilku grup cząstek a o różnych zasięgach (pomijamy tu subtelną strukturę oraz cząstki długiego za sięgu) stanowi dowód, że substancja jest złożona; na podstawie roz ważań tego rodzaju zakładamy, że uran składa się z dwóch izotopów U/ i UH, oraz że tor C zawiera krótkotrwały pierwiastek pochodny TIiC. Emisja dwóch wyraźnie różnych grup promieni O pozwala wyprowa dzić analogiczne wnioski, jak to czynimy w przypadku UX, którego pro mieniowanie O przypisujemy dwóm składnikom UJ<, i /JX.,. Jak to je dnak wspominaliśmy poprzednio, emisja licznych jednorodnych grup promieni 8 może zachodzić również w przypadku jednego radiopier wiastka, np. jednego z pierwiastków H lub C osadów aktywnych. Od bywa się to wtedy, gdy promienie są wtórnego pochodzenia i są wytwo rzone przez monochromatyczne grupy wysyłanych podczas tej samej przemiany promieni Y (rozdział X V). Promieniowaniu a niektórych pierwiastków, np. radu, towarzyszy promieniowanie O i Y małej energii. Promienie Y są w tym przypadku pochodzenia jądrowego, natomiast promienie O są wtórne i powstają wskutek wewnętrznej konwersji promieni y> le ostatnie zaś biorą po czątek w stanie wzbudzonym jądra po emisji cząstki a. Jądrowe pro mienie O świadczą zawsze o przemianie atomu, natomiast nie stosuje się to do wtórnych promieni O. W niektórych przypadkach rodziny zostały uzupełnione nieznanymi dotąd pierwiastkami na podstawie związku empirycznego, który zacho dzi pomiędzy stalą promieniotwórczości i zasięgiem cząstek a (prawo Geigera-Nu/talia, 970); w ten sposób np. odkryto pierwiastki RaC’ i Th/“. Badanie związków między radiopierwiastkami ujawniło uderzające analogie, które były źródłem nowych odkryć i pozwoliły uzupełnić kla syfikację. Tak np. analiza osadów aktywnych stała się bodźcem do po szukiwania, a w następstwie do odkrycia, drogą analogii z HaA, krótko trwałych pierwiastków ThA i AcA, które zrazu pozostały niedostrzeżone. Począwszy od 3 promieniotwórczych gazów: radonu, toronu i aktynu analogia między trzema rodzinami jest bardzo dokładna: w każdym przypadku mamy do czynienia z pierwiastkami pochodnymi A, B i C, które następują po sobie po przemianach tego samego typu. Analogia Utrzymuje się w dalszym ciągu przy rozgałęzieniu obserwowanym w przemianie ciał C, kończy się jednak na ciałach C’ i C“, powstających w rozgałęzieniu. W istocie w rodzinach toru i aktynu są to ostatnie pierwiastki aktywne, natomiast w rodzinie radu po BaC następują jeszcze pierwiastki aktywne BaD, Bali i BaF. Spośród substancyj poprzedzających gazy promieniotwórcze w każ dej z trzech rodzin należy wymienić jako odpowiadające sobie, z jednej s t r o n y r a d, t o r X i a k t Y n X, z d r u g i e j zaś s t r o n y j o n, r a d i o t o r i r a d i 0 aktyn. Odpowiadają sobie podobnie aktyn i mezotor 2, analogia ta zawo dzi jednak w przypadku rodziny radu. Odkryte w ten sposób analogie przemian są niewątpliwie bardzo głębokiej natury i świadczą o podobieństwie budowy jądra. Analogie te odnajdujemy również w chemicznych i elektrochemicznych własno ściach odpowiadających sobie radiopierwiastków. Analogie nie dotyczą jednak średniego czasu życia, który przybiera bardzo różne wartości. Uran jest to substancja macierzysta rodziny, do której należy kilka pierwiastków stale towarzyszących uranowi oraz kilka innych, które w trakcie wydobywania uranu z minerału oddzielają się od niego i na stępnie odtwarzają się bardzo powoli w uranie. Możemy zatem mówić osobno o rodzinie uranowej w węższym znaczeniu oraz o rodzinie ra dowej, stanowiącej jej dalszy ciąg. Jon, bezpośredni rodzic radu, jest to ogniwo pośrednie łączące obie rodziny. Całość nosi nazwę rodziny uranowo-radowej. Druga rodzina zawiera tor i jego pochodne. Protaktyn, aktyn i jego pochodne tworzą trzecią rodzinę, tzw. aktynową, której związek z ura nem nie jest jeszcze ostatecznie wyjaśniony. Według niektórych auto rów istnieje również związek między uranem i rodziną toru. W następnych rozdziałach znajdziemy szczegółowy opis tych rodzin. W rozdziale poświęconym każdej rodzinie podany jest jej skład. Na tablicy zaś 5c Przypisów podany jest skład wszystkich rodzin. Na tej ostatniej tablicy znajduje się również typ przemiany, stała zaniku oraz okres i średni czas życia każdego pierwiastka. 9 1 1 8 V\lB cśj d Et I La e raq V\lB cśj Eł:kkxi El I e \!\at=e i W rozdziale VII znajduje się opis własności chemicznych radiopier wiastków. W niniejszym ustępie będzie mowa o metodach, które posłu żyły do poznania tych własności. l. wyjątkiem uranu i toru radiopierwiastki są zazwyczaj badane che 336 micznie i elektrochemicznie w warunkach, w których ich koncentracja jest zbyt mała, aby można było ją zmierzyć bez użycia metod właści wych nauce o promieniotwórczości. Wyjątek stanowi rad, który zdołano zbadać w postaci czystych soli; w ostatnich czasach możemy obok radu wymienić protaktyn, który został oddzielony w niezmiernie małej ilości (9 131). W obecnym stanie nauki nie należy spodziewać się, aby to było możliwe w przypadku jakiegokolwiek innego radiopierwiastka. Dodajmy, że gdyby nawet udało się oddzielić jeden z tych radiopierwiastków w czystym stanie i w ilości dostępnej dla wagi analitycznej, to badanie zwykłych reakcyj chemicznych byłoby bardzo utrudnione wobec działań chemicznych promieniowania, zwłaszcza pierwiastków krótkotrwałych, wysyłających promienie a (patrz 9 103). Chemia i elektrochemia radio pierwiastków muszą przeto posługiwać się metodami stosującymi się do pierwiastków w stanie bardzo wielkiego rozcieńczenia. Z drugiej strony rozporządzamy niezmiernie czułymi i dokładnymi metodami oznaczania tych pierwiastków, co pozwala rozwiązywać zagadnienia niedostępne w przypadku pierwiastkósv nieaktywnych. Dla przykładu powiemy, że można oznaczyć rad zawarty w 100 g substancji nawet w przypadku, gdy jego zawartość jest rzędu 10 12. Czułość osiągana w oznaczaniu substancyj, których promieniowanie jest podobnej natury, jest tym większa, im czas życia substancji jest krótszy. Tak np. ilość UaC rzędu 1 o“, le g (tj. około 2.10° atomów tej substancji) wytwarza w komorze jonizacyjnej prąd rzędu 1 011 amp, który może być dokładnie zmierzony. Ażeby otrzymać taki sam prąd za pomocą uranu, potrzeba by np. użyć tlenku uranowego, złożonego na powierzchni o polu 20 c/n 2. W wielu przypadkach jest rzeczą łat wiejszą badać reakcję nikłych śladów substancji promieniotwórczej rozproszonej w obcej substancji niż uczynić to samo w przypadku ciała nieaktywnego. Tak np. dyfuzja gazu promieniotwórczego w po wietrzu stanowi zagadnienie doświadczalnie prostsze od dyfuzj i zwy czaJnego gazu. aj W ł a s n o ś c i c h e m i c z n e. Można by powątpiewać o tym czy badanie chemicznego zachowania się rozcieńczonych radiopierwiastków pozwala sądzić o ich zachowaniu się w normalnej koncentracji, a zatem oznaczyć z pewnością ich naturę chemiczną. Spotykana trudność polega na tym, że tzw. zjawiska absorpcji i porywania odgrywają decydującą rolę wówczas, gdy ma się do czynienia z niezmiernie rozcieńczonymi substancjami. Na ogół rozpoznajemy chemiczne własności pierwiastka na podstawie strącania jego nierozpuszczalnych związków lub wprost przeciwnie, na podstawie ich rozpuszczania się w innych warunkach. Niekiedy opie ramy wnioski na krystalizacji soli, jako też na postaci i chemicznej bu dowie otrzymanych kryształów. Jako przykład możemy wymienić żelazo, które nie strąca się kwasem siarkowym, jeżeli w roztworze nie ma innego metalu, natomiast daje się częściowo strącić, jeżeli roztwór zawiera rów nież bar. W tym przypadku mówimy, że nastąpiło indukowane strą c e n i e żelaza siarczanem baru lub a d s o r p c j a żelaza na tym nieroz puszczalnym osadzie. Jakakolwiek zresztą jest natura tego zjawiska, nie możemy go zaliczać do podstawowych reakcyj, służących do oznaczenia chemicznego typu żelaza i jego miejsca w układzie periodycznym. W przypadku tak wielkiego rozcieńczenia, z jakim mamy najczęściej do czynienia w badaniu radiopierwiastków, może tylko wyjątkowo zda l’ N I się, że granica rozpuszczalności zostaje przekroczona i że istnieją Warunki sprzyjające powstawaniu skupień koloidalnych lub krystalicz nych, stopniowo wypadających z roztworu, a jednak zbyt małych, aby były widzialne. Toteż na ogół strącanie lub krystalizacja są możliwe tylko drogą strącania indukowanego, tj. w obecności innej substancji, od grywającej rolę porywacza badanego radiopierwiastka. Często porywacze różnej natury służą do częściowego lub całkowitego strącenia radiopier wiastka; jest przeto rzeczą wielkiej wagi dokonać wyboru między tymi reakcjami i ustalić, która z nich najbardziej nadaje się do scharaktery zowania typu chemicznego. Adsorpcja jest to zjawisko bardzo zawiłe, zależne od drobinowych sił spójności i pozostające w niedostatecznie jeszcze wyjaśnionym związku z własnościami chemicznymi. W niektórych przypadkach jest to zja wisko powierzchniowe, zależne głównie od sił elektrycznych, mających źródło w ładunku lub w polaryzacji jonów i drobin adsorbowanyc h i adsorbujących..Możemy np. wymienić adsorpcję wielu substancyj na siarczanie baru, chlorku srebra, szkle lub bardzo silną adsorpcję, jaką drobnoziarnisty węgiel wywiera na różne substancje stałe, ciekłe i ga zowe. W.innych przypadkach, bardziej interesujących z punktu widze nia charakterystyki chemicznej, substancja porywana zostaje wcielona do krystalicznej budowy osadu, tak iż można przypuścić, że jej atomy zacho wują się jak normalne elementy siatki krystalicznej. Podobieństwo jest szczególnie wielkie, jeżeli porywana substancja krystalizuje się we wszel kich możliwych proporcjach z substancją porywającą, według określo nych praw ilościowych, co wskazuje, że kryształy obu ciał są dokładnie izomorficzne. Z tego wynika, że chcąc scharakteryzować radiopierwiastek tylko za pomocą reakcyj chemicznych, musimy posługiwać się całym sze regiem strąceń i krystalizacyj w obecności porywaczy różnorodnej na tury. Zadanie jest tym łatwiejsze, im dany pierwiastek posiada bardziej wyraziste cechy, jak np. rad; w przypadku ciała takiego jak polon, nale żącego do szóstej grupy i zdolnego do tworzenia jonów kilku różnych rodzajów, badanie chemiczne jest znacznie trudniejsze. Ki I ku uczonych usiłowało sform ułować ogólne prawidła, służące do dokonania wyboru pomiędzy reakcjami porywania radiopierwiastka i zde cydowania, która mianowicie stanowi jego cechę analityczną, tj. charak teryzowałaby go również w stanie normalnej koncentracji. Jak się wydaje, następujące prawidło stosuje się najlepiej do wszystkich wyni M. Cnrie-Skiodowskn. [’i-oiniciiiotwurczość. 22 ków doświadczalnych (M. Guillo/): 1) Jeżeli radiopierwiastek jest strą cany całkowicie przez jakiś reaktyw w obecności dowolnie małej ilości porywacza, to można założyć, że zostałby również strącony przez ten sam reaktyw w warunkach zwykłej analizy chemicznej i bez obecności obcego ciała oraz że porywacz służy tylko do utworzenia zarodków krystalizacji powstającego nierozpuszczalnego związku. P r z y kła d. Strącanie polonu w kwaśnym roztworze siarkowodo rem w obecności porywacza, w ilości mniejszej od 1 mg w kilku centy metrach sześciennych roztworu; wnioskujemy, że siarczek polonu jest nierozpuszczalny w kwaśnym roztworze, a zatem zdobywamy wiadomość o ważnej cesze analitycznej tego pierwiastka. W celu przekonania się czy jakaś reakcja należy do tej kategorii, można używać z powodzeniem metody centryfugowania cieczy, w której powstaje osad, co bardzo ułatwia jego skupianie się. W niektórych przypadkach ta metoda może zastąpić używanie porywacza (Guillot). Tak np. centryfugując kwaśny roztwór polonu zawierającego siarkowo dór, otrzymujemy na ściankach niewidzialny osad polonu nawet w nie obecności porywacza. Podobnie rzeczy się mają podczas centryfugowa nia roztworu prawie obojętnego; możemy przypuścić, że w pierwszym przypadku polon strąca się jako siarczek, w drugim zaś przypadku w postaci soli zasadowych lub wodorotlenku, powstających wskutek hydrolizy. Rozpuszczalność tych ciał musi być zatem niezmiernie mała, mniejsza od 1 010 g w 1 cm} roztworu. 2) Jeżeli radiopierwiastek jest strącany tylko częściowo przez reak tyw, w postaci koloidalnej oraz w obecności znacznej ilości porywacza, to należy sądzić, że mamy do czynienia z porywaniem wskutek adsorpcji i że radiopierwiastek nie uległby strąceniu w czystym stanie i w zwy kłych warunkach. P r z y kła d. Polon towarzyszy częściowo osadowi AgC/ strącanemu w kwaśnym roztworze, wszelako porywanie jest tym mniej skuteczne im roztwór jest bardziej kwaśny i im mniejsza jest ilość strąconego AgC/; wnosimy, że chlorek polonu jest rozpuszczalny w roztworze za kwaszonym kwasem solnym, co Stanowi cechę analityczną polonu. 3) Jeżeli radiopierwiastek jest strącany niecałkowicie w postaci kry ształów w obecności dowolnej ilości porywacza i jeżeli może krystali zować z tym ostatnim w dowolnym stosunku, to wnosimy podobnie jak w przypadku (2), że jest to analityczna cecha rozpuszczalności. Po nadto jednak należy sprawdzić czy istnieje stosunek izomorfizmu mię dzy radiopierwiastkiem i ciałem porywającym; jeżeli tak jest istotnie, możemy przyjąć, że radiopierwiastek znajdujący się w kryształach mie szanych istnieje w postaci połączenia przedstawionego tym samym wtfo rem chemicznym, co kryształy czystej substancji porywającej; w ten więc sposób zdobywamy wiadomość o wzorze chemicznym oraz o war tościowości radiopierwiastka w badanym związku. Wskazania izomorfizmu są następujące: równomierne rozmieszczenie radiopierwiastka w kryształach, krystalizacja z różnymi ciałami tworzą cymi serie izomorficznych soli, krystalizacja z różnymi solami tego sa mego pierwiastka, wreszcie zależności liczbowe, pozwalające określić prawidłowy współczynnik frakcjonowania (9 41). W ten zatem sposób chemiczne badanie radiopierwiastków prowadzi do znajomości cech analitycznych oraz chemicznej budowy połączeń. Oba te zagadnienia mogą być rozwiązane jednocześnie w przypadku, gdy mamy do czynienia z radiopierwiastkami. które są izotopami zwyk łych pierwiastków; jeżeli jednak mamy do czynienia z nieznanym dotąd typem chemicznym, to cechy analityczne są na ogół łatwiej wykrywane niż wzory chemiczne (por. 9 39). Tak np. powstawanie siarczku nie rozpuszczalnego w rozcieńczonych kwasach jest to wspólna cecha anali tyczna różnych pierwiastków, chociaż wzory chemiczne mogą być nie jednakowe. Historia odkrycia radu stanowi szczególnie pouczający przyczynek do chemii radiopierwiastków. Podczas przeróbki blendy smolistej rad od dziela się wraz z barem od wszystkich innych pierwiastków i następnie może być oddzielony od baru tylko drogą cząstkowej krystalizacji. Na tej podstawie wywnioskowano, że rad jest pokrewny barowi, że stanowi jego wyższy homolog i tworzy związki, których wzory są identyczne, fen pogląd został potwierdzony w późniejszych pracach. Ten przykład dowodzi, że można rozpoznać chemiczną naturę pierwiastka znajdującego się w niezmiernie malej ilości na podstawie jego zachowania się w obec ności wielu innych pierwiastków. Przypomnijmy w jaki sposób chemiczne badania radiopierwiastków doprowadziły do odkrycia izotopii. Stwierdzono, że jest rzeczą nie możliwą zmienić w dostrzegalny sposób względną zawartość niektórych radiopierwiastków bądź w stosunku do jakiegoś innego radiopier wiastka, bądź do określonego pierwiastka nieaktywnego. Tak np. po mimo wielkich wysiłków nie zdołano zmienić za pomocą reakcyj che micznych stosunku zawartości radu i mezotoru 1, radu D i ołowiu, jonu i toru, toru i radiotoru w mieszaninach zawierających jedną z par tych radiopierwiastków. Najczęściej stosowane były metody następujące: strącanie lub cząstkowa krystalizacja powtarzana wielką liczbę razy, d\ fuzja, destylacja itd. Na podstawie tych wyników F. Soddy wypowiedział w 1910 roku myśl, że pierwiastki, których względnej zawartości nie można zmienić, są chemicznie identyczne i nie dają się od siebie oddzielić: pierwiastki tego rodzaju Soddy nazwał izotopami i przypisał im to samo miejsce w układzie periodycznym. Izotopy posiadają jednakowy ładunek jąd rowy, określający ich wspólny typ chemiczny; ładunek ten równa się iloczynowi Ze, gdzie e jest to ładunek elementarny, Znumer kolejny wspomnianego miejsca w układzie periodycznym. Stwierdzono, że odpowiadające sobie wyrazy rodzin promieniotwór czych stanowią grupy izotopów; analogii przemian promieniotwórczych towarzyszy przeto identyczność własności chemicznych. 340 Niektóre radiopierwiastki mogą istnieć w stanie koloidalnym; w tych warunkach nie dializują przez pergamin: ich współczynnik dyfuzji w cieczach ma wartość wyjątkowo matą. W ten sposób zachowują się pierwiastki, których związki ulegają łatwo hydrolizie: np. polon, uran X itd. Cząsteczki koloidalne, zawierające radiopierwiastki, mogą powstawać z samvch atomów promieniotwórczych w przypadku, gdy rozpuszczal ność jest niezmiernie mała, często jednak są to zawiesiny obcej sub stancji, odgrywające rolę podłoża atomów promieniotwórczych. Koloi dalne ziarna aktywnej substancji zawieszonej w cieczy mogą być od niej oddzielone drogą wirowania. Niekiedy udaje się osadzić te ziarna na kliszy fotograficznej, wówczas powstają obrazy podobne do przedsta wionych na tablicy XX II (9 102). Spośród innych metod, używanych do oddzielania i charakteryzowania radiopierwiastków, należy wymienić destylacje., o której stosowaniu do osadów aktywnych była mowa w 9 55. Polon destyluje również; zja wisko to znajduje zastosowanie w sporządzaniu źródeł polonu. Lotność substancji promieniotwórczej zależy od natury związku chemicznego, a także, zdaniem niektórych autorów, od rodzaju podłoża. Typ chemiczny większości radiopierwiastków został rozpoznany za pomocą metod che micznych. Wszelako ciała, których życie jest zbyt krótkie, nie mogą być badane chemicznie, toteż właściwy im typ chemiczny został ozna czony na podstawie analogii między rodzinami lub praw przesunięcia wartościowości, o których będzie mowa w następnym ustępie. b) Własności elektrochemiczne. Te własności są równie dobrze określone jak własności chemiczne. Badanie ich, nie wymagające dodawania porywacza, daje bezpośrednie wiadomości o jonach promie niotwórczych znajdujących się w roztworze. Można wydzielać radio pierwiastki z roztworu drogą elektrolizy lub osadzania na odpowiednio dobranym metalu, zanurzonym w roztworze (v. Lerch, Marckwald). Niektóre z tych sposobów weszły w powszechne użycie w technice otrzymywania radiopierwiastków. Tak np. w celu oddzielania lub oczy szczania polonu osadza się go zazwyczaj na miedzi lub srebrze. Ciała C trzech rodzin radioaktywnych bywają wydzielane z gorącego roztworu w kwasie solnym drogą osadzania na niklu. Na podstawie tych wyników klasyfikujemy radiopierwiastki jako mniej lub więcej elektrododatnie. Ilości substancji, z którymi ma się do czy nienia, są jednak tak małe, że istnieje niekiedy niepewność co do na tury osadzanego jonu: może to być kation danego metalu, lub jon złożony. Zazwyczaj charakteryzujemy własności radiochemiczne pierwiastka za pomocą jego potencjału elektrochemicznego. Do mierzenia potencjału elektrochemicznego służy ogniwo składa jące się z dwóch elektrod, z których jedna jest utworzona z badanego metalu zanurzonego w roztworze jednej z własnych soli (komora 1\4), natomiast druga jest to elektroda normalna, np. elektroda kalomelowa, składająca się z rtęci pokrytej warstwą kalomel u (lIg 2 CI/\), zalana nor malnym roztworem chlorku potasowego (komora B). Komory A i B łączą się. za pośrednictwem wąskiego syfonu, zawierającego tę.samą ciecz co B i zamkniętego korkiem z bibuły do sączenia, w celu zapobieżenia mie szaniu się cieczy wskutek dyfuzji z A do B. Równowaga pomiędzy me talem i jego jonami ustala się natychmiast bądź drogą rozpuszczania się metalu, bądź drogą osadzania się niewielkiej liczby jonów. Potencjał elektrochemiczny V metalu w badanym roztworze definiujemy jako siłę elektromotoryczną zestawionego w ten sposób ogniwa. Wielkość V za wiera zatem stałą dowolną, mianowicie tzw. potencjał elektrody normal n ej ’). V zmienia się wraz z koncentracją j 0 nów metalu w roztworze według prawa po danego przez Nernsta. Jeżeli naczynie A zawiera roztwór soli ba danego metalu oraz dwie elektrody z szlachet nego metalu, i jeżeli chcemy osadzić metal na jednej z elektrod, użytej jako katoda (rys. 158), to jest rzeczą konieczną powiększać stopniowo gęstość prądu aż do ukazania się widzialnego osadu, co następuje w chwili, gdy potencjał katody c względem elektrody normalnej b przeRys. 158. kracza pewną określoną wartość. Jest to tzw. potencjał krytyczny, równy potencjałowi elektrochemicznemu V, cha rakteryzującemu równowagę między metalem i danym roztworem; mo żemy zatem wyznaczać tę ostatnią wielkość drogą pomiaru potencjału krytycznego. Największe liczbowo ujemne wartości V spotykamy wśród metali elektrododatnich, np. cynku i w większym jeszcze stopniu w metalach alkalicznych. Wartości dodatnie V charakteryzują metale łatwo wytrą cane ze swych soli, jak miedź lub srebro, a w większym jeszcze stopniu złoto i platyna. Kolejność zatem metali w szeregu ułożonym na pod stawie ich wzajemnego wytrącania się z roztworów jest to zarazem ko lejność potencjałów elektrochemicznych; na tej podstawie rozróżniamy metale mniej lub więcej «szlachetne», czyli utleniające się łatwiej lub trudniej. a c k f- — B b A Te rozważania stosują się również do radiopierwiastków. Na ogół jednak nie rozporządzamy tymi ciałami w ilości wystarczającej dla całkowitego pokrycia elektrody pierwiastkiem, którego własności elektrochemiczne są przedmiotem badania. Ograniczamy się przeto do mierzenia szyb kości powstawania osadu w określonych warunkach. W tym przypadku różnica potencjału pomiędzy elektrodą, na której powstaje osad, i roz tworem nie jest uzależniona od obecności stosunkowo nielicznych jonów promieniotwórczych, lecz s od stężenia obcych jonów, np. jonu wodoru. W badaniach tego rodzaju były używane następujące metody (Hevesy i Paneth). 1 ° Zanurzenie metalu w roztworze jednej z jego soli, w kté rym również jest rozpuszczony radiopierwiastek; mierzymy z jednej strony potencjał metalu względem roztworu, z drugiej strony szybkość powsta wania osadu radiopierwiastka. 2° Elektrolizujemy kwaśny roztwór radio ’) Jako wartość tego potencjału przyjmujemy 0.56 wolta, jak to wynika głównie z do świadczeń nad zjawiskami elektrokapilarnymi (Paschen). pierwiastka na elektrodach platynowych i jednocześnie mierzymy po tencjały katody i anody względem roztworu. W obu przypadkach stwierdzamy, że tworzenie się osadu jest zależne tylko od potencjału elektrody, natomiast nie zależy od tego czy jest to elektroda izolowana, czy też anoda lub katoda. W celu zmierzenia szybkości powstawania osadu wyjmujemy elektrodę z cieczy w określonych odstępach czasu i mierzymy ilość zebranej ma terii promieniotwórczej. Inna, nowsza metoda polega na tym, że mie rzymy szybkość powstawania osadu w każdej oliwili: złota elektroda, na której tworzy się osad, sianowi umocowana szczelnie ściankę naczyńka elektrolitycznego. Elektroda jest bardzo cienka i promienie a osadzo nego na niej radiopierwiastka wychodzą na zewnątrz i wytwarzają joni zację w odpowiednio umieszczonej komorze jonizacyjnej (F. Joliot). Początkowa szybkość tworzenia się osadu polonu w kwasie azoto wym 0.1 normalnym jest niezmiernie mała, jeżeli potencjał katody jest stosunkowo znaczny; ilość osadzonego polonu wzrasta nagle, gdy po tencjal spada do określonej wartości, wynoszącej około 0, 38 wolta: ten krytyczny potencjał zmienia się tylko w nieznacznym stop niu, gdy zmienia się kwaśność roztworu I u b koncentracja po lon u, co pozostaje w sprzeczności z pra wem Nerns/a. Poniżej potencjału krytyczne go, prędkość osadza nia się polonu jest tym większa, im potencjał katody jest niższy. Ponadto stwierdzamy, że w tym samym roz tworze polon może osiadać również na anodzie, jeżeli jej po 09 08 V O.S Oti OA 03 0, 2 0.1 o — 0, 1-0.2-0, 3 tencjał jest większy od innego potencjału krytycznego, zbliżo nego do +1 wolta. Te wyniki, przedstawione na rys. 159, dowodzą, że polon rozpuszczony w kwa sie azotowym może istnieć w postaci dwóch różnych jonów; przy tym jest rzeczą prawdopodobną, że na anodzie osiada nadtlenek. Jon, którego po tencjał krytyczny K = 0, 38 wolta, jest to zapewne tlenek, ponieważ w ośrodku redukującym, np. w kwasie szczawiowym, otrzymujemy osad na katodzie przy potencjale krytycznym V = — f0, 02 wolta bez żadnego osadu na anodzie. Ten ostatni potencjał odpowiada zapewne jonowi Po. . + 1T12 + OT37 W tj W Rys. 159. Ilość osadzona na elektrodzie, której potencjał jest stały, wzrasta najpierw proporcjonalnie do czasu, następnie coraz wolniej i dąży do wartości granicznej, którą obliczamy biorąc pod uwagę samorzutny za nik polonu. Wytwarza się zatem stan równowagi pomiędzy polonem w roztworze i polonem osadzonym. Możemy nawet rozpuścić z powro tem osadzony polon drogą odpowiedniej zmiany potencjału elektrody. Początkowa szybkość tworzenia się osadu i graniczna wartość względ nej ilości osadu są to funkcje potencjału elektrody, wzrastające wraz ze zmniejszaniem się tego ostatniego. Szybkość tę przedstawia wzór: dn/dt = a (No — n)fin, gdzie iV o jest to początkowa liczba atomów w roztworze, n liczba atomów osadzonych w ciągu czasu t; a. i fi są b współczynniki zależne zarówno od potencjału V elektrody jak i od innych warunków do świadczalnych, np. od temperatury i sposobu mieszania cieczy. Zgodnie z tym wzorem wartość graniczna n wynosi: «00 = «Jvo/(<< + o/o co odpowiada zmianom n x, przebiegającym w zależności od potencjału w sposób powolniejszy niżby to wynikało z wzoru Herzfelda). W miarę jak V zmniejsza się, stosunek n x do iV o dąży do 1, czyli że jest możliwe całkowite wyelektrolizowanie polonu. Weźmy jako przykład osadzanie polonu na płytce zanurzonej w kwasie azotowym 0, 125 normalnym. Potencjały płytek z Ag, (’n. Xi i Fe wynoszą + 0, 020, — 0, 026, — 0, 142, — 0, 40 wolta. Osad tworzy się przeto we wszystkich przypadkach, jednakże z szybkością wzrastającą w podanej kolejności. Ta sama kolejność dotyczy również największej osadzonej ilości, wynoszącej 72% w przypadku Ag i 96% w przy padku Ni. W celu zwiększenia wydajności osadzania polonu na srebrze zanu rzonym w kwasie azotowym dodajemy do roztworu nieco HCI, co obniża potencjał elektrody, jak to zostało stwierdzone w doświadczeniach wy konanych zwykłą metodą elektrochemiczną. Radiopierwiastki izotopowe posiadają jednakowy potencjał krytyczny, toteż nie można ich oddzielić od siebie za pomocą elektrolizy, tak samo jak za pomocą reakcyj chemicznych. Fakt ten został stwierdzony w przy padku izotopów ołowiu: RaB, AcB oraz izotopów bizmutu: RaC, ThC, AcC i RaE. Możemy uszeregować radiopierwiastki na podstawie zmniejszającej się elektrododatniości w przybliżeniu w następujący sposób: Ra, Th, U, RaD, Ha!’., Bo, przy czym każdy z tych pierwiastków reprezentuje zarazem wszystkie jego izotopy. W poniższej tablicy podano oznaczone dotąd z niejaka dokład nością potencjały elektrochemiczne l’ radiopierwiastków i ich izotopów. Są to potencjały elektrody z szlachetnego metalu względem elektrody kalomelowej, zawierającej normalny roztwór KCl (temperatura okoł020 0). Rad. Roztwór w kwasie azotowym. Koncentracja nor malna jouów Ra++. Osad na katodzie rtęciowej. — 1, 718 w ’) Wzć r ten ma zastępować wzór Nernsta w przypadku, gdy elektroda nie jest całko wicie pokryta osiadającymi na niej atomami. Ołów. Roztwór w kwasie azotowym. Koncentracja normalna jonów Pb + +. Osad na katodzie. Osad na anodzie {Pb0 2 J. B i z m u t. Roztwór w kwasie azotowym. Koncentracja normalna jonów 1# + + +. Osad na katodzie.... p o lon. Roztwór w kwasie azotowym, siarkowym, octowym, koncentracja Po 10“, 9 do 1 O n n. Osad na katodzie. Osad na anodzie. p o lon. Roztwór w kwasie chromowym Osad na anodzie. p o lon. Roztwór w kwasie szczawiowym. Osad na katodzie. .-0, 43 w .+.1, 0 O .+ 0, 38 .+ 1, 1 .+ 1, 1 .+ 0, 02 Badania elektrochemiczne radiopierwiastków dają cenne wskazówki dotyczące ich reakcyj chemicznych. Jeżeli w siarkowym roztworze Po przepuszczamy prąd SOn to osad na el ektrodzi e przestaje się two rzyć, co wskazuje, że jony polonu ulegają redukcji i wyładowują się powo dując strącanie się polonu. W podobny sposób wnosimy o zmianie natury i wartościowości jonu promieniotwórczego, jeżeli po dodaniu re aktywu następuje zmiana krytycznego potencjału osadu. Zachowanie się elektrochemiczne radiopierwiastków ulega zmianie, jeżeli koncentracja substancji promieniotwórczej jest tak znaczna, że działania chemiczne cząstek a zaczynają odgrywać wyraźną rolę. Wnio sek ten został sprawdzony w przypadku elektrody, na której złożono polon w i lości odpowiadającej 100 j.es na mni. W ty m przypadku jest rzeczą niemożliwą utrzymywać niezmienny potencjał elektrody i obser wować normalne zjawiska elektrolizy. ej War t o ś c i o w ość. Wartościowość przypisywana radiopierwiast kowi określa grupę układu periodycznego, do której ten pierwiastek należy. Wartościowość można przewidzieć na podstawie własności che micznych. Można oznaczyć wartościowość jonu promieniotwórczego mie rząc jego ruchliwość K i współczynnik dyfuzji D. W celu wyznaczenia tych wielkości mierzymy za pomocą metod nauki o promieniotwórczości przesunięcia jonów wzdłuż kolumny roztworu, zachodzące bądź pod dzia łaniem pola elektrycznego, bądź w nieobecności pola wskutek istnienia gradientu koncentracji. Jeżeli jony, których koncentracja jest bardzo mała, dyfundują w roztworze zawierającym nadmiar jonów przeciwnego znaku, to zależność między K i D przybiera bardzo prostą postać, wynikającą z ogólnego wzoru Nernsta dotyczącego elektrolitów; zupełnie podobny wzór stosuje się I.resztą do jonów gazowych (por. 98). Używając zwy kłych oznaczeń mamy: D/K= RT/vF. Dla wyznaczenia wartościowości wystarcza zmierzyć D i K w tym sa mym środowisku. Ponieważ wartościowość jest to liczba całkowita, przeto wielka dokładność nie jest wymagana. Wreszcie ponieważ współczyn nik K jonów elektrolitycznych waha się w dosyć wąskich granicach i jest na ogół zbliżony do 6.10-* cmi/sekX wolt, przeto wystarcza po miar samego współczynnika dyfuzji. W przypadku jonu jednowartościo wego mamy w przybliżeniu D = 1, 25 cnf/dzień, w przypadku jonu dwuwartościowego 0, 63 cnf/dzień itd. Podajemy (według Hevesy ego) tablice ruchliwości współczynników dyfuzji radiopierwiastków oraz wartościowości v w kwasie solnym 10“, 2 normalnym. Substancja Al cm ’/sek X wolt D cm */dzien v LJ 0, 40 4 lo..0, 33 4 Ra.5, 7. 1 0-« 0, 67 2 Fł a LJ..6, 2 0, 65 2 Fłac.6, 2 0, 45 3 Fłaf{Po}...6, 9 0, 76 2 Th. 0, 33 4 FłTh..0, 33 4 ThX.5, 8. 1 0-“ 0, 66 2 ThB.5, 5 0, 67 2 Th0..5, 4 0, 50 3 Ac.0, 46 3 AcX 5, 6 0, 66 2 W tych doświadczeniach, podobnie jak w doświadczeniach elektro chemicznych, należy zapobiegać powstawaniu stanu koloidalnego radio pierwiastków. Niekiedy powstaje wątpliwość co do natury obserwowa nych jonów. Według niektórych autorów dwuwartościowy jon polonu jest to złożony jon PoO, powstający w hydrolizie chlorku Po CIt. Za znaczymy jeszcze, że wartościowość pierwiastków należących do dal szych kolumn układu periodycznego nie jest równie wyraźnie zazna czona, jak metali alkalicznych i ziem alkalicznych. Pierwiastki izotopowe posiadają w jednakowych warunkach jedna kową wartościowość. Stosuje się to w szczególności do odpowiadają cych sobie wyrazów rodzin promieniotwórczych; w ten sposób wspo mniana już analogia ich własności chemicznych i elektrochemicznych staje się zupełna. 9 119 RaI\o p I \I\EItś=i:= Pierwiastek utworzony w przemianie promieniotwórczej nie posiada tej samej wartościowości co jego bezpośredni rodzic. Przesunięcie war tościowości podlega charakterystycznym prawom, wyrażającym zależność tego przesunięcia od rodzaju przemiany. Po przemianie związanej z emisją promieni a wartościowość zmniejsza się o 2. Po przemianie związanej z emisją jądrowych promieni [3 wartościowość wzrasta o 1. Stosując to prawidło należy pamiętać o tym, że wartościowość O jest równoważna z wartościowością 8. Prawa te zostały sformułowane w na stępujący ogólny sposób (F. Soddy i K. Fajans): 1 ° Jeżeli atom ulega przemianie a, to powstaje pierwiastek, którego ciężar atomowy jest o 4 mniejszy od ciężaru atomowego pierwiastka ma cierzystego i który cofa się o dwa miejsca w układzie periodycznym. 2° Jeżeli atom ulega przemianie 3, to powstaje pierwiastek, którego ciężar atomowy jest równy ciężarowi atomowemu pierwiastka macierzy stego i który postępuje o jedno miejsce naprzód w układzie perio dycznym. Zakładamy, że nie ma innych rodzajów przemiany i przypisujemy emisję jądrowych promieni 3 pierwiastkom MThl i aktynowi, chociaż ta emisja nie została dotąd zaobserwowana. Powyższe prawidła możemy zilustrować kilkoma prostymi przykła dami. Rad, posiadający ciężar atomowy 226 i zajmujący miejsce w ostatnim wierszu i w drugiej grupie układu periodycznego, za mienia się po emisji cząstki a na radon, gaz szlachetny o ciężarze atomowym 222, którego miejsce znajduje się w tym samym wierszu i w kolumnie O, tj. wśród gazów szlachetnych. W celu zastosowania tego samego prawidła do radonu, który wysyła również cząstkę a, odejmujemy 2 od wartościowości 8, co znaczy, że rad A należy umieścić w szóstej grupie i przenieść do przedostatniego wiersza. Własności chemiczne radu A odpowiadają określonemu w ten sposób miejscu. Prawidło dotyczące promieni 3 może być wyjaśnione i uzasadnione w podobny sposób. Prawa przesunięcia WląZą się bezpośrednio z koncepcją Moseleya, zgodnie z którą kolejne miejsca w układzie periodycznym charaktery zują się dodatnim ładunkiem jądrowym Ze (Z-liczba atomowa, e-je dnostka ładunku, równa co do wartości absolutnej ładunkowi elektronu). Jeżeli jądro ulega przemianie promieniotwórczej, to emisja cząstki a unoszącej dwie jednostki ładunku dodatniego przenosi jądro do miejsca cofniętego o 2, natomiast emisja cząstki [3 unoszącej jednostkę ładunku ujemnego sprawia, że jądro zyskuje jeden ładunek dodatni i postępuje o jedno miejsce. Zmiana wartościowości towarzysząca tym zmianom ładunku jądro wego tłumaczy się zmianą układu elektronów otaczających jądro. Atom, który utracił cząstkę a, musi również utracić dwa elektrony, gdyż ina czej nie byłby elektrycznie obojętny. Z tego samego powodu atom, który utracił elektron z jądra, musi przyłączyć jeden elektron do swej konfi g u racj i pozajądrowej. Prawa przesunięcia pozwalają umieszczać kolejno wszystkie wyrazy rodzin promieniotwórczych w układzie periodycznym. Każdy radio pierwiastek znajduje miejsce w klasyfikacji; należy tylko założyć, że pierwiastki należące do grup izotopowych zajmują to samo miejsce. Analogii między kolejnością przemian w trzech rodzinach odpowiada przynależność analogicznych wyrazów do tej samej grupy. Odwrotne twierdzenie nie zawsze jest słuszne, ponieważ podczas przemiany może sie. zdarzyć, że powstający pierwiastek powraca do grupy już poprzednio reprezentowanej i ponieważ niektóre radiopierwiastki są to izotopy pier wiastków nieaktywnych. 9 12) C1+Y Id q= L..1: t ł KIa:;yIka::j::ł w 38 znanych obecnie radiopierwiastków, należących do trzech wielkich rodzin, tworzy 10 grup izotopowych, zajmujących miejsca w ostatnich dwóch wierszach układu periodycznego, od Z = 81 do Z = 92; miejsca Z = 85 i Z = 87 są puste, tj. nie są obsadzone przez żaden znany pierwiastek. Spośród 10 zdefiniowanych w ten sposób typów chemicznych trzy pierwsze, mianowicie Z = 81, 82 i 83, obejmują zarówno radiopierwiastki jak i pierwiastki nieaktywne, mianowicie tal, ołów i bizmut. 7 następ nych składa się z samych radiopierwiastków; nie znamy wśród nich żadnego izotopu nieaktywnego. Spośród tych 7 grup, 5 odkryto wyłącz nie za pomocą metod nauki o promieniotwórczości i przypisano im miejsca dotąd puste; są to grupy polonu (Z = 84), radonu (Z = 86), radu (Z = 88), aktynu (Z = 89) i protaktynu (Z = 91). Ciężary atomowe uranu, toru i radu zostały oznaczone za pomocą metod analizy chemicznej. Obecnie przyjęte wartości tych ciężarów ato mowych wynoszą 238, 14, 232, 12 i 226, 0. Co się tyczy innych radiopier wiastków, najdokładniejsze dane posiadamy o radonie. Ciężar atomowy 222, wynikający z odjęcia 4 od ciężaru atomowego radu, został potwier dzony drogą pomiaru prędkości wypływu (9 45). Dotąd nie został oznaczony ciężar atomowy żadnego innego pier wiastka. W przypadku pierwiastków krótkotrwałych jest to zasadniczo niemożliwe, gdyż nie można ich oddzielić w dostatecznej ilości 1 ). Rodzina uranowo-radowa zawiera dwa pierwiastki, których zawartość w minerale jest większa od zawartości radu; są to uran II i jon. Ponie waż uran II nie może być oddzielony od Ul, lo zaś od towarzyszącego mu izotopu Th, przeto nie można oznaczyć ich ciężarów atomowych. Zdołano jednak dowieść zgodnie z wymaganiami teorii, że ciężar ato mowy lo jest mniejszy od ciężaru atomowego Th (9 125). Powstawanie jonu z oczyszczonych soli uranowych odbywa się zbyt powoli (2.1 0“, 4/\ na tonę U i na rok), aby mogło dostarczyć dostatecznej ilości tego pier wiastka. W tej samej rodzinie rad D, wydobywany z minerału razem z ołowiem, mógłby być otrzymany w czystym stanie drogą powstawania z Ra, ale i w tym przypadku jest to proces bardzo nikły (można obli czyć, że na 1 /\ Ra i na rok powstaje około 0, 4 mg RaD). Gdybyśmy chcieli jednak zebrać go w większej ilości, otrzymalibyśmy znaczną domieszkę ołowiu tworzącego się w przemianie RaD. ’) W ostatnich czasach Grosse oznaczył ciężar atomowy protaktynu otrzymał war tość 231 (L. W.). W rodzinie aktynu najdłuższy czas życia posiadają protaktyn i aktyn, pierwiastki, których izotopy nieaktywne są nieznane. Protaktyn został już otrzymany w stanic czystym (9 131) i znajduje się w minerałach w do statecznej ilości (około 200 mgna tonę uranu), aby można było spo dziewać się w niedalekiej przyszłości oznaczenia jego ciężaru atomo wego. Niewątpliwie udałoby się otrzymać aktyn w stanie czystym kosz tem wielkiego wysiłku, wszelako jego zawartość w minerałach jest tak mała (0, 13 mg na tonę uranu), że nie należy liczyć się z możliwością otrzymania go w ilości przekraczającej jeden lub kilka miligramów. W braku bezpośrednich pomiarów można obliczać ciężary atomowe odejmując 4 na każdą przemianę a oraz zaniedbując ewentualną zmianę ciężaru atomowego w przemianie [3. Ten sposób obliczania zakłada do kładną znajomość szeregu przemian oraz ciężaru atomowego jednego z pierwiastków szeregu. W rodzinie aktynowej brak nam informacyj tego ostatniego rodzaju, toteż ciężary atomowe w tej rodzinie są nie pewne. W rodzinach uranowo-radowej i torowej posiadamy dokładną zna jomość całkowitych części liczb wyrażających ciężary atomowe, jednakże nawet pierwsze miejsca ułamka nie są zupełnie pewne. Tak np. na cię żar atomowy lo otrzymujemy 230 dodając 4 do ciężaru atomowego Ra, natomiast 230, 14 odejmując 8 od ciężaru atomowego uranu. Widzimy zatem, że bezpośrednie oznaczanie ciężarów atomowych w przypadkach, gdy to jest możliwe, posiada wielkie znaczenie. Jeżeli ekstrapolacja krzywej Ąstona (rys. 140) jest uzasadniona w dziedzinie radiopierwiastków, to można ocenić wartość ułamka w cię żarach atomowych tych pierwiastków. Z tego punktu widzenia następu jące ciężary atomowe A, odniesione do 16a O = 16, powinny odpowiadać liczbom masy P: P A 206 206, 029 210 210, 038 220 220, 062 226 226, 0775 230 230, 087 232 232, 093 238 238, 109 Ciężar atomowy Ul otrzymany w ten sposób byłby bardziej zbliżony do wartości doświadczalnej 238, 14 (238, 16 w stosunku do ’J O), znalezio nej w przypadku uranu; podobnie lepsza zgodność istniałaby w przy padku Th, natomiast oznaczony doświadczalnie ciężar atomowy Ra (226) wydaje się zbyt mały. Różnica między ciężarami atomowymi 238, 109 i 206, 029 odpowiada dosyć dokładnie stracie masy 8 cząstek a, tj. 32, 017’), powiększonej o masę równoważną całkowitej energii, wydzie lonej w przemianie atomu Ul na atom RaG i wynoszącej w jednost kach masy 0, 056 (por. 9 104). W przypadku Th otrzymuje się również lepszą zgodność pomiędzy obliczonym i oznaczonym doświadczalnie ciężarem atomowym ołowiu torowego (P = 208). W poniższej tablicy są podane wszystkie grupy radiopierwiastków izotopowych, przy czym każdej grupie dano nazwę izotopu najtrwal szego lub nieaktywnego. Ciężary atomowe są wyrażone tylko w liczbach ’) Według nowszych danych masa atomowa 8 cząstek a wynosi 32, 031, z czego wy nika, że ciężar atomowy uranu powinien wynosić 238, 116 (J.. W.). całkowitych; w rodzinie aktynowej nie są to wartości zupełnie pewne, lecz najbardziej prawdopodobne. » > L I. Typ 2 Typ 1 I «  1 I.Ł“ 5 chemiczny X O chemiczny U « U B 81 Rad Cli 210 88 Rad 226 Tor Cli 208 Tal Tor X 224 Rad Aktyn Cli 207? Aktyn X 223? Mezotor I 228 82 Rad B 214 Tor B 212 Ołów Aktyn B 211? 89 Aktyn 227? Aktyn Rad O 210 Mezotor 2 228 83 Rad C 214 90 Tor 232 Tor C 212 Radiotor 228 Aktyn C 211? Bizmut Uran X, 234 Tor Rad E 210 Jon 230 Uran Y 231? Radioaktyn 227? 84 Polon 210 91 Protaktyn 231? Rad A 218 Uran X 2 234 Protaktyn Tor A 216 Polon Uran Z 234 Aktyn A 215? Rad C’ 214 Tor C’ 212 Aktyn C’ 211? 86 Radon 222 92 Uran I 238 Uran T o ro n 220 Radon Uran II 234 Aktynon 219? Aktynou ran 235? Zauważmy jeszcze, że w grupie Z = 82 można dopisać następujące pierwiastki nie aktywne, lecz powstające z przemiany radiopierwiastków (rozdz. XXV II): Ołów uranowo-radowy (lub rad G). Ołów uranowo-aktynowy (lub aktyn O) Ołów torowy (lub tor Z)). . .P = 206 P = 207 .P = 208 W tablicy 4 Przypisów każda grupa izotopowa radiopierwiastków została oznaczona jak wyżej nazwą głównego przedstawiciela typu che 350 micznego. Na tablicy 15 6 Przypisów są przedstawione szczegółowo dwa ostatnie wiersze układu ze wskazaniem wszystkich radiopierwiastków oraz ich związków genetycznych. 9121. Rlq jcko Okoliczność, że niektóre radiopierwiastki są to izotopy zwykłych pierwiastków: talu, ołowiu i bizmutu, została wykorzystana w nader in teresujący sposób. Mianowicie te radiopierwiastki mogą być używane jako bardzo czułe wskaźniki w różnych badaniach, których przedmiotem są własności odpowiadających im pierwiastków nieaktywnych (lIevesy i Panelh). HaD i ThB były używane jako wskaźniki ołowiu, RaE i ThC jako wskaźniki bizmutu. Można również, używać radiopierwiastka jako wskaźnika innego izotopu promieniotwórczego w przypadkach, gdy ozna czenie ilości wskaźnika nastręcza mniej trudności niż badanego pier wiastką. Tak np. używając HaD jako wskaźnika zdołano wyznaczyć rozpu szczalność chromianu ołowiowego, wynoszącą tylko 1, 2.105 g w litrze i w 25°, a zatem prawie niedostępną dla analizy mikrochemicznej; w tym przypadku mierzy się ilość radu D za pomocą promieniowania Hal-’. po ustaleniu się równowagi promieniotwórczej. Rad D stosowano również do badania wzajemnej dyfuzji atomów stopionego ołowiu w 340°. Ołów był umieszczony w pionowej rurze, w ten sposób, że na dnie znajdowała się warstwa ołowiu aktywnego, nad nią zaś warstwa ołowiu nieaktywnego. Po kilku dniach oziębiono metal i pokrajano walec na warstwy, których aktywność zmierzono. Znaleziono, że współczynnik dyfuzji wynosi w przybliżeniu 2, 2 cm-jdzień. Doświadczenia wykonane z Ha!’., izotopem bizmutu, pozwoliły odkryć nieznany dotąd lotny wodorek bizmutu. Metoda wskaźników została również zastosowana do badania adsorpcji śladów substancyj na sączkach i osadach, do rozróżniania stanu koloi dalnego i stanu rozproszenia drobinowego, do badania wymiany między zjonizowanymi solami i związkami zespolonymi, do wyznaczania po wierzchni osadów i proszków, do badania wędrówki ołowiu w roślinach i bizmutu w organizmie zwierzęcym itp. Spośród izotopowych grup radiopierwiastków zastosowano UJ< jako wskaźnik toru i MTh2jako wskaźnik aktynu. Mezotor 2 okazał się bardzo użyteczny w chemicznych badaniach aktynu; w istocie, pomimo stosunkowo szybkiego zaniku tego pierwiastka jest rzeczą łatwiejszą mierzyć jego ilość drogą pomiaru promieniowania T niż oznaczać aktyn, który nie wysyła w dostrzegalnym stopniu promieni jonizujących i może być badany tylko za pośrednictwem pierwiastków pochodnych, narastających dopiero po upływie dłuższego czasu. ROZDZIAŁ XXIII RODZINA URANOWA I JEJ ZWIĄZEK Z RODZINAMI RADU AKT-YNU 122. S kład r o d z i n y. U r a n I i u r a n II. W z o r c e t I e n ku u r a n owe g o. Uran pierwiastek znany od dawna, pierwszy w rodzinie tej nazwy, zajmuje ostatnie miejsce w układzie periodycznym, mianowicie miejsce w szóstej grupie i w ostatnim wierszu, oznaczone liczbą atomową 92. Według najnowszych oznaczeń ciężar atomowy uranu wynosi 238, 14 (lIónigschmid). Uran został wydobyty najpierw z blendy smolistej, znaj duje się jednak również w wielu innych minerałach. Drogą badania promieniotwórczości udowodniono, że uran otrzymany w stanie czystej soli nie może być traktowany jako proste ciało. Przede wszystkim istnieją dwa izotopy uranu, noszące nazwę uranu f i uranu ff. Tym ciałom towarzyszą zazwyczaj krótkotrwałe pierwiastki pochodne: uran X“ uran X 2, uran y i uran Z. Ponadto w solach uranowych, przy rządzonych w czystym stanie i przechowywanych w ciągu długiego czasu, zjawiają się powoli narastające substancje, mianowicie jon, a na stępnie rad i jego pochodne. Podajemy główny schemat przemian ro dziny uranowej wraz ze wskazaniem rodzajów przemian oraz okresów. Ul 4, 4.10 9 to UJ<,! 24, 5 dni UX L, 1, 14/raire UH 2u 3AOHal lo 2u 8, 3.1 0 4 lat H a + pochodne Powyższy schemat obejmuje tylko pierwiastki należące do głównego szeregu; w przypadku każdego z tych pierwiastków liczby atomów ule gających przemianie w ciągu danego czasu są jednakowe lub prawic dokładnie jednakowe, jeżeli stan równowagi z substancją macierzystą jest osiągnięty. Natomiast w przypadku pierwiastków UY i UZ liczba atomów ulegających przemianie jest znacznie mniejsza. UZ (okres 6, 7 godzi n) wyn i ka z częściowej przem iany UJ<“ obej m ującej tyl ko 3, 5.10“, 3 całkowitej ilości, gdy reszta, tj. prawie wszystkie atomy, zamienia się na t7X 2. Pochodzenie pierwiastka UY przypisujemy przemianie trzeciego izotopu uranu AcU (9 140). Ciała U)(, UX, UY i UZ mogą być oddzielone od soli uranowych; w ten sposób przekonywamy się, że te ciała są źródłem emisji promie niowania j3 związków uranowych i że oczyszczony uran wysyła tylko cząstki a pochodzące od składników III i UH (oraz prawdopodobnie w bardzo nieznacznej części od AcU). Przekonanie o istnieniu izotopów Ul i Uli utrwaliło Się na podsta wie rozważań natury ogólnej, zanim jeszcze uogólnienie pojęcia izotopii doprowadziło do wniosku, że uran jest substancją złożoną. Porównaw cze pomiary promieniowania a cienkich warstw, przyrządzonych bądź z oczyszczonego tlenku uranu bądź ze starych niezmienionych minerałów uranowych, skłoniły kilku autorów (Mac Coy i Hoss, Bollwood) do wniosku, że uran w stanie równowagi promieniotwórczej ze swymi po chodnymi wysyła dwie cząstki a na każdą cząstkę wysyłaną przez rad lub jon (9 126). Pakt ten daje się wytłumaczyć, jeżeli uran znajdujący się w minerałach składa się z substancji macierzystej i pierwiastka pochodnego w stanie równowagi z tą substancją. Ten pogląd został potwierdzony drogą liczenia scyntylacyj oraz badania krzywej jonizacji. W ostatnich czasach obserwacje, uczynione za pomocą metody Wilsona przy użyci u n iezm iern ie cienkich warstw u ran u, pozwol iły zm ierzyć za sięgi obu grup promieni a. Przyjmujemy obecnie, że te zasięgi wynoszą 2, 67 cm i 3, 1267« (w powietrzu w’15° pod ciśnieniem normalnym). Dla wyznaczenia średniego czasu życia uranu jest rzeczą konieczną liczyć cząstki a wysyłane przez uran. Niech będzie n liczba cząstek wy syłanych w jednostce czasu przez znaną ilość czystego uranu, złożonego w postaci nieskończenie cienkiej warstwy. Jeżeli założymy, że na każde d w i e z I i c z o n e c z ą s t kij e d n a p r z y p a d a n a p r z e m i a n ę a t o m u U I, t o s t a ł a zaniku X, jest dana jako X, = nAJ2N, gdzie 4, jest to ciężar atomowy Ul, N zaś jest to liczba A vogad ro. Przyrządzanie bardzo cienkich warstw uranu nastręcza duże trudno ś c i. N aj c z ę Ś c i e już y was i ę t I e n ku U 3 0 S; c z y s t y m e t a I i c z n y u r a n n i e nadaje się do tego cel u. W celu sporządzenia cienkich warstw tlenku uranowego używa się często następującego sposobu (Mac Coy): drobno sproszkowaną sub stancję rozrabia się lotną cieczą (acetonem lub chloroformem); z utwo rzonej zawiesiny osadzają się najpierw największe i najcięższe; ziarna. Następnie; wylewa się ciecz do kuwely, na której dnie znajduje się krążek i którą przykrywa się płytką szklaną w celu uniknięcia parowania. Substancja osiada na krążku w postaci bardzo cienkiej jednorodnej warstwy. Za pomocą ważenia oznacza się ilość materii osadzonej na jednostce pola. Począwszy od określonej grubości aktywność warstewki mierzona za pomocą promieni a pozostaje niezmienna, gdyż promienie wysyłane z. dolnych poziomów są pochłaniane przez warstewki;. Gru bość graniczna jesl osiągnięta, gdy masa warstewki wynosi tylko od 15 do 20 mg tlenku na c/fi; dla liczenia cząstek należy używać jeszcze znacznie cieńszych warstw. Doświadczenia wykonane metodą scyńtylacyj dały n = 2, 37.10“ jako liczbę cząstek a wysyłanych w sekundzie przez gram uranu (UI+ UH) (Rutherford i Geiger), skąd wyliczamy, że stała zaniku X, wynosi 1, 45.1 0-10 lat-’. Można równ i eż oznaczyć tę samą stałą w sposób po średni, na podstawie znajomości stałej zaniku X radu oraz stosunku p radu do uranu w starych minerałach, w których równowaga promie niotwórcza jest osiągnięta. Mianowicie mamy Xl = pA (k/A, gdzie A jest to ciężar atomowy Ra. Kładąc p = 3, 4.10“, 7 i 1/\ = 2295 lal znajdujemy Xj = 1, 56.10-, °L#11. Ten wynik jest dosyć zbliżony do wyniku otrzy manego drogą bezpośredniego liczenia cząstek a i prawdopodobnie jest dokładniejszy; wartość obecnie przyjęta wynosi X, = 1, 5.1 O-’Olat-\ z czego wynika średni czas życia 6j = 6, 5.10° lat i okres = 4, 5.10“ lat). Okoliczność, że uran posiada taki długi czas życia, tłumaczy dlaczego ten pierwiastek może istnieć w minerałach, których wiek obliczamy na setki milionów lat. Okres uranu II został najpierw obliczony na podstawie wartości za sięgu i prawa Geigera-Nuttal/a (9 70). W ten sposób otrzymano wartość rzędu 10 6 lat. W późniejszych pracach badano powstawanie UH z UX, przy czym posługiwano się preparatem starannie oczyszczonego uranu, zawierającym np. Q atomów Ul. Jeżeli UX jest w równowadze z Ul, to liczba atomów UX, wynosi q = Qluijl’ux,. Usuwamy całkowicie UX x; po upływie kilku miesięcy, tj. po zaniku UX pozostaje q atomów utworzonego UH. Liczymy cząstki a wyrsyłane przez tę pozostałość i o b I i c z a m y \ m t n a P o d s t a w i e w z o r u n = qXvn, g d z i e n j e s t t o I i c z b a cząstek a wysyłanych w jednostce czasu. To doświadczenie stanowi bezpośredni dowód istnienia UH (Wal/ing). Obecnie przyjęta wartość okresu UH wynosi 3.10 5 lat. Z tego wynika, że względna ilość UH w równowadze z Ul jest zaledwie rzędu 10“, 4 i wskutek tego nie wywiera żadnego wpływu na ciężar atomowy. Wśród przemian prowadzących od Ul do UH istnieje tylko jedna przemiana a, z czego wynika, że ciężar atomowy UH wynosi 234. Badanie cienkich warstw tlenku uranowego, przyrządzonych według opisanej poprzednio techniki, pozwoliło oprzeć na zupełnie pewnych pod stawach oznaczanie substancyj za pomocą promieniowania a. Jeżeli mie rzymy prąd jonowy wytworzony przez promienie a warstewki w zależ ności od masy uranu złożonej na jednostce powierzchni, otrzymujemy krzywą, która pozwala oznaczyć graniczną grubość, tj. grubość wystar czającą do tego, aby promienie a wychodzące z dna warstwy były przez nią pochłaniane. Ta krzywa powinna w początkowej części mieć prze ’) W podanych sposobach obliczania okresu uranu / zarówno za pomocą metody bezpośredniej jak i pośredniej zaniedbaliśmy poprawkę, wynikającą z istnienia serii akty nowej. Ta poprawka jest jednak co najwyżej rzędu 3%, stała zaś uranu nie jest obecnie znana z dokładnością do 3V M. Cu ri e-Skłodowska. Pro m i en i otwórczość. 23 354 bieg liniowy odpowiadający proporcjonalności prądu do dostatecznie ma łej grubości, nie wywierającej dostrzegalnej absorpcji. W rzeczywisto ści jednak jest rzeczą trudną sporządzać warstwy dające dokładną pro porcjonalność i wobec tego zadowalamy się ekstrapolacją na podstawie dostępnej doświadczalnie części początkowej. W ten sposób otrzymano następujące wartości (według Mac Coya, Meyera i Panetha): Prąd jonowy l, wytworzony przez promienie a wysyłane przez gram uranu (Ul + Uli), całkowicie pochłonięte w powietrzu, Wynosi iĄbj.es, czyli 4, 8.10-amp. Prąd jonowy i, wytworzony przez promieniowanie a wychodzące z j e d n e j s t r o n y war s t w Y t I e n ku U 3 0 S, o g r u b o ś c i n i e c o w i ę k s z e j o d g r u bości granicznej, wynosi w przypadku całkowitej absorpcji w powietrzu 1, 15AO-3j.es/cm 2, czyli 5, 8.1015 ampjcm 2. Wartość l uranu pozostaje w dobrej zgodności z analogiczną war tością l’ radu (prąd jonizacyjny l’ odpowiadający całkowitej absorpcji promieni a I g radu: 2, 42.10 G j.es) w założeniu, że l l l’ = pwv’, gdzie v jest to całkowita liczba jonów wytworzonych w powietrzu przez dwie cząstki a (L//+ Uli), v’ liczba jonów wytworzonych przez jedną cząstkę a Ra (patrz tablica 7 Przypisów) i p = 3, 4.107 ilość radu w równowadze z jednym gramem uranu, a zatem ilość wysyłająca w jednostce czasu tę samą liczbę cząstek a, co każdy z izotopów Ul i UH zawartych w gramie uranu. Wyżej określone wartości prądów l oraz i służą do cechowania ko mór jonizacyjnych; w tym celu sporządza się warstwy wzorcowe. 9 123 L.Jcn X, i XL.Jcn Z’i LJal Y Widzieliśmy poprzednio, że zwykłe sole uranowe mogą być pozba wione promieniowania 3; używane w tym celu metody chemiczne do prowadziły do odkrycia uranu X, który traktowano najpierw jako ciało proste. Obecnie jest to wspólna nazwa grupy składników, które zazwy czaj występują razem jako mieszanina. W istocie, jeżeli wydzielamy ze związków u ranowych u ran X, który należy do izotopów to ru, to zara zem porywamy UY należący do tego samego typu chemicznego; z dru giej zaś strony f7x 2 i UZ są to krótkotrwałe pochodne UXt toteż stan równowagi między nimi i ciałem macierzystym ustala się szybko. Wy dobyta ze związku uranowego grupa ciał tworzących uran X zanika zgodnie z prawem, któremu odpowiada okres f/X, wynoszący 24, 5 dni (rys. 160, I). W tym czasie uran X odtwarza się w uranie zgodnie z pra wem ewolucji uzupełniającej (rys. 160, II). Związek genetyczny między uranem i uranem X jest zatem udowodniony z całą pewnością. Grupa UX wysyła głównie promienie 3 oraz w małej ilości promie nie f. Już dawno znane były silne grupy promieni 3, których współczyn niki absorpcji w glinie wynoszą u, = 460cw’ i IJ. = 18 C/M-I; stosunek natę żeń tych grup pozostaje bez zmiany podczas zanikania substancji. Świeżo sporządzony uran X po stosunkowo krótkim nagromadzaniu się w uranie daje ponadto niewielką ilość promieniowania fi, którego u, = ok. 300 cm’ i które zanika znacznie szybciej niż główne promieniowanie, mianowicie z okresem wynoszącym około jednego dnia. Substancja, od której po chodzi to promieniowanie, otrzymała nazwę uranu Y (Antonoff). Dwie główne grupy promieni j3 należą do dwóch różnych substancyj. W istocie możemy strącić krótkotrwały pierwiastek dodając tantalu do roztworu UX, możemy również osadzić go na ołowiu w roztworze słabo o 50 100 czai v 150 Rys. 160. kwaśnym. Okres tej substancji, która otrzymała nazwę breoium lub uranu X 2 (Fajans i Gó, hring) wynosi około jednej minuty; od czasu tego odkrycia substancję macierzystą o okresie 24, 5 dni nazywamy UX. Zdołano wykazać, że UX powstaje z UJ<, i przypisano mu w układzie periodycznym pierwiastków nie zajęte dotąd miejsce Z = 91, znajdujące się w piątej grupie i w ostatnim wierszu i należące do wyższego ho mologu tantalu. Znacznie później udowodniono, że UX t wytwarza nie tylko UX, lecz równ ież w bardzo małej propo rcj i substancję zwaną u ranem Z (Halin), która oddziela się razem z UX drogą adsorpcji na tantalu i stanowi zapewne izotop tego radiopierwiastka. UZ różni się jednak od UX okre sem T=6, 7godz i współczynnikiem absorpcji w glinie promieni fi, u, = 270 do 36 cm-K Biorąc pod uwagę stopień wykorzystan ia pro m i e n i fi w komorze jonizacyjnej obliczamy, że przemiana UJ( na UZ odbywa się w stosunku zaledwie 0, 35 L do głównej przemiany, prowadzącej do UX. Jest rzeczą znacznie trudniejszą odpowiedzieć na pytanie, jakie jest pochodzenie UY. Jak Się wydaje, ciało to nie jest związane z UX 1, który jest jego izotopem. Względna ilość UY w stosunku do UJ<, jest tym większa, im krótszy jest czas nagromadzania się tych ciał w związkach uranowych. Oceniamy, że w stanie równowagi z uranem liczba atomów UY ulegających przemianie wynosi około,?>% liczby atomów Ul tworzą cych w przemianie główną linię genetyczną. Przypuszczamy, że uran Y sianowi pośrednie ogniwo w związku genetycznym aktynu z uranem. PJ I rabi. i LJa:BI. \IV ł I i s<::ł:U L Pomijając nieliczne wyjątki rad znajduje się tylko w minerałach uranowych. Ten fakt w zestawieniu z okolicznością, iż okres życia radu O jest znacznie krótszy od okresu życia uranu O’ i od domniemanego wieku minerałów uranowych, nasunął już. dawno przypuszczenie o ist nieniu związku genetycznego między uranem i radem. W stanie równo wagi promieniotwórczej stosunek mas radu i uranu powinien wynosić p = AQ/A’Q\ gdzie A i A’ są to ciężary atomowe Ha i uranu l. Jeżeli ten stan jest osiągnięty w dawnych niezmienionych minera łach uranowych, to wartość p powinna być jednakowa we wszystkich minerałach tego typu; jest to zatem stała fizyczna, której znaczenie jest równie wielkie z punktu widzenia teoretycznego jak i doświadczalnego. Z tego powodu wykonano wielką liczbę oznaczeń uranu i radu w mine rałach różnej natury i różnego pochodzenia. I ran może być oznaczony różnymi sposobami. Po rozpuszczeniu minerału wykonywamy najczęściej Strącenie za pomocą II..S w kwaś nym roztworze i oddzielamy nierozpuszczalne siarczki. Z roztworu wy pędzamy H 2 S, dodajemy wody utlenionej i A7/ 3. Strącone wodoro tlenki traktuje się roztworem węglanu amonu w cel u wydobycia u ran u. Następnie koncentruje się roztwór amoniakalny, zakwasza kwasem azo towym i ogrzewa w celu wypędzenia CO 2. Po powtórnym dodaniu NH 3 powstaje osad, który drogą prażenia przechodzi w r..(>, i w tym stanie jest ważony. Niektórzy autorowie doradzają ważenie uranu raczej w stanie fosforanu lub pyrofosforanu. Tlenek U 3 0 S posiada wzór dobrze określony i zawiera 84, 8$ uranu. Rad bywa oznaczany drogą mierzenia w-ydzielonego radonu. W tym celu można rozpuścić odważoną ilość minerału i zbierać oraz wydo bywać radon bezpośrednio z tego roztwo ru; można również wykonać czynności chemiczne, mające na celu wydobycie radu z. minerału. W tym ostatnim przypadku dodajemy do roztworu około 10% BaCI 2 i strącamy bar razem z radem za pomocą H 2 SO, t. Następnie zamie niamy radonośny siarczan na sól rozpuszczalną za pomocą wrzącego roztworu A r rt, Ci9 3, po czym rozpuszczamy węglan w HCI. Rozpuszczony chlorek wprowadzamy do płuczki, służącej do oznaczania radu za po mocą radonu wydzielanego (S 49) w temperaturze pokojowej. Ogólny wynik prac wykonanych z minerałami bardzo różnymi pod względem budowy chemicznej oraz zawartości uranu (Boltwood, MaP Coy, Gleditsch i inni) można streścić w ten sposób, że stosunek p w starych minerałach jest w przybliżeniu stały. Najbardziej prawdopo dobna wartość, uzyskana w blendach smolistych i bróggeritach, wynosi 3, 4.10“, 7. Wartości otrzymane w przypadku autunitów i karnotytów są często mniejsze od 3.107; są to minerały młodsze od blendy smolistej i zapewne powstały z blendy drogą metamorfozy w epokach nie dość odległych, aby mogła wytworzyć się zupełna równowaga między uranem i jego pochodnymi (patrz 9 125). Posiadamy wiadomości o istnieniu niektórych minerałów, zawierają cych rad bez uranu; są to osady utworzone z substancyj przeniesio nych w stosunkowo niedawnych czasach przez wody podskórne. R::d 1=. U::e B ra:l.J. J:r1. Na podstawie stosunku RajU oraz szybkości zanikania radu można obliczyć szybkość powstawania tego pierwiastka w substancji macie rzystej. W istocie ilość q pierwiastka bezpośrednio pochodnego, którego stała zaniku wynosi X, wzrasta z czasem / według wzoru q = qx (1 e-’-'), gdzie qx jest to ilość w stanie równowagi. Z tego wy nika, że początkowa szybkość wzrastania w chwili G = O wynosi A =), qco. Doświadczenia wykonane w celu wykrycia powstawania radu w staran nie oczyszczonych solach uranowych wykazały, że szybkość powstawania radu jest znacznie niniejsza od szybkości obliczonej na podstawie do świadczal nych wartości i qx’ z kté rych pierwszą otrzy m uj e m y drogą liczenia cząstek a, drugą zaś drogą oznaczania p. Rad nie powstaje zatem bezpośrednio z uranu. Znacznie opóźniony wzrost radu w oczyszczonych solach urano wych tłumaczy się łatwo, jeżeli założymy, że pomiędzy uranem i radem istnieje pośrednie ciało o długim okresie życia. Ciało to, odkryte przez Boltwooda i nazwane jonem, pozwoliło rozwiązać doniosłe zagadnienie pochodzenia radu, gdyż jon jest to bezpośredni rodzic radu. Jon znajduje się w minerałach uranowych i jako izotop toru towa rzyszy mu we wszystkich reakcjach. Wydobywając z minerału znajdu jącą się w nim mieszaninę jonu i toru, otrzymujemy substancję wytwa rzającą rad, co można stwierdzić drogą oznaczania wydzielającego się radonu. Z drugiej strony stwierdzono, że powstawanie radu w oczy szczonych solach uranowych odbywa się zgodnie z prawem świadczącym o, narastaniu pośredniego ogniwa w postaci jonu (F. Soddy). Jon wysyła promienie a o zasięgu 3, 19 cm w powietrzu w 15° i pod ciśnieniem normalnym. Rad tworzy się zatem w następstwie przemiany a jonu, z czego wynika, że ciężar atomowy jonu wynosi 230. Przypisu jemy jonowi również emisję promieni 7 częściowo bardzo miękkich, częściowo zaś przenikliwych (9 89). Podczas przeróbki minerałów uranowych Jon częściowo przechodzi do roztworu wraz z uranem i żelazem, częściowo zaś towarzyszy rzadkim ziemiom porywanym przez nierozpuszczalny siarczan radonośnego baru. Z wartości zasięgu promieni a wynika, że okres jonu powinien być zawarty między okresami radu i uranu. Można wyznaczyć stałą zaniku jonu mierząc narastanie radu w oczyszczonych solach uranowych. Po wstawanie Ra w okresie początkowym może być przedstawione za po mocą przybliżonego wzoru Ra = 1/2 X,,, X““ Race Kładąc Ra x 3, 4.107 g na 1 g uranu i X„a = 4.4.1 04 lalI wyliczamy na podstawie doświadczeń prowadzonych w ciągu 18 lat (Soddy i //// chins) X/o = 9, 1.10-* lal-’, z czego wynika, że średni czas życia równa się 110000 lat, okres zaś 76000 lat. Ilość Ra utworzona w ciągu 20 lat z 1 kg U w y n o s i o koł o 3. 1 O 1 o g. Inne metody są oparte na badaniu powstawania radu ze znanej ilości jonu. W istocie, niech będzie Q ilość jonu wytwarzającego w jednostce czasu ilość q radu. Ponieważ jednocześnie musiała zniknąć ilość jonu wy nosząca 230cy/226, przeto musimy mieć X/o = 230(7/226 Q. Z drugiej strony znajomość prądu jonowego, wytwarzanego przez promienie S cienkiej war stwy zawierającej znaną ilość lo, pozwala obliczyć liczbę cząstek wysy łanych w ciągu danego czasu, co również daje wartość X/“. Zastosowa nie tych metod jest uzależnione od znajomości stosunku jonu do toru w izotopowych mieszaninach wydobywanych z minerałów uranowych. Ten stosunek został wyznaczony w przypadku mieszaniny Ja + Th, pochodzącej z blendy smolistej z.Iachymowa, za pomocą nader czułej i dokładnej metody, polegającej na oznaczaniu, w postaci bromku srebra, bromu zawartego w dobrze określonym bromku toru (Itónigschmid i Horowitz). W ten sposób znaleziono, że ciężar atomowy czystego toru wynosi 232, 12, średni zaś ciężar atomowy badanej mieszaniny 231, 51. Kładąc lo = 230 obliczamy, że względna zawartość Ja w mieszaninie wynosi 0, 2877. Ta mieszanina wytwarzała około 8, 3.10c g Ra na rok i gram jonu (M. Gurie i S. Go tel/e), z czego wynika, że średni czas życia lo wynosi 120000 lal, okres zaś 83000 lat. Pomiary aktywności cienkich warstw dają 130000 lal jako górną granicę średniego czasu życia (St. Meyer). Rząd wielkości tej stałej jest zatem zupełnie pewny: przyj mujemy na jej wartość 120000 lal. Mieszaniny Ja + Th wydobyte z różnych minerałów zawierają porów nywalne ilości obu pierwiastków tylko w przypadku, gdy całkowita za wartość izotopów typu Th w minerale jest bardzo mała. W istocie na podstawie wartości średnich czasów życia U i lo wyliczamy, że sto sunek lalU jest zbliżony do 2.105. Mieszanina Ja + Th może być za tem tylko wtedy obfita w lo, gdy stosunek ThlU jest tego samego rzędu wielkości. Blendy smoliste spełniają na ogół ten warunek. Jeżeli jon towarzyszący uranowi w starym minerale został oddzielony ilościowo, to można obliczyć stałą zaniku radu na podstawie prędkości powstawania radu w tej substancji oraz wspomnianego poprzednio wzoru A = XC oo. Wzór ten stosuje się zupełnie tak, jak gdyby Ra powstawał bezpośrednio z U. Jako wartość qx obieramy ilość Ra w rów nowadze z lo i z ilością U, od której Ja został oddzielony. Życie lo jest długie w porównaniu z życiem Ra, lecz krótkie w po równaniu z życiem Ul. Przemiany uranu w niezmienionych minerałach mogą być zatem traktowane jako zagadnienie dwóch substancyj, Ul oraz lo, kté rym towarzyszą ich pochodne. Ilość lo osiąga m axi m u m po u pły wie około 600000 lat. 1a3 ł El ret q= w r I i t::t<::ł:U I ucrDIV}dL Porównanie prądów jonowych, wytworzonych w warunkach całkowitej absorpcji w powietrzu przez różne grupy promieni a, przypisywane od dzielnym radiopierwiastkom zawartym w starych minerałach, dostarczyło cennych wskazówek, dotyczących stosunków między rodzinami radiopier wiastków. Dwa pierwiastki, których ilości wynoszą q i q’ i które należą do głównego szeregu bez rozgałęzień i pozostają w równowadze z dłu gotrwałą macierzystą substancją, wysyłają w jednostce czasu jednakową I i c z b ę c z ą s t e k a. Prą d y j o n i z a c j i c a ł k o w i t e j i oraz i’, p o c h o d z ą c e o d q i od ql, pozostają zatem wzg lędem siebie w stosu nku wv’, tj. liczb j o n ów w y t w o r z o n y c h w z d ł u ż z a s i ę g ów R i R’. Z a kła d aj ą c, ż e v j e s t w p r z y bliżeniu proporcjonalne do R*C3 lub posługując się dokładnymi danymi z tablicy 7 Przypisów wyliczamy stosunki pomiędzy względnymi aktyw nościami pierwiastków należących do głównego szeregu, na którego czele stoi uran. Rozważania te mogą być zastosowane do minerałów uranowych, zawierających tyl ko ślady toru; do badania używa się bardzo cienkich warstw, podobnych do tych, które służą do mierzenia całkowitej aktyw ności uranu. Znając ilość minerału użytą do sporządzenia warstwy oraz zawartość uranu w minerale możemy obliczyć na podstawie pomiarów całkowity prąd jonowy dawany przez gram uranu. Ten prąd, charakte ryzujący aktywność odniesioną do 1 grania uranu w minerale, jest pra wie pięć razy większy od całkowitego prądu jonowego pochodzącego od 1 grama uranu w oczyszczonych związkach uranowych; stosunek jest w przybliżeniu jednakowy w przypadku różnych starych minerałów. Widzimy zatem, że każdemu gramowi uranu, którego aktywność obieramy jako jednostkę, odpowiada w minerale nadmiar aktywności w ilości około 4 jednostek, pochodzący od substancyj zmieszanych z ura nem w stałym stosunku. Główną rolę odgrywają tu pierwiastki wysy łające promienie a: jon, rad, radon, rad A, rad C’, rad F (polon) i nie które ciała rodziny aktynowej. W celu oznaczenia aktywności względ nej należy wydobyć z minerału całkowitą ilość każdego z tych ciał, odpowiadającą danej ilości uranu, sporządzić niezmiernie cienką war 360 stwę i zmierzyć całkowity prąd jonowy. Doświadczenie może być wyko nane tylko z pierwiastkami, których życie nie jest zbyt krótkie i nawet w tym przypadku z wyjątkiem polonu daje wyniki miernej dokładności. lo oddzielamy za pomocą reakcyj chemicznych Th, po dodaniu od powiedniego porywacza. W celu wydobycia polonu, możemy go osa dzić na płytce srebrnej, zanurzonej w roztworze. Oddzielamy rad strą cając go kwasem siarkowym, po dodaniu Ba do roztworu minerału. Wyznaczamy początkową aktywność cienkiej warstewki utworzonej z osadu i badamy stopniowy wzrost aktywności. Aktywność począt kowa pochodzi od samego Ra, różnica między aktywnością graniczną i początkową pochodzi od Rn, RaA i RaC. Niektóre wyniki prac różnych autorów są podane w poniższej tablicy: Obliczone’) Zmierzone U 1, 00 1, 00 jD 0, 53 0, 5 Ra 0, 55 około 0, 5 Rn 0, 62 1 RaA 0, 68 2, 18 około 2, 0 RaC 0, 88 Po 0, 61 0, 61 ’., 87 4, 6 Jak widzimy, aktywności lo, Ra i Po są prawie dwa razy mniejsze od aktywności uranu, co potwierdza przypuszczenie o istnieniu dwóch grup promieni a uranu. Suma zmierzonych aktywności różni się nie znacznie od sumy obliczonej. Należy zaznaczyć, że gdyby pochodne aktynu dawały te same liczby cząstek a, to aktywność pochodząca od 6 grup rodziny aktynowej powinna by reprezentować około 4 jednostek. Stąd wynika, że radiopierwiastki tej rodziny nie mogą należeć do po tomstwa uranu w tym samym szeregu genetycznym co rad; rodzina aktynowa tworzy zapewne rozgałęzienie obejmujące nieznaczny ułamek całkowitej liczby zanikających atomów. Doświadczenia wykonane w celu oznaczenia stosunku między ciałami rodziny aktynowej i uranowej wskazują, że ten stosunek jest stały i że związek genetyczny istnieje niewątpliwie. Względna liczba atomów ulegających przemianie w tym kierunku nie jest jeszcze dokładnie znana; jak się jednak wydaje, jest zbliżona do 4$ (Grass e, Tcheng i Francis). Pomiary stosunku UYIUX t w minerałach wykazały, że ten stosunek jest stały i zbliżony do 3%; mamy zatem podstawę do umie szczania UY w rodzinie aktynowej. ’) Przyjmujemy 2, 5.10 5 jako sumę liczb jonów wytworzonych przez jedną cząstkę a Ul i jedną cząstką a UH. Jako jeden z argumentów na korzyść istnienia izotopu UJ/I, czyli AcU, od którego miałaby pochodzić rodzina aktynowa, przytoczymy okoliczność, że krzywa przedstawiająca prawo Geigera-Nultalla w tej rodzinie jest różna od krzywych przedstawiających rodzi ny Ul i Th. Ponadto bada nia widma mas ołowiu (według Astona) przemawiają za istnieniem pier wiastka macierzystego o nieparzystym ciężarze atomowym. W istocie z tych pomiarów wynika, że aktyn posiada ciężar atomowy 227 zamiast 230 lub 226, jak by się tego należało spodziewać, gdybyśmy mieli do czynienia z rozgałęzieniem biorącym początek w UH lub Ul (por. 9 140). Domniemany pierwiastek macierzysty AcU powinien posiadać ciężar atomowy 235. Zagadnienie pochodzenia aktynu byłoby rozwiązane, gdybyśmy znali ciężar atomowy jednego z ciał tej rodziny. Z tego punktu widzenia możemy liczyć tylko na protaktyn znajdujący się w minerale w ilości umożliwiającej wydobycie tego pierwiastka (40 % ilości radu) i, jak się wydaje, nie zmieszany z żadnym nieaktywnym lub długotrwałym izotopem. Niektórzy autorowie czynią przypuszczenie, że pierwiastek macie rzysty mógłby to być izotop uranu 239, wysyłający promienie a, po którym następowałyby dwa radiopierwiastki rodzaju (3, prowadzące do AcU. W każdym razie ewentualne izotopy uranu różne od Ul mogą istnieć tylko w bardzo małej ilości, jak to wynika z wartości ciężaru atomowego. ROZDZIAŁ X X I V RODZINA RADU 9 12Z S4=d łtXf2i IYFB::i Rad, którego clęzar atomowy wynosi 226, 0, zajmuje w układzie pe riodycznym miejsce oznaczone liczbą atomową Z = 88, położone w ostat nim wierszu i w drugiej grupie. Z radu powstają liczne pierwiastki pochodne, z których pierwszy jest to radon, gaz promieniotwórczy; przemiana radonu prowadzi do szeregu pierwiastków krótkotrwałych (osad aktywny krótkotrwały); ostatni spośród nich wytwarza RaD, zaliczany wraz ze swymi pochod nymi do długotrwałego osadu aktywnego. W podanym poniżej schemacie przemian tej rodziny są zaznaczone okresy oraz rodzaje przem ian. RaC“ % 1, 32 mln Fła A 1 590 lat Fłn 3, 823 dni FłaA 3, 05 min RaB Ł 26, 8 min RaC Ł 19, 72 min RaC A ok. 1 Oosek RaD t 22 lata RaE 5 dni RaF 1 40 dni Rad. Metody służące do oznaczenia średniego czasu życia zostały opisane w poprzednich rozdziałach ( 78 i 79, por. 9 130). Przypom i namy, że ta stała może być oznaczona bądź za pomocą metod fizycz nych, bądź drogą chemiczną. Metody fizyczne polegają na liczeniu cząstek a wysyłanych w sekundzie przez 1 g Ra lub na mierzeniu ła dunku przenoszonego przez cząstki a. W metodzie chemicznej bada się szybkość powstawania radu ze znanej ilości jonu, pozostającej w mi nerale w równowadze ze znaną ilością radu. Metody fizyczne dają wartości okresu, różniące się o kilka procen tów (od 1600 do 1700 lal); najlepsze doświadczenia wykonane metodą chemiczną prowadzą do wartości okresu, wynoszącej 1680 lat. Wartość przyjęta w roku 1930 przez Komisję Stałych Promieniotwórczości wy nosi 1590 lal. Rad został otrzymany w postaci czystej soli oraz w postaci metalu. Ciężar atomowy radu został oznaczony z dużą dokładnością. Własności chemiczne radu, opisane w 99 38 i 41, można w zupełności scharaktery zować na podstawie izomorfizmu soli radowych i barowych. Widmo optyczne radu jest zbadane dokładnie i wyczerpująco; znamy kilka po ziomów absorpcji promieni X w atomach radu. Promienie a (zasięg 3, 39 cm w powietrzu w 15° pod ciśnieniem 700 mm), wysyłane w przemianie radu, składają się oprócz grupy głównej z nie licznej grupy cząstek mniejszej prędkości (subtelna budowa, 9 69). Ponadto wykryto za pomocą analizy magnetycznej trzy grupy promieni 3, powstające drogą wewnętrznej konwersji niezbyt przenikliwego promie niowania Y (189 ekw). W celu dokładnego oznaczania ilości radu posługujemy się pomIa rami wydzielanego radonu (9 49) lub promieniowania Y (9 97). Na podstawie znajomości liczby cząstek a wysyłanych przez 1 g Ha oraz liczby jonów wytworzonych przez jedną cząstkę znajdujemy, że w warunkach zupełnej absorpcji w powietrzu promieniowania wysyła nego we w szystkich kierunkach można otrzymać prąd jonowy o natęże niu 2, 4.10«j. es. Pomiary jonizacji wytworzonej przez cienkie warstwy soli odparo wanej z rozcieńczonego roztworu dają wyniki zgodne z tymi oblicze niami. Tak np. stwierdzono, że całkowita aktywność radu pozbawio nego pierwiastków pochodnych jest większa od aktywności takiej samej i lości u ran u (UJ+ UH) w stosu n ku 2, 4.10 °/1, 4 = 1, 7.10°. 91d3Rrt:ni ( ł W rozdziale IX podaliśmy szczegółowy opis własności radonu. Jest to gaz promieniotwórczy, powstający bezpośrednio z radu; okres radonu, wynoszący 3, 823 dni, mógł być wyznaczony z wielką dokładnością dzięki udoskonaleniu metod pomiarowych, opartych na stosowaniu przenikli wych promieni. [ wysyłanych przez pierwiastki pochodne radonu (por. tab!. 1 I Przypisów i rozdz. IX). Radon jest to gaz szlachetny, Z = 86; pomimo stosunkowo krótkiego życia zdołano go otrzymać w czystym stanie. 1 curie radonu zajmuje pod ciśnieniem atmosferycznym i w 0° objętość 0, 64 mm/o Na podsta wie ciężaru atomowego radonu, wynoszącego 222, obliczamy, że 1 curie radonu waży 6, 5.10-° g. 1 curie zawiera 1, 83.10’° atomów. liadon może być skondensowany w temperaturze ciekłego powietrza drogą adsorpcji na oziębionych ściankach; zabieg ten bywa często sto sowany w celu oczyszczania radonu. Używając stosunkowo znacznych ilości radonu można wyznaczyć ciśnienie jego pary nasyconej w zależ ności od temperatury. Punkt wrzenia radonu wynosi 65°C. Widmo optyczne radonu zostało zbadane bardzo starannie. W miarę jak radon zanika, pojawia się widmo gazu helu. Przemianie radonu towarzyszy emisja cząstek ot o zasięgu 4, 12 cm w powietrzu w temperaturze 15° i pod ciśnieniem normalnym. Nie znamy żadnego innego promieniowania radonu. Przyrządzanie rurek z radonem jest czynnością wykonywaną często na użytek laboratoryjny i leczniczy. Z radonu powstaje osad aktywny, składający się z trzech pierwiast ków: RaA, RaB i RaC (rozdz. X), których okresy wynoszą 3, 05 minut, 26, 8 minut i 19, 7 minut. Rad A wysyła promienie a o zasięgu 4, 72 cm (w powietrzu w 15° i pod ciśnieniem normalnym); rad B wysyła pro mienie p i YRad C występuje zawsze wraz z dwoma krótkotrwałymi pierwiastkami pochodnymi RaC i RaC“; promieniowanie tej mieszaniny jest złożone z promieni a, p i YPrzemiana RaC należy do typu rozga łęzień; bardzo znaczna większość atomów wysyła promienie j3 i zamie nia się na RaC, niewielki zaś ułamek, wynoszący około 0, 03$, wysyła promienie a i zamienia się na RaC“. Główna grupa promieni a posiada zasięg 6, 96 cm w powietrzu i jest wysyłana w przemianie RaC. Zgodnie z prawem Geigera-Nut/alla znaczna długość tego zasięgu świadczy o tym, że czas trwania RaC musi być niezmiernie krótki. Te wnioski zostały sprawdzone doświad czalnie, za pomocą metody opartej na odskoku p (9 87). Jest to zarazem dowód istnienia pierwiastka RaC’, ostatniego ogniwa pomiędzy RaC i długotrwałym pierwiastkiem RaD. RaC“ został oddzielony od RaC za pomocą odskoku atomów powsta jących w częściowej przemianie a RaC. Okres RaC“ wynosi 1, 3 min; ciało to wysyła promienie p i Y podobne do promieni RaC, lecz znacznie słabsze. Przemiana RaC“ prowadzi do ciała posiadającego ten sam Cię żar atomowy i tę samą liczbę atomową co RaD. Na tablicy 14 Przypisów znajdują się wartości liczbowe, służące do obliczania wzrostu i zaniku osadu aktywnego. Chemiczne i elektrochemiczne własności składników osadu aktyw nego mogą być scharakteryzowane na podstawie izotopii. Stwierdzono doświadczalnie, że RaA jest to izotop Po, RaBizotop Pb, RaCizo top Bi. Reguła przesunięć pozwala przewidzieć chemiczne własności RaC i RaC“; pierwszy z tych pierwiastków jest to izotop Po, drugi zaś izotop Tz Istnieją sposoby oddzielania ciał A, B i C. Prawie zupełnie czysty RaA można otrzymać aktywując dowolne ciało w radonie w ciągu bardzo krótkiego czasu. Najdogodniejszy sposób otrzymywania czystego RaB polega na zbieraniu w ciągu krótkiego czasu atomów odskoku, wyrzucanych w przemianie a RaA. Wreszcie czysty RaC, wolny od RaB można otrzymać drogą osadzania go na płytce niklowej, zanurzonej w roztworze Ba(B + CJ w kwasie solnym. 123 O;:n RaD powstaje pośrednio z RaC za pośrednictwem RaC. Promienio wanie RaD, bardzo słabe i wykryte stosunkowo niedawno, składa się z kilku grup promieni fi, powstających w zjawisku wewnętrznej konwer s j i j ą d r o we g o p r o m i e n i o w a n i a 7 o e n e r g i i 47 ekw (j5 94), k t ć r e g o w s pół czynnik absorpcji w glinie jest zbliżony do 1 cm1. Istnieje grupa pro mieni Y znacznie miększych, o współczynniku absorpcji u, =45 cm1; jest to promieniowanie charakterystyczne serii L pierwiastka 82, gdyż RaD jest to izotop ołowiu. Jak wynika z reguły przesunięć, RaD musi wysyłać jądrowe pro mienie fi, dotąd mało jeszcze zbadane. Za pomocą metody Wilsona można uwidocznić promienie fi pochodzenia fotoelektrycznego, których zasięg jest zbl iżony do 1 cm, oraz prom ien ie o zasięgu jeszcze krót szym; jest rzeczą możliwą, że te ostatnie są to jądrowe promienie fi RaD. RaE powstający w przemianie RaD posiada promieniowanie składa jące się prawie wyłącznie z promieni fi, stosunkowo przenikliwych, tworzących widmo ciągłe, a zatem związanych bezpośrednio z przemianą promieniotwórczą; ponadto istnieje słabe promieniowanie dosyć prze nikliwe: \).ĄI = 0, 34 cm-I. RaE zamienia się w polon (RaF). Polon wy syła promienie a o zasięgu 3, 87 cm w powietrzu (w temperaturze 15° i pod ciśnieniem normalnym] i zamienia się na pierwiastek niepromie niolwórczy, mianowicie izotop ołowiu. Preparaty polonu wysyłają rów nież słabe, lecz bardzo przenikliwe jądrowe promieniowanie 7 oraz jeszcze słabsze i bardzo miękkie promieniowanie f o naturze promie niowania charakterystycznego, wzbudzonego przez promienie a. w po lonie i w metalu, na którym ten pierwiastek został osadzony. Polon może być oddzielony od RaE; okresy obu ciał zostały zmie rzone metodą bezpośrednią. Przyjęta wartość okresu Rut, wynosi 5, 0 dni; okresu polonu-140 dni. Zanik RaE jest przedstawiony gra ficznie na rys. 161, I, zanik polonu na rys. 162, I. Okres RaD może być zbadany tylko na podstawie promieniowania jego pochodnych. Najdawniej używana metoda, nie wymagająca obser wacji w ciągu zbyt długiego czasu, polega na tym, że wyznacza się ilość polonu wytworzonego po upływie danego czasu przez RaD, który powstał ze znanej ilości radonu. Z początkowej liczby O atomów Rn powstaje taka sama liczba ato mów RaD; liczba atomów Po utworzonych po upływie czasu I wynosi q = OF(t), gdzie F(t) jest to funkcja, której znajomość pozwala obliczyć okres RaD (por. rys. 162). W ten sposób otrzymano wartość 7’ = 16 lat, którą aż do ostatnich czasów uważano za prawdziwą. Bezpośrednie pomiary zaniku RaD w równowadze przejściowej l. RaE i Po wvka/alv jednak, że ta wartość jest zbyt mała. Pomiary te były wykonywane w ciągu 20 lat. Posługiwano się promieniowaniem fi RaE oraz promie 365 niowaniem a Po; znaleziono, że okres wynosi około 20 lat. Wyniki te znalazły potwierdzenie w nowszych badaniach, wykonanych za pomocą metody analogicznej do metody stosowanej dawniej. Można przyjąć, że najbardziej prawdopodobna wartość T wynosi 22 lata. Zanik Hal) jest przedstawiony na rys. 162 III. Na podstawie własności chemicznych i elektrochemicznych zaliczamy RaD do izotopów ołowiu (Z = 82). Tak np. z minerałów uranowych RaD wydziela się wraz z zawartym w nich ołowiem. Liczne bezskuteczne próby oddzielenia RaD od ołowiu miały wielkie znaczenie, gdyż przy czyniły się do utworzenia pojęcia izotopii. RaD może być osadzony elektrolitycznie podobnie jak ołów bądź jako metal na katodzie, bądź jako nadtlenek na anodzie (9 118). Możemy wydobywać RaD bezpośrednio z minerałów promieniotwór czych, w ten sposób jednak otrzymuje się go w stanie bardzo małej kon centracji, ponieważ jest zmieszany z ołowiem w stosunku 1:10 7 10 8. Inny, dogodniejszy sposób polega na tym, że wydziela się RaD na gromadzony w preparatach radu, przechowywanych w ciągu długiego czasu. Doświadczenie to zostało wykonane w kilku laboratoriach: do roztworu soli radowej dodaje się niewielką ilość metali porywających RaD, np. Cu I u b Bi, które strąca się siarkowodorem w obecności liCI. Rad E oraz polon zostają wówczas strącone razem z BaD. W rozl wo rze radu, pozbawionym zawartego w nim RaD, pierwiastek ten tworzy się znowu i po upływie kilku lat można powtórzyć to doświadczenie. Ilość RaD powstająca w ciągu roku z 1 g Ra wynosi około 0, 4 mg: ilość nagromadzona po upływie 22 lat, tj. czasu równego okresowi, wy nosi 6, 3 mg, ilość zaś odpowiadająca stanowi równowagi 12, 7 mg. Rai) otrzymany z Ra po upływie niezbyt długiego czasu nie zawiera, prak tycznie biorąc, żadnych innych izotopów ołowiu; jeżeli jednak czas na gromadzania RaD jest bardzo długi, to do RaD przyłącza się nie aktywny ołów o ciężarze atomowym 206, biorący początek w przemianie RaD, którego ciężar atomowy wynosi 210. Po 22 latach z jednego graniu Ra powstaje 2, 5 mg 200 Pb. Stosunek ilości obu izotopów równa się zatem 0, 4. Stosunek ten wzrasta nieustannie w miarę jak rad ulega zanikowi. Można wreszcie używać jako źródeł radu D rurek z radonem, przy rządzanych w laboratoriach oraz w niektórych szpitalach. W tym celu zbiera się większą partię takich rurek po zaniku radonu. Po powierzchownym wymyciu rurek zalewa się je wodą krć lewską, która rozpuszcza ciała D, E i l“’. Jednocześnie do roztworu przechodzi nieco szkła wraz z zawartymi w nim metalami, w szcze gólności zaś z ołowiem, którego ilość wystarcza zupełnie do strącenia RaD i jego pochodnych. W ten sposób otrzymuje się co najwyżej kilka mg ołowiu, który oczyszcza się chemicznie i zamienia na azotan. Tak otrzymany RaD należy przechowywać w flakonie z kwarcu lub pireksu. RaE, izotop bizmutu (Z = 83), bywa wydobywany z roztworów RaD, z którym osiąga równowagę przejściową po upływie miesiąca. RaE otrzymuje się najczęściej za pomocą elektrolizy lub osadza się go na płytce niklowej, zanurzonej w ciepłym roztworze tego pier wiastka w kwasie solnym. Potencjał katody, na której RaE osiada pod czas elektrolizy, powinien wynosić od 0, 1 do-0, 44 wolta względem elektrody normalnej. W obu przypadkach polon zawarty w roztworze wypada razem z RaE, ponieważ jest szlachetniejszy od tego ostatniego. Z tego powodu polon należy wydobyć najpierw, zwłaszcza wtedy, kiedy znajduje się w roztworze w znacznej ilości. Z roztworu chlorku lub azo tanu ołowiowego, zawierającego mieszaninę RaD i jego pochodnych, można oddzielić RaD drogą krystalizacji frakcjonowanej; otrzymane kryształy są prawie zupełnie wolne od RaE i RaF (polonu), które pozostają w roztworze. Polon (Z = 84) jest reprezentantem typu chemicznego, który może być badany tylko metodami nauki o promieniotwórczości. O własno ściach chemicznych i elektrochemicznych polonu była mowa w 99 39 i 118. Polonu nie otrzymuje się na ogół z minerałów, lecz najczęściej wydobywa się go z roztworu RaD. Nagromadzony polon może być usu wany od czasu do czasu w ten sposób, że osadza się go z roztworu na 100 S \ II \, ’1 \. Is I..... -, I \ / / I / \ 1 1/ \ 1\ / \ If c / l \ II I / I / \ 11\1 , I I v 1\ / r“ ’e / If I r / -I 75 50 25 Rys. 161. I zanik RaE. II powstawanie RaE z RaD. Krzywa I liczba atomów zanikajacych w jednostce czasu, w procentach liczby początkowej. Krzywa II liczba t 8w zanikających w jednostce czasu w założeniu, że w chwili ł = O liczba atomów RaD a o w ulegających zanikowi w jednostce czasu jest równa 100. 367 płytce srebrnej, wprawionej w ruch obrotowy. Roztwór powinien być słabo kwaśny i zawierać nieco kwasu solnego obok kwasu octowego lub azo towego. W celu oczyszczenia polonu lub przeniesienia go z jednego pod łoża na inne stosuje się najczęściej destylację polonu lub jego związków. Z roztworu zawierającego RaD, RaE i RaF w stanie równowagi mo żemy wydobyć najpierw polon, następnie RaE i ustalić odpowiedniość 400 600 Cz, cw w Uniarfi Rys. 162. I zanik RaF. II powstawanie RaE z RaD. III zanik RaD. Rzędne krzywych I i III są to liczby atomów zanikających w jednostce czasu, wyrażone w pro centach liczby początkowej. Rzędne krzywej II są to liczby atomów RaF zanikających w jednostce czasu, obliczone w założeniu, że w chwili I liczba atomów RaD zanikających w jednostce czasu jest równa 100. Przecięcie krzywych II i III odpowiada równowadze między RaD i RaF. między ilością polonu i natężeniem promieniowania RaE, zmierzonym w określonych warunkach. Na tej podstawie można oznaczyć ilościowo RaD i Raf} Jeżeli RaD w chwili początkowej został pozbawiony swych pierwiast ków pochodnych, to ilość każdego z nich narasta według innego prawa. Powstawanie RaE jest to szczególny przypadek zagadnienia dwóch substancyj (9 60); ilość q wzrasta w czasie, przechodzi przez maximum ’) W jednym z przyrządów używanych w tym celu w Paryskim Instytucie Radowym ilość Po dająca 10000 j. es, odpowiada ilości RaE dającej 1 l. es; masa tej ilości Po wy nosi q= 1, 65.10-6 g; masa RaE około 5c/140, masa zaś RaD 22.365«/1’.0, tj. około 5, 9.10-8 g RaE i 9, 5.10-5 g RaD. po upływie około 50 dni, po czyni powoli zanika zgodnie z prawem wy kładniczym charakteryzującym zanik RaD. Stała zaniku RaE jest tak wielka wobec stałej Ha D, że proces narastania RaE może być przedsta wiony z dostateczną dokładnością za pomocą wzoru: q = ql/-e„fj, gdzie qx jest to ilość maksymalna (rys. 161, II). Natomiast powstawanie polonu (rys. 162, II) musi być rozpatrywane jako zagadnienie trzech su bstancyj (9 61). N iech będzie N s I iczba ato mów polonu nagromadzonych w chwili t, Nt, o-początkowa liczba ato mów RaD. Otrzymujemy (por. 9 61, rozdz. XI) wyrażenie postaci: /5 JV3A1 N„o = Per** + Qe->/\ + Rerti t), gdzie >.“ )’2' Xs są to stałe zaniku RaD, RaE i RaF. Po upływie dwóch miesięcy drugi wyraz może być zaniedbany wobec dwóch pozostałych. N 3 przechodzi przez maximum w chwili 1 = 3 lala, po czym zmniejsza się w ten sam sposób, co RaD. Stałe zaniku posiadają wartości, z kté rych układu wynika, że stosunek RaE do RaD w stanie równowagi przejściowej jest taki sam jak w chwil i, kiedy ilość RaE przechodzi przez maximum, stosunek zaś Po do RaD jest większy tylko o 2% od stosunku w chwili maximum. Opierając się na tym wzorze i dokonywając w określonych odstępach czasu ekstrakcji polonu, przekonywamy się, że przemiany w roztworze radu D odbywają się zgodnie z teorią. 9 13) Evvolucja radu. Ewolucja przemian radu jest bardzo zawiła z powodu znacznej liczby i różnorodności pierwiastków pochodnych. Weźmy pod uwagę sól ra dową, która została zamknięta w zalutowanej rurce po usunięciu wszyst kich pierwiastków pochodnych drogą krystalizacji i oczyszczania. Aktyw ność soli jest wówczas najmniejsza: jej promieniowanie składa się w przeważnej części z jednej tylko grupy promieni a. Podczas pierw szego miesiąca po sporządzeniu preparatu, w kryształach i w rurce na gromadzają się krótkotrwałe produkty przemian, mianowicie radon i osad aktywny. Jednocześnie pojawiają się w promieniowaniu trzy nowe grupy promieni a oraz wydatne promieniowanie 3 i ( I/a/! i RaC. Po tej ewo lucji, zakończonej w ciągu miesiąca, następują zmiany znacznie powol niejsze, polegające na nagromadzaniu się ciał D, E i i uzależnione głównie od szybkości powstawania RaD. Wraz. z pojawieniem się RaD i jego pochodnych ukazuje się nowa grupa promieni 3 wysyłanych przez RaE oraz piąta grupa promieni a wysyłanych przez Po. Okres szybkiej ewolucji daje się opisać z dosyć znacznym przybli żeniem jako zagadnienie dwóch substancyj, z których jedna, mianowicie ’) />=x, X)(X, -X, )(X, X, ); <? = X, X, /(X, — XJIX, — X, ); * = x, x, /(X, -X.IX, X, ). Wartości liczbowe odpowiadające przyjętym wartościom okresów. 22 lala, 5 dni, 140 dni są następujące: p= 1, 01837; Q/P= 0, 03639; R j P = 1, 03639. u. Curic-Sklodowska. Promieniotwórczość. 24 370 macierzysta, jest to rad, druga zaś, pochodna, jest to radon wraz z cia łami /łaA, Rali i RaC, narastający według prawa q = qli e-II), gdzie qx jest to ilość radonu w stanie równowagi, ). zaś jest to stała radonu. W podobny sposób możemy traktować powolną ewolucję jako zagadnie nie dwóch substancyj, w którym rolę substancji macierzystej odgrywa rad wraz z wszystkimi pierwiastkami pochodnymi aż do RaC włącznie, rolę zaś pierwiastka pochodnego-grupa RaD, RaE i RaF(rys. 163, II). Przypi sując pierwszej grupie stałą zaniku radu, drugiej zaś stałą zaniku radu D, znajdujemy, że połowa maksymalnej ilości Ra (D + E + F) powstaje po upływie 22 lal że równowaga z radem jest osiągnięta w ciągu około 100 5 1Q 35 4.0 15 2, 0 2, 5 3p 75 \ p s S

’

, S S ] t

’

I.J I h’ . 1 \. ff ł le IV t / * , i 50 25 5000 10000 15000 Rys. 163. I-zanik Ra. II-zanik RaD. III-powstawanie RaD z Ra. IV-powsta wanie RaF 7. Ra. Krzywe I iii-I iczby atomów każdej substancji zanikających w jed nostce czasu, w procentach liczby początkowej. Krzywe III i IV liczby atomów RaD i RaF zanikających w jednostce czasu, w założeniu, że w chwili t = O liczba atomów Ra zanikających w jednostce czasu jest równa 100. 140 lal. Po upływie tego czasu ilość RaD przechodzi przez maxlmum i następnie zmniejsza się zgodnie z prawem zaniku radu. Biorąc rzeczy dokładniej, obliczanie wzrostu polonu stanowi zagadnienie trzech sub stancyj: Ra RaD Po (rys. 163, IV)1). Bardzo przenikliwe promieniowanie i należy tylko do RaC, który osiąga stan równowagi z Ra już po miesiącu od chwili zamknięcia rurki ’) Krzywa IV na rys. 161! może być przedstawiona wzorem: VI\V/>.fl“ Na aa “ = 1, 01428 [e W 1, 01749 e 1\ I + O, 01749«? ]. zawierającej sól radową. Dalsza ewolucja nie wpływa zatem na prze nikliwe promieniowanie f; stosunek promieniowania f dwóch rurek pozo staje niezmienny i równy stosunkowi ich zawartości radu, niezależnie od wieku preparatów po zakończeniu fazy początkowej. Sprawy mają się inaczej, jeżeli mierzymy promieniowanie j3 lub słabo filtrowane promieniowanie? W tym przypadku część jonizacji pocho dzi od RaD i RaE, z czego wynika, że stosunek promieniowania starego preparatu do promieniowania preparatu niedawno sporządzonego jest większy od stosunku ilości radu w obu preparatach. Stosunek pomiędzy promieniowaniem a «starego» i «świeżego» prepa ratu jest również większy od stosunku zawartości radu, ponieważ pierwszy preparat zawiera stosunkowo większą ilość polonu. Wydzielanie ciepła, przynajmniej w części zależnej od energii promieni a, wzrasta również wraz z wiekiem preparatu. Doświadczenie wykazuje, że stosunek ilości ciepła wydzielanego przez «starą» i «świeżą» rurkę jest większy od sto sunku natężeń bardzo przenikliwego promieniowania f. Różnica wynosi około 10% w przypadku, gdy wiek jed nej ru rki wynosi 17 lat, druga zaś została świeżo sporządzona; jest to zgodne z obliczeniami opartymi na wartościach stałych zaniku oraz energii grup promieni a. Jednocześnie z przemianami radu i jego pochodnych odbywa się na rastanie nieaktywnych ciał, stanowiących ostateczny wynik przemian. Są to hel i ołów o ciężarze atomowym 20(1. Ilość tych ciał wzrasta z. cza sem w ten sposób, że granica teoretyczna jest osiągnięta dopiero po całkowitym zaniku substancji promieniotwórczej. Cała początkowa ilość radu byłaby wówczas zastąpiona przez Pb i lic. których wzajemny sto sunek powinien wynosić 206/20. Mielibyśmy zatem 910 mg ołowiu i 90 mg helu na gram radu. Już po 22 latach, tj. po czasie równym okresowi RaD, ilość nle aktywnego ołowiu wynosi 2, 5 mg na gram Ra; ilość zaś helu 0, 71 mg, tj. 4 cm 3. Rachunek wykazuje, że ilość helu powstającego po upływie kilku lal w rurce zawierającej około decygrama radu wystarcza do po wstania ciśnienia wewnętrznego, mogącego przekroczyć dwie atmo sfery, co jest oczywiście niebezpieczne dla preparatu. Jest zatem rzeczą wskazaną otwierać rurkę od czasu do czasu w celu wypuszczenia nagro madzonego helu. Ponieważ w zalutowanej rurce zawierającej sól radową produkty prze miany Pb i Ile pozostają uwięzione, przeto strata masy preparatu może w y n i k a ć t y I k o z e s t r a t y e n e r g i i Mi, k t ć rej t o war z y s z y u b y t e k m a s y A m według wzoru Mi = A md. Strata energii w całkowitej przemianie jed nego grama radu, zmierzona jako skutek cieplny, wynosi 3, 4.10 9 kat, czemu odpowiada strata masy 1, 6.10-* g. Obliczone w ten sposób straty masy są zbyt nikłe, aby można je było wykryć drogą ważenia, toteż próby stwierdzenia zmiany ciężaru zalutowanych rurek zawierających rad dały wyniki ujemne. RoznziM. XXV RODZINA AKTYNOWA 9 131. rodziny. A-otcKtyn. Aktyn. Wkrótce po odkryciu aktynu nastąpiło odkrycie jego pochodnych, spośród których rozpoznano najpierw aktynon i jego osad aktywny, następnie aktyn X, wreszcie radioaktyn. Grupa tych ciał stanowi ro dzinę, której związek z rodziną uranową był przedmiotem licznych roz ważań i badań doświadczalnych, jak to wspominaliśmy już w rozdziale XX III. Ponieważ aktyn posiada okres wynoszący około 1 O lat, przeto obecność aktynu w starych minerałach może tłumaczyć się tylko tym, że jest on wytwarzany przez substancję macierzystą. Poszukiwanie tej substancji doprowadziło do odkrycia protaktynu. Tak więc aktyn nie stanowi pierwszego wyrazu w rodzinie, której pomimo to dajemy nadal jego nazwę. Przed aktynem znajduje się protaktyn, na wcześniejszym zaś jeszcze miejscu prawdopodobnie uran Y, o którym mniemamy, że pochodzi od izotopu uranowego AcU. Podany schemat obejmuje wszystkie przemiany rodziny począwszy od protaktynu i zawiera dane o sposobach przemian i okresach. AcLJ 4. 1 0 8 lat LJY t Pa — Ł Ac — Ł FlAc — Ł Ac“>< An 24, 6 godz 32000 lat 10 lat 18, 9 dni 11, 2 dni 3, 9 sek AcA AcB — Ł AcC; 2.10s sek 36, 0 min 246min AcC“ I I ’i 7 6 mln , AcC — Ł 5.10-»*«A Protaktyn jest to wyższy homolog tantalu i posiada liczbę ato mową 91. Jego ciężar atomowy nie jest definitywnie ustalony: obecnie jest przyjęta wartość 231, wynikająca z analizy ołowiu z minerałów uranowych, dokonanej za pomocą spektrografu mas. Protaktyn został odkrytyw toku badań dotyczących powstawania aktynu w produktach przeróbki minerałów uranowych (O. Hahn i L. Mcii ner, F. Soddy i.I. I. Cranslon). W późniejszych czasach udało się otrzymać czysty Pa w postaci tlenku, którego masa wynosiła około 40 mg (A. Grosse). Za pomocą tego preparatu zbadano widmo wielkiej częstości (seria L) i sprawdzono, że liczba atomowa Z wynosi 91, jak to przypuszczano już poprzednio na podstawie opisanych w rozdziale XXII metod kla syfikacji radiopierwiastków. Własności chemiczne protaktynu zostały opisane w 9 39. Protaktyn wysyła promienie a. o zasięgu 3, 67 cm w powietrzu w 15° pod ciśnieniem normalnym. Promieniowanie zawiera ponadto kilka wtórnych grup promieni [i pochodzenia fotoelektrycznego, związanych z trzema grupami pierwotnych promieni f (por. 99 83 i 94). Przenikli wość tych promieni j5 (u. = 126 cm-I w Al) jest dostateczna, aby można było posługiwać się nimi dla oznaczania protaktynu w silnie skoncen trowanych preparatach. Protaktyn jest to ciało o długim okresie. Stała promieniotwórczości X protaktynu została obliczona najpierw na podstawie zasięgu cząstek a. W późniejszych pracach posługiwano się szybkością narastania Pa w oczyszczonych związkach uranu oraz wzorem A = XC’Od gdzie A jest to ilość Pa powstająca w jednostce czasu, qx-ilość odpowiadająca równowadze z daną ilością uranu w starym minerale. Niech będzie A’ = X’ q: analogiczny związek dotyczący powstawania Ra z jonu pozo stającego w równowadze z tą samą ilością uranu. Stosunek między ilościami Pa i Ra w minerale, tj. w stanie równowagi promieniotwór czej jest następujący: qjq:, = A>-’/A’X = A r / A T. Stosunek między liczbami atomów utworzonych w jednostce czasu wy nosi AA/A , gdzie A i A’ są to ciężary atomowe Pa i Ra. Jeżeli Pa i Ra pochodzą od tego samego izotopu uranu, to ten stosunek należy nazwać stosunkiem rozgałęzienia. Jeżeli jednak mamy do czynienia z dwoma różnymi izotopami, to liczba atomów każdego z nich, zanikają cych w jednostce czasu, równa się iloczynowi całkowitej liczby ato mów przez stałą zaniku. Najnowsze wartości, niezbyt jeszcze dokładne, są następujące: T = 32000 lal; AA/A = OM;? J? I“ = 0, 8. Z tego wy nika, że w starym i niezmienionym minerale uranowym powinniśmy mieć 0, 8 g Pa na jeden gram Ra. Wydobycie całkowitej ilości protaktynu z minerału uranowego na stręcza duże trudności. Pierwiastek ten oddzielamy drogą indukowanego strącania za pomocą tantalu lub cyrkonu. Badania wykonane za po mocą tych dwóch metod prowadzą do wniosku, że stosunek Pa/U w mi nerałach jest stały. (A. Grosse, Tcheng da Tchang). Powstawanie aktynu z protaktynu stało się przedmiotem bezpośrednich doświadczeń. Na podstawie wydzielania aktynonu stwierdzono, że aktyn powstaje w pre paratach protaktynu początkowo nie zawierających żadnej domieszki promieniotwórczej. Aktyn zajmuje miejsce oznaczone liczbą atomową 89 w trzeciej gru pie i w ostatnim wierszu układu periodycznego; ciężar atomowy wynosi prawdopodobnie 227. Sposób przyrządzania i własności chemiczne aktyn u zostały opisane w 9 39. Nie zdołano dotąd wykryć żadnego promieniowania aktynu, mamy jednak podstawy do przypuszczenia, że przemianie tego pierwiastka to warzyszyemisja bardzo powolnych jądrowych promieni B. Okres życia aktynu jest dosyć długi, jego zanik został dostrzeżony drogą badania promieniowania 3 preparatów, przechowywanych w ciągu długiego czasu. To promieniowanie pochodzi od osadu aktywnego, którego równowaga z Ac ustala się za pośrednictwem RAc i.WY. Okres wyznaczony dotąd tylko w grubym przybliżeniu wynosi około 1 O lat. Powstawanie osadu aktywnego może być rozpatrywane jako zagad nienie trzech substancyj kolejnych: aktynu, radioaktynu i aktynu X; ten ostatni pierwiastek traktujemy jako całość razem z aktynonem i osa dem aktywnym w równowadze promieniotwórczej. Zaniedbując zanik aktynu w okresie kilkumiesięcznym znajdujemy, że równowaga AcX z Ac ustala się z dokładnością do 1% w ciągu 5 miesięcy; to samo stosuje się do AcC, jeżeli utworzony w preparacie aktynon nie wydziela się na zewnątrz (rys. 164, II). 132 R:i aj Radioaktyn jest to pierwszy pochodny pierwiastek aktynu. Ponie waż jest to izotop toru (Z = 90), przeto można go oddzielić od aktynu metodami służącymi do oddzielania toru i lantanu (np. strącanie w obo jętnym roztworze podsiarczynem sodowym, strącanie wodą utlenioną w obecności minimalnej ilości porywacza). Przemianie radioaktynu to warzyszyemisja promieni a (widmo posiadające strukturę subtelną), skła dających się w przybliżeniu z dwóch grup o zasięgu 4, 68 cm i 4, 34 cm w powietrzu w 15° i pod ciśnieniem normalnym (9 69). Ponadto przypisu jemy radioaktynowi jądrowe promieniowanie f, złożone z 10 jednorod n y c h g r u p ( m i ę d z Y 3 O i 3 O O ekw, 9 93) i P r o m i e n i o w a n i e 3 w t ć r n e j n a tury, zawierające liczne grupy fotoelektronów powstających w wewnętrz n ej k o n we r s j i j ą d r o w y c h p r o m i e n i f (99 83 i 93). Z radioaktynu powstaje aktyn X i w następstwie pochodne tego pierwiastka. Możemy rozpatrywać tę ewolucję jako zagadnienie dwóch s u b s t a n c y j: z j e d n e j s t r o n y r a d i o a k t Y n u, z d r u g i e j zaś s t r o n y akt Y n u X w równowadze z pierwiastkami pochodnymi. Jeżeli w chwili początko wej RAc nie zawierał AcX, to liczba atomów tego ostatniego najpierw wzrasta, później przechodzi przez maximum i wreszcie zanika zgodnie z prawem, które w granicy jest identyczne z prawem zaniku RAc. Ewolucja promieniowania a lub 3 preparatu RAc odbywa się według podobnego prawa, przybierającego w granicy te. samą postać. Można przeto wyznaczyć okres HAc na podstawie pomiarów promieniowania. W ten sposób znaleziono, że ten okres, wynoszący 18, 9 dni (rys. 164, I), jest większy od okresu wynikającego z prawa Geigera-Nut talia. b) Aktyn X jest to bezpośredni pochodny pierwiastek radioaktynu. Można go oddzielić od radioaktynu i aktynu drogą wytrącenia tych ostatnich amoniakiem; aktyn X pozostaje w roztworze. Stwierdzono, że jest to izotop radu, tj. że należy mu przypisać liczbę atomową 88. Można również otrzymać aktyn X z preparatu radioaktynu za pomocą odskoku towarzyszącego emisji promieni a. Rodzina aktynowa charakteryzuje się stosunkowo szybkim powsta waniem krótkotrwałych pierwiastków pochodnych, aktynonu i osadu aktywnego, osiągających stan równowagi w ciągu kilku godzin i wysy CICII w (J/ilaJi Rys. 164. I-zanik AcX. II powstawanie HAc z Ac. III-powstawanie AcX z Ac. Krzywa I liczba atomów zanikających w jednostce czasu, w procentach liczby początko wej. Krzywe II i III liczby atomów HAc i AcX zanikających w jednostce czasu, w zało żeniu, że w chwili t= O liczba atomów Ac zanikających w jednostce czasu jest równa 100. łających promienie a, 3 i f. Promieniowanie tej grupy, badane po osiąg nięciu maximum, zanika zgodnie z prawem wykładniczym aktynu X, co pozwala wyznaczyć okres tego pierwiastka. Pomiary powinny być wy konane w warunkach, w których aktynon nie może wydzielać się na zewnątrz. Obecnie przyjęta wartość okresu AcX wynosi 11, 2 dni (rys. 164, I). Własne promieniowanie aktynu X składa się z grupy promieni a, kté rych zasięg w powietrzu w 15° pod ciśnieniem normalnym wynosi 4, 37 cm. Mamy tu również, do czynienia z odstępstwem od prawa Geiger a Nu tta lIa, podobnie jak w przypadku RAc, lecz w mniejszym stopniu. Istnieją również inne grupy promieni a (struktura subtelna, 9 69). Oprócz promieni a aktyn X wysyła jądrowe promieniowanie y, składające się z 5 j e d n o r o d n y c h g r u p o e n e r g i a c h z a war t y c h m i ę d z Y 1 40 i 270 ekw, oraz licznych grup wtórnych promieni j5, powstających wskutek konwersji wewnętrznej (9 83). W preparacie RAc, nie zawierającym początkowo innych radiopier wiastków, aktyn X powstaje stopniowo w ten sposób, że ilość AcX przechodzi przez ma.\imum w chwili I = 20, 8 dni i że po upływie 100 dni mamy do czynienia z zanikiem promieniowania, zachodzącym 1 o o CJMJ Wełniach Rys. 165. I-zanik /tAc. II-powstawanie AcX z /lAc. Krzywa l-liczba atomów zanikających w jednostce czasu, w procentach liczby początkowej. Krzywa 11--lliczba atomów AcX zanikających w jednostce czasu w założeniu, że w chwili I = O liczba ato mów RAC zanikających w jednostce czasu jest równa 1 O O. nieomal dokładn ie wedłu g prawa charakteryzującego RAc (rys. 165, II). Prom ien iowan ie preparatu daje się przedstawić wzorem 1’= KXN+ K’\'N“, gdzie \N i XW są to liczby atomów RAc i AcX ulegających przemianie w jednostce czasu, K zaś i K’ są to współczynniki aktywności każdej z tych substancyj w warunkach doświadczenia. Współczynnik K’ obej m u j e n i e t y I k o e f e k t j o n i z a c y j n y p r o m i e n i AcX, leci rów n i e ż p r o m i e n i wysyłanych przez aktynon i przez osad aktywny w równowadze z AcX. Po 6 miesiącach pozostaje jeszcze nieco więcej niż 1/1000 pierwotnej ilości RAc. 9 133 i (=J:XiI ł cHyv\Ty Aktynon, czyli emanacja aktynu jest to gaz promieniotwórczy, nale żący do grupy gazów szlachetnych (Z=86), wysyłający cząstki a, których zasięg w powietrzu w 15° pod ciśnieniem normalnym wynosi 5, 79 cm. Wykryto również inną grupę, o nieco mniejszym zasięgu (9 69). Obecnie przyjęta wartość okresu wynosi 3, 92 sek (9 44). Aktynon powstaje bezpośrednio z I\lcA, a ponieważ jest to pierwia stek bardzo krótkotrwały, przeto jego równowaga promieniotwórcza z AcX ustala się w ciągu czasu krótszego od minuty. Można posługi wać się pomiarami wydzielanego aktynonu w celu oznaczania ilości aktynu X, a nawet w ten sposób można oznaczać drogą pośrednią rów nież radioaktyn i aktyn. Dokładność tej metody jest jednak mniejsza niż w przypadku radonu, ponieważ wszelkiego rodzaju czynności wyko nywane z aktynonem są utrudnione wskutek krótkiego życia tego pier wiastka. W tych pomiarach używa się często niektórych substancyj stałych, wydzielających obficie aktynon; są to np. tlenki, wodorotlenki lub fluorki lantanu, używane niekiedy do oddzielania aktynu. Jak to widzieliśmy w rozdziale X, osad aktywny aktynonu składa się z kilku substancyj noszących nazwy AcA, Aca, AcC, AcC, AcC“. Pier wiastek bezpośrednio pochodzący od aktynonu jest bardzo krótkotrwały (T= 0, 002 sek) i wysyła promienie a o zasięgu 6, 58 cm w powietrzu w 15° pod ciśnieniem normalnym. Chociaż nie zdołano zbadać wła snoscl chemicznych tego pierwiastka, wiemy na podstawie analogii z RaA, że jest to izotop polonu (Z = 84). Aktyn A zanika wytwarzając aktyn a, z którego z kolei powstają po chodne o znacznie krótszym okresie, osiągające równowagę przejściową w ciągu mniej niż pół godziny. Okres aktynu a, T = 36, 0 min został wyznaczony na podstawie szybkości zanikania osadu, badanej po osiąg nięciu równowagi. Aktyn a jest to izotop ołowiu (Z = 82); można go otrzymać w czystym stanie w roztworze, z którego AcC został usu n ięty, drogą elektrolizy lub osadzania na niklu. Przemianie aktynu a towa rzyszy emisja powolnych jądrowych promieni 3 oraz mało przenikliwych promieni 7 ( 83 i 89). Aktyn C pochodzący bezpośrednio od Aca wysyła promienie a skła dające się z dwóch grup o zbliżonych do siebie zasięgach, wynoszących 5, 51 cm i 5, 09 cm w powietrzu w 15° pod ciśnieniem normalnym. AcC jest to izotop bizmutu (Z = 83). Można go wydzielić z aktywnego roztworu drogą osadzania na niklu. Okres wyznaczony na podstawie szybkości zaniku wynosi T = 2, 1 6 min. Aktyn C ulega przemianie typu rozgałęzienia: nieomal wszystkie atomy ulegają przemianie a i dają substancję zwaną AcC“, którą można otrzymać za pomocą odskoku; bardzo mały ułamek, około 0, 2% liczby atomów, ulega przemianie 8 i daje niezmiernie krótkotrwały pierwiastek zwany AcC (Z = 8.4), wysyłający 377 378 promienie a o zasięgu 6, 5 em, Na podstawie tego zasięgu oceniamy, że okres wynosi około 5.1 O — 3 sek. Aktyn C“ jest to izotop talu (Z = 81). AeC“ wysyła promienie p\ tworzące najbardziej przenikliwą grupę promieni (5 w rodzinie aktynowej i używane zazwyczaj dla oznaczania aktynu. W przypadku preparatów bardzo aktywnych można posługiwać się w tym celu dosyć przenikli w y m i p r o m i e n i a m i f, k t ć r e są rów n i e ż w y s Y ł a n e p r z e z AeC“. Okres AeC“ wyznaczony na podstawie szybkości zaniku wynosi 4, 76 min. Ponieważ ten okres nie jest znikomo maty w porównaniu z okresem AeB, przeto stosunek AeC’jAeC badany podczas zanikania osadu aktywnego różni się od stosunku obserwowanego w stanie rów nowagi z aktynem lub nawet z radioaktynem lub aktynem X. Jeżeli sto sunek 1’o.lI’ę prądów jonowych, wytworzonych przez promienie a. AeC (pochłonięte całkowicie w powietrzu) i promienie j3 AeC (wykorzystane w danej komorze), zoslal wyznaczony doświadczalnie w przypadku osadu aktywnego, to można wyliczyć stosunek lallp, odpowiadający równym liczbom przemian AeC i AeC“ w jednostce czasu mnożąc stosunek I’ al I’ g, przez e’j(e“-b) = 1, 15, gdzie b jest to stała zaniku AeB, c“ zaś stała AeC“. Powstawanie AeC w osadzie składającym się z AeB, AeC i AeC“ (za niedbujemy AeC, którego ilość jest bardzo mała) możemy traktować jako zagadnienie dwóch substancyj; powstawanie zaś AeC„jako za gadnienie trzech substancyj. Dane służące do obliczeń tego rodzaju znajdują się na tablicy 15 Przypisów. 9 131 EW::i..l::j::l rcd2i Przebieg tej ewolucji jest dobrze znany dopiero począwszy od pro taktynu traktowanego jako substancja macierzysta, której czas życia jest znacznie dłuższy od czasu życia pierwiastków pochodnych. Ponieważ okres aktyn u jest znacznie dłuższy od okresu następnych pochodnych, przeto ta ewolucja może być traktowana jako zagadnienie dwóch sub stancyj, mianowicie protaktynu oraz grupy składającej się z aktynu i z jego pochodnych. Ilość aktynu przechodzi przez maximum po upły wie około 50 lat następnie zmniejsza się proporcjonalnie do ilości protaktyn u. Przechodząc z kolei do substancji macierzystej protaktynu, którą na zywamy VIII lub AeU, stwierdzamy, że ta substancja musi posiadać bardzo długi czas życia, skoro znajdujemy ją jeszcze w chwili obecnej w minerałach. Oceniamy, że okres AeU jest zawarty pomiędzy 10 8 i 10 9 lal. Ponieważ na ogół mieszaniny izotopowe różnego pochodzenia charakte ryzują się stałością stosunków między składnikami, przeto jest rzeczą prawdopodobną, że w epoce, w której powstawał uran, stosunek A c U/Ul był jednakowy we wszystkich częściach kuli ziemskiej. Jeżeli stałe za niku pozostawały zawsze niezmienne, to wspomniany stosunek powinien był zmniejszać się z czasem we wszystkich starych niezmienionyc li minerałach w jednakowy sposób, a zatem zachować do chwili obecnej wartość wszędzie jednakową. To samo powinno stosować się do sto sunków Pa/U i Ac/U. Doświadczenie potwierdza te wnioski, chociaż pomiędzy wynikami doświadczalnymi istnieją jeszcze rozbieżności. Jeżeli domniemany rodzic Pa, tj. UIII, czyli AcU (za pośrednictwem UY?), posiada ciężar atomowy 235 oraz okres krótszy od okresu Ul, to zanikanie rodziny aktynu w minerałach powinno odbywać się szybciej niż zanikanie rodziny radowej. Jeżeli jednak istnieje jeszcze inna sub stancja macierzysta, o większym ciężarze atomowym, wynoszącym 239, to nie można o tej sprawie powiedzieć nic pewnego. Tak czy inaczej ewolucja w całej rodzinie zaczynając od AcU mogłaby być rozpatrywana w przybliżeniu jako zagadnienie dwóch substancyj, mianowicie AcU oraz Pa traktowanego jako jeden pierwiastek razem ze wszystkimi pochodnymi. Równowaga między AcU i Pa powinna była nastąpić po upływie 200000 lat, tj. czasu znikomo małego wobec wieku większości minerałów. ROZDZIAŁ X X V I RODZINA TOROWA 9 13:) gaj łcdzi IY“. Tor. Pierwszy pierwiastek tej rodziny jest to tor. Nieprawidłowości do strzeżone w pomiarach aktywności toru doprowadziły do odkrycia ema nacji toru, czyli toronu, oraz osadu aktywnego powstającego w prze mianie toronu. Próby, mające na celu sprawdzenie czy aktywność związków torowych powinna być przypisana samemu torowi, dały w wy niku oddzielenie toru X. Wreszcie przeróbka torianitu w celu wydobycia radu doprowadziła do odkrycia mezotoru i radiotoru. W następstwie przekonano się, że mezotor jest to ciało złożone z dwóch ciał, które Otrzymały nazwę mezotoru I i mezotoru 2. Podajemy schemat stosunków genetycznych ze wskazaniem rodzajów przemian i okresów. Th:t MThl I, MTh2 J, HTh a ThX a. 1.8.10 10 lat 6, 7 lat 6, 13 godz 1, 9 lat 3, 64 dni ThC“ \ 3, 1 mln Tn « Th — A * ThB L ThC 54, 5 tek 0, 14 sek 10, 6 godz 60, 5 min ThC 1 09 sek Tor jest to pierwiastek znany od dawna, zajmujący w czwartej grupie w ostatnim wierszu układu periodycznego miejsce oznaczone liczbą atomową Z = 90. Według najnowszych danych ciężar atomowy toru wynosi 232, 12. Tor znajduje się w minerałach zazwyczaj obok uranu i rzadkich ziem. Jest on używany w przemyśle do wyrabiania koszulek gazowo-żarowych. Najczęściej eksploatowany jest monazyt, fosforan toru i rzadkich ziem, zawierający stosunkowo małą ilość (od 1 do 10$) tlenku torowego, znajdowany w stanie rozproszenia w tzw. piaskach mo nazytowych, pochodzących głównie z Rrazylii. W 9 42 był opisany spo sób przeróbki minerału w celu wydobywania toru i mezotoru. Fig. 1. Fig. 2. Fig. 3. TABLICA XXVI. Fig.3. Tor prosty, energia 10 9 ew., 7/= 2000 oerst. Tor prosty cząstki przechodzącej przez płytkę ołowianą. Energia> 3.10 8 ew.,

1. = 2 O O O oersled.

Pęk 16 torów. Pole 3100 oerst. Na lewo dwa tory elektronów o energii zbliżonej do 15.10* ew., na prawo dwa tory pozytonów o energiach 12.10“ ew. i 45.10* ew. Fig. 1, 2, 3. Z pracy Blacketta i OcchialMego, Proc. Ray. Sac. 139 (1933). Charakter przemian promieniotwórczych rodziny torowej sprawia, że jest rzeczą, bardzo trudna otrzymać tor bez ciał pochodnych (por. 9 139). Oprócz tych ostatnich tor może zawierać inną domieszkę promieniotwórczą w postaci własnego izotopu jonu, który zazwyczaj znajduje się również w minerałach torowych i pochodzi od zawartego w tych minerałach uranu. Z tego powodu dane dotyczące promieniowania i okresu toru są jeszcze niezbyt dokładne. Tor wysyła jedną grupę promieni a, których zasięg w powietrzu w 15° pod ciśnieniem normalnym wynosi 2, 6 cm. Jest to ciało bardzo długotrwałe, toteż dla wyznaczenia okresu musimy posługiwać się licze niem cząstek a. Jeżeli źródłem tych cząstek jest preparat Th w równo wadze z pierwiastkami pochodnymi, to zliczone cząstki a należą w rów nych ilościach do 6 grup cząstek a. W najnowszych pracach wykona nych w ten sposób znaleziono, że okres T wynosi 1, 8.10 10 lat. Liczby tego samego rzędu wielkości otrzymano drogą mierzenia prądu jono wego, wytwarzanego przez bardzo cienkie warstwy substancji. Inna metoda polega na tym, że w minerale nie zawierającym zwykłego ołowiu oznacza się z jednej strony stosunek Th/U, z drugiej zaś strony stosunek PÓp/PSn, gdzie Pbg i Pb rh są to ilości ołowiu wytworzonego wskutek przemiany U i Th od chwili powstania minerału. W założeniu, że ciężary atomowe ołowiu są znane, możemy oznaczyć stosunek ilości obu rodzajów ołowiu na podstawie średniego ciężaru atomowego ich mie szaniny (por. 9 140). Badanie kilku próbek dobrze wykrystalizowanego to rianitu dało następujące wyniki (G. Kirsch). Zawartość uranu wynosiła 11, 8», toru 68, 9?, ołowiu-2, 34?; średni ciężar atomowy ołowiu wynosił 207, 2, tj. równał się ciężarowi atomowemu zwykłego ołowiu. Na tej podstawie obliczamy, że względne ilości ołowiu uranowego (cię żar atomowy 206) i ołowiu torowego (ciężar atomowy 208) wynoszą 0, 96%’ i 1, 38*. Z tego wynika, że Pbv\U = 0, 0815; Pan/Th = 0, 020. Przechodząc z kolei do liczby atomów mnożymy pierwszy stosunek przez 238, 2/226 = 1, 15, drugi zaś przez 232, 1/208 1, 12. Otrzymujemy wreszcie w przybliżeniu: XoJXn = M5. 0, 0815/1, 12.0, 02 = 4, 2. Zanik Th jest cztery razy powolniejszy od zaniku Ul, okres Th wy nosi zatem 1, 8.10 10 lat w założeniu, że okres Ul wynosi 4, 4.10“ lat. Wobec tego, że ten rachunek jest przybliżony, ilość przeobrażonej sub stancji promieniotwórczej została odniesiona do ilości końcowej zamiast początkowej. 133 tI 1 i łlI-KtI 2. Mezotor 1, pierwszy pochodny pierwiastek toru, jest to izotop radu bywa oddzielany razem z radem z minerałów torowych, zawierających zawsze nieco uranu. Liczba atomowa wynosi Z = 88, ciężar atomowy zaś około 228. Mezotor jest otrzymywany w przemyśle jako produkt uboczny wyodrębniania toru (9 42). Mezotor nie posiada dostrzegalnego promieniowania, przypisujemy mu jednak emisJę jądrowych promieni p małej energii, towarzyszących przemianie promieniotwórczej. W tej przemianie powstaje mezotor 2, którego okres jest znacznie krótszy od okresu mezotoru 1 i który osiąga stan równowagi w ciągu 2 dni. Me zotor 2 wysyła promienie p i bardzo przenikliwe promienie t; j e s t to izotop aktynu i może być oddzielony od MThl drogą strącenia amonia kiem w obecności porywacza. Okres MTh2 może być wyznaczony drogą badania zaniku preparatów nie zawierających domieszek promieniotwórczych. Te pomiary mogą być z łatwością wykonywane za pomocą promieniowania Vi jeżeli aktywność substancji jest dostateczna. Obecnie przyjęta wartość okresu wynosi 6, 13 godz. Pomiary promieniowania? M Th2, którego równowaga z MThl ustala się szybko, mogą służyć do oznaczania ilości M Thl. Tę metodę oznaczania komplikuje obecność radu oraz radiotom i jego pochodnych. Badanie krzywej zmian promieniowania V w czasie pozwala oznaczyć okres mezotoru 1, wynoszący 5, 7 lat (por. 9 139). Ponieważ MThl wydziela się z minerału razem z mieszaniną Ba iRa, i ponieważ frakcjonowanie usuwające Ba nie zmienia stosunku M Th2/Ra, przeto ten stosunek zmienia się tylko dlatego, że zanik MThl jest szybszy od zaniku Ra. Jeżeli Ba został usunięty całkowicie, substancja pozostała składa się ilościowo prawie wyłącznie z radu; względna za wartość mezotoru 1 jest zawsze bardzo mała, nawet w chwili początkowej, a jednak pochodzące od niego promieniowanie V może być silniejsze od promieniowania V radu. Weźmy jako przykład monazyt zawierający x% uranu i y% toru. Liczba atomów uranu lub radu w równowadze z uranem, ulegających przemia nie w jednostce czasu, jest proporcjonalna do x\[//Aa; analogiczna liczba dotycząca toru i pozostającego z nim w równowadze mezotoru 1 jest proporcjonalna do y/\m/AmW założeniu, że mieszanina Ra + MTh 1 została wydobyta dość szybko, by można było zaniedbać zanik M Thl, znajdujemy, że liczby atomowych przemian MThl i Ra pozostają wzglę dem siebie w stosunku yh/\Aul/\kuAn. Jeżeli x = 1, Y = 1 O, stosunek ten wynosi 2, 5, z czego wynika, że w komorze jonizacyjnej do promieni f, w której współczynniki aktywności Ra, działającego za pośrednictwem RaC, i M Thl, działającego za pośrednictwem MTh2 są jednakowe, pro mieniowanie V MTh2 w równowadze z MThl powinno być 2, 5 razy sil niejsze od promieniowania V RaC w równowadze z Ra. Ponieważ jed nak okres MThl wynosi 6, 7 lat, okres zaś Ra 1600 lat, przeto stosu nek liczb atomów obu rodzajów równa się 2, 5.6, 7/1600, tj. około O, 01; początkowa zawartość MThl w mieszaninie wynosi zatem zaledwie około 1% zawartości radu. Obliczamy, że minerał zawiera na tonę toru 0, 3 mg MThl i 34 mg Ba, gdy tymczasem na podstawie promieniowania V MTli2 w stanie równowagi stwierdzamy, że ilość MTh2 towarzyszącego 34 mg Ra jest równoważna 2, 5. 34, tj. 85 mg Ra. Przeróbka wielkich ilości minerału dla otrzymywania mezotoru daje wyniki w przybliżeniu zgodne z powyższymi obliczeniami, nie posia damy jednak dokładnych wiadomości o tej sprawie. Z soli torowych, oczyszczonych po ich sporządzeniu, można otrzymać mezotor 1 nie zawierający, praktycznie biorąc, radu; te sole są pozba wione uranu i radu, lecz jon nie został oddzielony. Powstawanie MThl odbywa się znacznie szybciej niż radu; po upływie czasu równego okre sowi M Thl, tj. 6, 7 lat, otrzymamy połowę ilości MThl odpowiadającej równowadze z torem, natomiast ilość Ra utworzona w ciągu tego sa mego czasu wyniesie tylko bardzo mały ułamek (około 0, 00006) ilości, która mogłaby być wydobyta razem z mezotorem z minerału użytego dla otrzymania danej ilości soli toru. Szybkość powstawania MThl jest wystarczająca, aby opłaciło się otrzymywanie MThl w skali przemysło wej za pomocą wspomnianej metody, w której rolą surowca odgry wałyby wielkie ilości toru. 131: R:i i u. Tax: Radiotor został odkryty w najbardziej rozpuszczalnych frakcjach, otrzymywanych podczas cząstkowej krystalizacji radonośnego barii, po chodzącego z to ri an itu ( 39 i 42). Rad iotor jest to izotop toru (Z = 90) i wydziela się razem z torem z minerałów. Jeżeli jednak wydobyto z minerału starannie oczyszczoną mieszaniną MThl + Ra, to ta miesza nina nie zawiera toru; toteż radiotor, nagromadzający się jako produkt przemiany mezotoru, może być wydzielony bez toru w bardzo kwaśnym roztworze, w którym odbywa się krystalizacja chlorków. W celu strące n ia rad i oto ru z tego roztwo ru można używać NIIs I u b It02 w obecności odpowiednio dobranego porywacza. Jednocześnie oddzielane radio pierwiastki: ThR, ThC, RaR, RaC mogą być łatwo strącone jako siarczki w kwaśnym roztworze, w którym pozostaje RTh. Pierwiastek pochodzący bezpośred n io od RTh jest to ThX, kté ry pozostaje w roztworze, gdy RTh strącamy N1/ 3. W ten sposób można otrzymać RTh bez wszelkich domieszek promieniotwórczych; jego domniemany ciężar atomowy wy nosi 224. Radiotor wysyła jedną grupę cząstek a, których zasięg w powietrzu w 15° pod ciśnieniem normalnym wynosi 4, 02 cm. Jest jednak rzeczą prawdopodobną, że istnieje jeszcze inna grupa. Radiotor wysyła rów nież promieniowanie 3 i promieniowanie y; promienie y należą, jak się zdaje, do serii K powstającego pierwiastka Z = 88, wzbudzonej działa niem promieni a, promienie 3 zaś składają się z 6 grup fotoełektronów związanych z tymi promieniami y. Radiotor daje początek szeregowi stosunkowo krótkotrwałych pier wiastków pochodnych i jeżeli toron nie może wydzielać się na zewnątrz, równowaga ustala się po upływie około miesiąca. W miarę narastania aktywnego osadu toronu pojawiają się promienie 3 i bardzo przenikliwe promienie y; te ostatnie są używane do oznaczania radiotoru. Okres radiotoru /ostał wyznaczony drogą badania zaniku promienio wania 7 osadu aktywnego w równowadze RTh. Obecnie przyjęta war tość wy n o s i 1, 9 lal. Radiotor jest otrzymywany w przemyśle w dosyć znacznych ilościach i bywa używany do sporządzania świetlnych barw, oraz znajduje zasto sowanie w lecznictwie jako źródło toru X. Najprostszy sposób otrzy mywania radiotoru polega na wytrącaniu go od czasu do czasu z mezo toru, który jest jego substancją macierzystą. Znajdujemy radiotor w osadach niektórych źródeł leczniczych; w tym przypadku wody za wierają również mezotor. W laboratoriach używa się radiotoru dla otrzymywania toronu, który powstaje z pierwiastka pochodnego ThX. Wydzielanie toronu pozwala zbierać aktywny osad toru na powierzchniach ciał umieszczonych w tym celu w pobliżu preparatu; jest rzeczą wskazaną nadawać tym powierzch niom ujemny ładunek. W celu otrzymania toru X strąca się tor z roztworu amoniakiem; tor X pozostaje w roztworze. Ponieważ jednak tor X jest to pierwiastek bezpośrednio pochodzący od RTh, przeto można go również otrzymać ze skoncentrowanych roztworów RTh za pomocą reakcyj, służących do od dzielania soli torowych. Tor X jest to izotop radu i mezotoru 1. Jeżeli zatem oddzielamy sole torowe, to towarzyszy mu M Thl; natomiast posługując się radio torem otrzymujemy tor X bez M Thl. Domniemany ciężar atomowy ThX wynosi 220. Tor X wytwarza bezpośrednio toron, z którego powstaje osad aktywny; równowaga z tymi pochodnymi ustala się w ciągu 3 dni. Możemy usu nąć pochodne ThX przepuszczając prąd powietrza, który nieustannie porywa powstający toron i strącając składniki aktywnego osadu za po mocą H 2 S lub NH3’ Stwierdzamy, że czysty ThX wysyła jedną grupę cząstek a o zasięgu 4, 35 cm w powietrzu w 15° i pod ciśnieniem nor malnym. Toron i tor A tworzą się w ciągu około 10 minut, a wraz z nimi po wstają nowe grupy promieni a; tor B razem z następującymi po nim pochodnymi tworzy się znacznie powolnie], co się zaznacza stopniowym przyrostem dodatkowych grup promieni a, promieni fi oraz bardzo prze nikliwych promieni (. Promieniowanie a preparatu ThX wzrasta przeto od pewnej wartości początkowej aż do maximum i następnie zmniej sza się zgodnie z okresem ThX. Promieniowanie (3 i f posiada natęże nie z początku równe O, po czym przechodzi również przez maximum i zanika według tego samego prawa granicznego, co poprzednio; to prawo charakteryzuje się okresem toru X, wynoszącym 3, 64 dni. W pierwszym przybliżeniu można opisać powstawanie aktywnego osadu jako zagadnienie d w ć c h s u b s t a n c y j, z k t ć r y c h j e d n a j e s t t o g r u p a ThX, T n i ThA, d r u g a zaś T/iB w równowadze z ThC, ThC i ThC“. Z tego wynika, że maximum promieniowania fi i ( jest osiągnięte w tej samej chwili co maximum ThB, mianowicie po upływie około 40 godzin (przyjmujemy jako okres Tlili 10, 6 godzin). Maximum promieniowania a odpowiada wcześniejszej chwili, zależnej od stopnia, w jakim różne grupy promieni a są zużyt kowane w komorze jonizacyjnej. Po upływie 40 dni ilość ThX spada do 5.10-’1 ilości początkowej. Powstawanie TkX w solach torowych odbywa sn; zgodnie z prawem q = ql e-’1), gdzie qm jest to ilość graniczna, qilość nagromadzona w chwili /, X zaś stała zaniku ThX. Role. substancyj pośrednich od 100 I 75 50 25 .5“ 10 20 30 Cxxif ur KILU Rvs. 16ti. I zanik Th.\I I powstawanie ThX z HTh. Krzywa I liczba atomów Th.Y zanikających w jednostce czasu, w procentach liczby początkowej. Krzywa II liczba atomów Th.Y zanikających w jednostce czasu w założeniu, że w chwili t = O liczba ato mów HTh zanikających n jednostce czasu jest równa 100. g rywają w tym przypadku MTh i HTh; ta ostatnia substancja jest uży wana do sporządzania ThX służącego w lecznictwie do wstrzyknięć. Po wstawanie ThX z HTh odbywa sic; również zgodnie z. powyższym pra wem, gdyż okres ThX jest mały wobec okresu RTh (rys. 166). Jeżeli strącamy RTh wodą utlenioną zamiast amoniakiem, to osad aktswny pozostaje w roztworze razem z Th\, co daje większą aktyw ność początkową. Można otrzymać TkX z HTh za pomocą odskoku; wyrzucane atomy unoszą dodatni ładunek mogą być zebrane przy pomocy pola elek trycznego. M. Curic-Sklodowska. Promieniotwórczość-o 25 9133Tacn i ( ł baLl Toron jest to gaz promieniotwórczy, izotop radonu (Z = 86). Wła sności toron u zostały opisane w rozdziale I X. Okres wynosi 54, 5 sek. Domniemany ciężar atomowy wynosi 220. Jest to pierwiastek bezpo średnio pochodzący od ThX. Dla otrzymywan i a osadu aktywnego jest j ed nak rzeczą korzystniejszą używać preparatu RTh, którego trwanie jest znacznie dłuższe i który bywa zazwyczaj przechowywany w postaci wo dorotlenku, niekiedy zmieszanego z wodorotlenkiem żelazowym lub in nym i substancjami w stanie wielkiego rozproszenia. Można również otrzymywać toron z ThX za pomocą odskoku; w tym przypadku jednak wyrzucane atomy nie są naładowane ani w powietrzu, ani w żadnym innym gazie. Tor wysyła cząstki a o zasięgu 5, 06 cm w powietrzu w 15° i pod ciśnieniem normalnym. W doświadczeniach wykonywanych / toronem dużą rolę odgrywa krótkotrwały pierwiastek pochodny, tor A, którego nie można oddzielić w dostrzegal nej i lości od toron u. Okres ThA wynosi 0, 14 sek, prom i e niowanie składa się z cząstek a o zasięgu 5, 48 cm w powietrzu w 15° pod ciśnieniem normalnym. Analogia z RaA wskazuje, że tor A jest to izotop polonu i zajmuje miejsce oznaczone liczbą Z = 84. Ciężar ato mowy ThA wynosi 216. Tor a powstający w przemianie toru A jest to izotop ołowiu (Z=82), o ciężarze atomowym 216. Okres wyznaczony na podstawie granicznego prawa zaniku osadu aktywnego wynosi 10, 6 godz. Promieniowanie składa się z promieni (3 i z promieni na ogół łatwo pochłanianych przez ma terię. Średni współczynnik absorpcji promieni [3 w Al wynosi około 153 cm-I; w widmie magnetycznym znajdujemy kilka grup, spośród kté rych wyróżniają się natężeniem grupy o energii 150 ekw i 225 ekw ((3 = 0, 636 i 0, 720). Promieniowanie (3 składa się ponadto z widma ciągłego, utworzonego z elektronów powstających bezpośrednio w prze jnianie. Jądrowe promienie Y składają się z grup, z których najbardziej p r z e n i k I i wa p o s i a d a d ł u g ość f a I i o koł o 4 1 j.X i e n e r g i ę o koł o 3 O O ekw. Tor C, pierwiastek bezpośrednio pochodzący od toru a, jest to izotop bizmutu (Z = 83) o ciężarze atomowym 212 i może być otrzymany z roz tworu osadu aktywnego drogą osadzania na niklu. Na podstawie szyb kości zanikania toru C w równowadze z pochodnymi znajdujemy, że okres wynosi 60, 5 min. Promieniowanie toru C składa się z dwóch głównych grup cząstek a, o zasięgach 4, 72 cm i 8, 61 cm w powietrzu w 15° pod ciśnieniem normalnym (por. rys. 92 i 105), oraz promieni [3 i Y Liczenie cząstek a za pomocą metody scyntylacyjnej oraz metody torów mgiełkowych wykazało, że na 35$ cząstek o zasięgu 4, 7 cm przy pada 65$ o zasięgu 8, 6 cm. Ponadto istnieją w bardzo małej ilości cząstki o bardzo dłu g i m zasięgu 9, 8 cm i 11, 7 cm. Grupę o zasięgu 4, 7 cm przypisujemy ThC, natomiast pochodzenie grupy 8, 6 cm upatrujemy w pierwiastku pochodnym ThC, którego życie jest n i ez m i e rn i e krótki e i kté ry powstaje z ThC drogą przem iany o bej mującej 0531 całkowitej liczby atomów i połączonej z emisją promieni [3. Na podstawie. długości zasięgu cząstek a wnioskujemy, że okres ThC* j e s t k r ć t s z Y o d 1 O’“ 6 sek. Promienie a ThC nie są jednorodne, lecz posiadają subtelną budowę i składają się z 6 grup; największa i najmniejsza prędkość różnią się O około 4$ (9 69, tab!. IX, fig. 4 i 6). ThC“ jest to izotop talu (Z = 81), powstaje z ThC drogą przemiany obejmującej 35$ całkowitej liczby atomów i związanej z emisją pro mieni a i może być otrzymany za pomocą odskoku towarzyszącego tej przemianie. Promieniowanie ThC“ składa się z promieni (3 i y; okres zmierzony na podstawie szybkości zaniku wynosi 3, 1 min. Promieniowanie (3 i Y pochodzi od ThC oraz ThC“. Dokładne ozna czenie udziału obu tych substancyj jest utrudnione z powodu krótkości życia ThC“. To promieniowanie zawiera najszybsze promienie j3 i naj bardziej przenikliwe promienie y, jakie znamy w rodzinie torowej; współ czynniki absorpcji w glinie wynoszą u. = 14, 4 Cm“) (promienie j3 ThC) 1 [J. = 21, 6 cm-I (promienie p ThC). Promienie y pochodzą od ThC i ThC“, ich współczynnik absorpcji w ołowiu wynosi 0, 46 cm K Granice energii promieni (3 i y, odpowiadające tym współczynnikom absorpcji, są tego samego rzędu wielkości, co w przypadku RaC, tj. rzędu kilku mi lionów elektronowoltów. Ewolucja aktywnego osadu toru może być traktowana jako zagadnie nie dwóch substancyj, z których jedna jest to Tlili, wytwarzający ThC w równowadze z ThC i ThC“. Jeżeli w chwili początkowej ThB jest wolny od ThC, to ilość tego ostaniego przechodzi przez maximum po upływie 3, 8 godzin. Osad aktywny zanika do 1% początkowej ilości po upływie 3 dni. Zależność pomiędzy promieniowaniem a promieniowaniem y ThC była przedmiotem badań mających na celu opracowanie metody ozna czania preparatów torowych. Zazwyczaj wyrażamy natężenie promie niowania y jako równoważną liczbę miligramów Ra. Ponieważ, jednak przenikliwość promieni y RaC jest różna od przenikliwości promieni y ThC“, przeto otrzymane I iczby są zależne od rodzaj u aparatu ry, w szcze gólności zaś od grubości ołowiu użytego jako filtr. Dla przykładu po damy, że jeżeli natężenie promieni y mierzy się po przejściu przez 10 mm ołowiu, to preparat Th(C + C’ + C), równoważny I mg li“ pod wzglę dem promieniowania y, wysyła w sekundzie 4, 2. 10’ cząstek a. Jeżeli ten preparat jest w równowadze z RTh lub ThX, to Stosunek między liczbą cząstek a i liczbą wyrażającą natężenie promieni y jest nieco większy. W istocie, liczby atomów ThC“ i ThC ulegających przemianie w jednostce czasu pozostają względem siebie w stosunku 1, 05: 1, jeżeli ThC“ znajduje sic w stanie równowag i przejściowej z ThC, natomiast są sobie równe w przypadku równowagi osadu z RTh; preparat ThC“ pozo stający w równowadze z RTh i równoważny 1 mg Ra daje 4, 4.1 O“ czą stek o. w sekundzie. 133 6I\d...1::j3. bu i ł I tJu Tor świeżo wydobyty z minerału jest wolny od mezotoru, zawiera jednak całkowitą ilość radiotoru, z którym pozostawał w równowadze. Po upływie około miesiąca od chwili wydobycia toru, radiotor znajduje się w stanie równowagi ze swymi pierwiastkami pochodnymi. Różnica po między obserwowanym w tych warunkach promieniowaniem i promie niowaniem toru w minerałach polega na tym, że w pierwszym przy padku brak promieni (3 i Y MTh2 towarzyszącego M Thl; natomiast pro mieniowanie a jest prawie jednakowe. Wszelako stan rzeczy istniejący w oddzielonej soli torowej nie jest trwały, gdyż zanik radiotoru nie jest skompensowany jego powstawaniem, wskutek czego ten pierwiastek zanika wraz ze swymi pochodnymi. Z drugiej strony ponieważ MThl stopniowo odtwarza się, ilość RTh po przejściu przez minimum znowu wzrasta i po upływie 50 lat osiąga w przybliżeniu stan równowagi z Th i M Thl. Z pu n ktu widzen ia teoretycznego jest to zagadn ien ie trzech su bstancyj, z kté rych pierwsza, Th, jest praktyczn ie biorąc n i ezm ien na, druga jest to grupa MThl + M Th2, o okresie 6, 7 lat, trzecia zaś RTh + + pochodne, o okresie 1, 9 lat. Zaznaczmy, że po oddzieleniu MTh od Th w równowadze z MThl + RTh, przemiany obu oddzielonych części odbywają się według prawa ewolucji uzupełniającej. Jeżeli zatem za niedbamy zakłócenie początkowe, wynikające z tego, że razem z MTh2 oddziela się również ThX, to zachowanie się obu części można przed stawić następującymi wzorami: I. N, = Nxe-»-’; N’, = \’N (r * 1 e-*’«)/(X’ X), II. Na = N x (1 erf); N = N: [1 X’(el\-< e-*’)/X’X)], gdzie N N’ są to liczby atomów MThl i RTh, N x i N: są to te same liczby w stanie równowagi z Th, X i X’-stałe zaniku MTh i RTh ( X = 0, 103 lat-’. X’ = 0, 365 lat-’). Równan i a I opi sują prze m i any zacho dzące w oddzielonym MTh, równania II dotyczą stanu rzeczy w Th, z kté rego wydzielono MTh. Łatwo zauważyć, że ilość RTh przechodzi przez maximum w części I i przez minimum w części II w tej samej chwili, mianowicie po upływie 4, 83 lat (rys. 167 i 168). Grupa MThl + MTh2 nie wysyła promieni a i z tego powodu liczba cząstek a wysyłanych w jednostce czasu przez frakcję I jest proporcjo nalna do N’i, to samo można powiedzieć o wszystkich zjawiskach za leżnych od promieniowania a. Np. prąd jonowy pochodzący od promieni a równa się z początku zeru, przechodzi przez maximum po upływie 4, 83 lat i następnie zmniejsza się według prawa przechodzącego w granicy w prawo zaniku M Thl. Natomiast we frakcji II prąd jonowy wytwo rzony przez promienie a składa się z dwóch części, z których jedna, pochodząca od Th, jest niezmienna w czasie, druga zaś, pochodząca od grupy RTh + pochodne, jest proporcjonalna do N’u] wartość początkowa Czas w dncac/i Rys. 167. I — zan i k MThl. II powstawanie MThl z Th. I’ powstawanie 11Th z Th. Krzywa I liczba atomów zanikających w jednostce czasu, w procentach liczb}’ początko wej. Krzywa I’ i II liczby atomów HTh i MThl zanikających w jednostce czasu w zało żeniu, że w chwili I = O liczba atomów Th zanikających w jednostce czasu jest równa 100. O“ I r...... .,... I , m i TTT —.7 , UIL 1 * * ..

• „o
• o

-L \ \.<

J,

1 1 1 1 1 1 It 1 1\ 1/ , \ >< . .. —, >’ 75 50 25 o o m Czas — v druach Bn Rys. 168. II-powstawanie 7t7„A z T*. III-zanik /i77i. Krzywa II ’-liczba atomów za nikających w jednostce czasu w założeniu, że w chwili / = O liczba atomów Th zanikają cych w jednostce czasu jest równa 100. Krzywa III liczba atomów zanikających w jed nostce czasu, w procentach I i cz by początkowej. 1 C,:,:,:J nie różni sle. od wartości obserwowanej przed wydobyciem mezotoru, następnie zmniejsza się, przechodzi przez minimum po 4, 83 latach i stopniowo powraca do wartości pierwotnej. Pomiary aktywności toru i jego pochodnych w minerałach i w i w Stych solach torowych dają wyniki /godne z powyższymi obliczeniami, zresztą częściowo opartymi na tych pomiarach. Bardzo cienkie war stwy, sporządzane z różnych minerałów torowych: torianitu, tory tu, oran żytu, nionazytu dają prąd jonowy proporcjonalny do zawartości toru; musimy jednak uprzednio odjąć od tego prądu część pochodzącą od uranu i jego pochodnych, które znajdowały się w minerałach. Nato miast handlowe preparaty soli torowych dają prąd jonowy, który po przeliczeniu na gram toru jest zawsze słabszy od prądu dawanego przez Th w minerałach (Holtwood) i może wynosić tylko połowę tego ostatniego. Analogiczne wyniki zostały otrzymane drogą badania wydzielanego toronu i powstającego osadu aktywnego; oba te zjawiska przebiegają proporcjonalnie do ilości li Th (za pośrednictwem ThX). W tych do świadczeniach używano identycznych kuwetek, z których każda zawie rała jednakową objętość roztworu minerału lub soli towarowej: każda kuwetka była przykryta płytką służącą do zbierania aktywnego osadu. Znaleziono, że promieniowanie a płytek eksponowanych w ciągu jedna kowego OZ&SJ w obecności roztworów różnych minerałów jest propor cjonalne do zawartości toru; natomiast sole torowe dawały po przeli czeniu na 1 g toru natężenie około 2 razy mniejsze (Oadourian). Porównywanie soli torowych różnego i znanego wieku dostarczyło pierwszych danych o okresie mezotoru. Dokładniejsze wyniki zostały następnie otrzymane drogą badania promieniotwórczej ewolucji mezotoru w ciągu szeregu lat. Jeżeli stała X UTh została wyznaczona za pomocą pomiarów zaniku promieniotwórczego, który daje się łatwiej zaobser wować niż zanik MThl, to równania I pozwalają obliczyć stałą promie niotwórczości X MThl na podstawie pomiarównarastania li Th. Możemy obliczyć ilość HTh mierząc promieniowanie a preparatu i odejmując część pochodzącą od radu i jego pochodnych. Pomiary promieniowania i są dokładniejsze od pomiarów promieniowania a głównie dlatego, że w tym przypadku można używać preparatów przechowywanych w zalu towanych rurkach, z których toron nie wydziela się. W tym przypadku jednak należy wziąć pod uwagę promieniowanie f wysyłane przez grupę MThl + MThl. Promieniowanie y może być przedstawione wzorem: I=K).X+K’)JN’. indzie K i K’ są to współczynniki aktywności, tj. ładunki elektryczne, otrzymywane w komorze jonizacyjnej jako skutek przemiany jednego atomu MThl oraz HTh. Ponieważ przenikliwość promieni f M’Tli2 i ThC nie jest jednakowa, przeto stosunek KIK jest zależny od przyrządu pomiarowego, głównie zaś od grubości ołowi u użytego jako fi Itr. Spo sób obliczania polega na tym, że dobiera się wartości X i KIK tak, aby otrzymać dobrą zgodność z teoretycznym prawem ewolucji. Jeżeli me zotor zawiera rad, należy oznaczyć ilość tego ostatniego i odjąć natęże nie promieniowania f radu od natężenia całkowitego. Chwila przejścia przez maximum jest zależna od wartości stosunku KiK. Kładąc X = 0, 103 lar, X ’= 0, 365 lar otrzymujemy następujące wartości czasu x odpowiadającego maximum w przypadku niektórych wartości KiK. KiK.0, 5 xlat 1, 43 1, 0 2, 76 1, 5 3, 34 00 4, 83 Znaleziono, że jeżeli promienie f przechodzą przez 5 mm ołowiu, wartość KiK wynosi około 1, 5; ten stosunek wzrasta wraz z grubością ołowiu. Ten wynik tłumaczymy jako skutek filtrowania promieni. Pro mienie f M Th2, których współczynnik absorpcji wynosi 0, 64 cm-I, są usuwane przez dany ekran w większej ilości niż promienie Y TkC“, kté rych u. = 0, 46 cm-I. Odwrotne zjawisko obserwujemy w przypadku, gdy mamy do czynienia z mieszaniną promieni Y MTh2 i promieni Y RaC, których u. = 0, 5 cm-’. W tym przypadku stosunek K/fe aktyw ności przeliczonych na przemianę jednego atomu (fe oznacza współ czynnik aktywności RaC) zmniejsza się, gdy grubość zużytego ołowiu wzrasta. Z tego wynika, że równoważnik x badanego promieniowania Y wyra żonego w mg radu zmienia się wraz z grubością ołowiu, mianowicie wzrasta w przypadku RTh, zmniejsza się zaś w przypadku J/77;. Powsta wanie RTh w preparatach MTh sprawia, że zmiany równoważnika x w zależności od grubości I stają się najpierw coraz mniejsze, a nastę pnie zachodzą w odwrotnym kierunku. Na poniższej tablicy są podane według Bothcgo ilości radu, stano wiące równoważnik preparatów MTh różnego wieku, nie zawierających radu, badanych przy użyciu filtrów różnych grubości. Zakładamy, że w chwili początkowej preparat nie zawiera RTh. wiek W lalach o 1.0 2, 0 3, 0 4, 0 5, 0 6, 0 8, 0 10, 0 I = 0, 5 cm 0, 777 1, 041 1, 175 1, 225 1, 218 1, 179 1, 117 0, 971 0, 818 I = 1, 0 ł> 0, 719 1, 006 1, 154 1, 214 1, 214 1, 1.80 1, 121 0, 976 0, 825 I = 2, 0 H 0, 631 0, 953 1.12’, 1, 200 1, 210 MSI 1, 127 0, 986 0, 835 I = 3, 0..u 0, 556 0, 909 1, 103 1, 192 1, 211 1, 188 1, 137 0, 998 0, 847 I = 4, 0 łł 0, 494 0, 879 1, 091 1, 194 1, 220 1, 203 1, 154 1, 016 0, 864 I = 5, 0 » 0, 448 0, 857 1, 087 1, 200 1, 233 1, 219 1, 172 1, 035 0, 881 Jak widać z tych liczb, zmienność równoważnika x w zależności od I i od wieku preparatu jest wyraźnie zaznaczona, zwłaszcza w przypadku świeżego preparatu (wiek mniejszy od 2 lat) i w nieco mniejszym stop niu w przypadku starego preparatu (ponad 6 lat). Natomiast równoważ nik x preparatów mających od 3 do 5 lat jest prawie niezmienny; we wszystkich zaś przypadkach obecność Ra w preparacie sprawia, że wiel kość x jest lepiej określona. Badając bardzo dokładnie absorpcję pro mieniowania można do pewnego stopnia ocenić względną zawartość Ra, MTh i RTh w preparacie przechowywanym w zalutowanej rurce. Wy niki są pewniejsze, jeżeli istnieje możliwość wykonywania pomiarów w ciągu kilku miesięcy. Weźmy wreszcie pod uwagę zmiany ilości ciepła wydzielanego przez preparat MTh. Ponieważ ciepło pochodzi głównie od promieni a, przeto możemy w pierwszym przybliżeniu zaniedbać udział promieni fi i pro mieni YW tym przybliżeniu preparaty.1/77/1 + M Th2, nie zawierające radu i RTh, nie wydzielają początkowo ciepła, skutek zaś cieplny wzra sta stopniowo proporcjonalnie do ilości RTh. Oznaczmy przez A ilość ciepła wydzielanego w jednostce czasu, w odniesieniu do wzorca rado wego nie zawierającego RaD i polonu, l zaś promieniowanie Y zmierzone względem tego samego wzorca; znajdziemy, że stosunek Ali najpierw równa się zeru, następnie zaś wzrasta z czasem według wzoru: A l l = g’h/(u + hu}, w którym h jest to stosunek \’N/\N liczb atomów RTh i MTh, ulega jących przemianom w jednostce czasu, u i u’ zaś są to stosunki współ czynników K i K’ do współczynnika aktywności promieni Y radu w rów nowadze z RaC. q’ wreszcie jest to stosunek ilości ciepła, wydzielanego przez jeden atom RTh i wszystkie następne w szeregu przemian grupy RTh + pochodne, do analogicznej ilości ciepła, wydzielanego w’ szeregu przemian Ra + pochodne; w tym ostatnim przypadku urywamy szereg na ostatnim wyrazie przed RaD. Wartość a’ obliczona na podstawie energii cząstek a wynosi 1, 335. Można wyznaczyć współczynnik et mii mierząc Ali w przypadku preparatu RTh w równowadze z pochodnymi. Krzywa wzrostu Ali w zależności od czasu, otrzymana drogą badania preparatu MTh daje wówczas wartość u. Jeżeli preparat MTh zawiera rów n i e ż r a d, w z ć r d aj ą c Y A/7 m u s i b y ć u z u p e ł n i o n y. P o n i e w aż h j e s t znane, można posługiwać się tym wzorem w celu wyliczenia wartości u oraz wieku preparatu. Zmiany Ali preparatu.1777* nie zawierającego radu, obserwowane w ciągu 4 lat, okazały się zgodne z przewidywaniami teoretycznymi. Obecność uranu w minerałach torowych nasunęła przypuszczenie, że między tymi pierwiastkami może istnieć bliższy związek, tak np. tor mógłby być pierwiastkiem pochodnym izotopu uranu o ciężarze atomo wym 236. Badanie stosunków? ilościowych pomiędzy U i Tli w niekté rych starych nienaruszonych minerałach dostarczyło zrazu argumentów na korzyść tej hipotezy; późniejsze doświadczenia wykazały jednak, że byłoby rzeczą przedwczesną wyciągać z. tych faktów jakiekolwiek wnioski. ROZDZIAŁ XXVII NAGROMADZANIE SIĘ RADIOPIERWIASTKÓW I PRODUKTÓW ICH PRZEMIANY wr MINERAŁACH PROMIENIOTWÓRCZYCH S 140. Końcowe produkty przemian promieniotwórczych. Hel. Ołów uranowy. Ołów torowy. Ewolucja rodzin promieniotwórczych prowadzi do powstawania trwa łych nieaktywnych pierwiastków. Należy do nich przede wszystkim hel utworzony z cząstek a, których ładunek został zobojętniony. Zależnie od okoliczności hel może wydzielać się na zewnątrz lub pozostawać w materii promieniotwórczej w stanie okluzji. Oprócz helu powstają inne pierwiastki, których liczba atomowa Z i ciężar atomowy A mogą być wyliczone na podstawie znajomości przemian. W rodzinie U-Ra ostatni aktywny pierwiastek w głównej linii przemian jest to polon, Z = 84, A = 210, z którego drogą emisji cząstki a powstaje nieaktywny RaG, posiadający liczbę atomową Z = 82 i ciężar atomowy A = 206. W bocznej linii pierwiastek trwały, wywodzący się z RaC“, wytwarzany w nader małej ilości, charaktery-zuje się Z = 82, A = 210; pierwiastek ten jest zatem bądź identyczny z RaD, bądź też. różni się od RaD tylko własnościami zależnymi od rodzaju promieniotwórczości. W podobny spo sób rodzina aktynowa kończy się na dwóch pierwiastkach o typie ołowiu, Z = 82, których ciężary atomowe są jednakowe; wartość absolutna tych ciężarów jest zależna od przyjętej wartości ciężaru atomowego aktynu. W tym przypadku najobficiej jest reprezentowany pierwiastek zwany AcD, pochodzący od AcC“, natom iast pierwiastek należący do gałęzi C’ powstaje w bardzo małej ilości. Produkty — końcowe rodziny torowej są to również izotopy ołowiu, powstające w porównywalnych ilościach i po siadające jednakowy ciężar atomowy, zbliżony do 208. Te oba pierwiastki są prawdopodobnie identyczne i noszą wspólną nazwę ThD. Te wyniki są podane na tablicy 5 b Przypisów. Widzimy zatem, że teoria przemian promieniotwórczych prowadzi do wniosku o istnieniu kilku pierwiastkównieaktywnych, o typie ołowiu, kté rych ciężary atomowe różnią się w krańcowych przypadkach o 2 jednostki. Te wnioski zostały potwierdzone drogą doświadczalną, co przyczyniło się do utrwalenia pojęcia izotopii. W związku z tą sprawą powstało pytanie czy zwykły ołów pochodzący z niepromieniotwórczego minerału, np. z galeny, jest mieszaniną ołowiów pochodzenia promieniotwórczego. 394 Zagadnienia te były badane głównie za pomocą dwóch metod, mia nowicie za pomocą analizy mas i oznaczania ciężarów atomowych oło wiu różnego pochodzenia. Niezmienione minerały uranowe, wolne od toru, powinny zawierać ołów uranowy, składający się z dwóch ostatnich wyrazów seryj radowej i aktynowej, mianowicie RaG i AcO. Z drugiej strony w niezmienionych minerałach torowych, nie zawierających prawie wcale uranu, powinien znajdować się końcowy produkt przemiany toru, czyli «ołów torowy», prawie wolny od ołowiu uranowego. Minerały, które w ciągu swego istnienia ulegały zmianom chemicznym, mogą za wierać oprócz ołowiu pochodzenia promieniotwórczego pewną ilość obcego ołowiu, który przeniknął do nich podczas tych reakcyj. Analiza mas atomowych ołowiu została dokonana w spektrografie mas As/ona, który posługiwał się lotnym związkiem, noszącym nazwę tetra metylołowiu. Aston znalazł, że zwykły ołów, pochodzący z galeny, daje kilka prążków odpowiadających masom zawartym między 203 i 210; trzy główne izotopy, o masach 206, 207 i 208, są reprezentowane w ilościach wynoszących 28$, 20$ i 49, 5$. Analiza ołowiu, pochodzącego z blendy smolistej z Katangi (ciężar atomowy 206, 05) i składającego się głównie z ołowi u u ranowego, dała te same trzy prążki, wszelako z bardzo róż nymi natężeniami; mianowicie ilość izotopu 208 była niezmiernie mała, ilość izotopu 207 wynosiła 6, 7$, dominująca zaś ilość izotopu 206 wy nosiła 93, 3$. Na podstawie tych wyników można ołowiowi aktynowemu przypisać ciężar atomowy 207, co pozwala wyliczyć ciężary atomowe sze reg u aktynowego; w szczególności izotop U//I, dający początek tej ro dzinie, powinien posiadać ciężar atomowy 235 (9 126). Ciężar atomowy RaG otrzymujemy odejmując od ciężaru atomowego Ra masę pięciu cząstek a, wynoszącą 20, 019. W dokładnych oblicze niach należy ponadto wziąć pod uwagę stratę masy Am, związaną z cał kowitą energią AE wydzieloną w przemianach rodziny radu. Jeżeli obli czamy AE na podstawie ilości wydzielanego ciepła, znajdujemy, że ciężar atomowy powinien być zmniejszony z tego powodu tylko o 0, 04 (9 104). Z drugiej strony, jeżeli RaG i AcO są wytwarzane w minerale w proporcji atomowej 96/4 (por. 9 127), to ciężar atomowy mieszaniny, obliczony na podstawie całkowitych liczb 206 i 207, wynosi 206, 04; z tego wynika, że ciężar atomowy ołowiu uranowego powinien być bardzo zbliżony do 206; ewentualna różnica może dotyczyć tylko dru giego znaku. W przypadku toru zmniejszenie ciężaru atomowego wskutek wydzie lenia energii w przemianie wynosi około 0, 05, ponieważ, zaś ołów torowy powstaje z Th = 232, 12 drogą utraty 6 cząstek a o masie 24, 023, znaj dujemy, że ciężar atomowy tego ołowiu powinien wynosić 208, 05, co jest bardzo zbliżone do liczby całkowitej 208. Jest rzeczą prawdopo dobną, że główne składniki zwykłego ołowiu są identyczne z trzema izotopami pochodzenia promieniotwórczego. Ciężar atomowy ołowiu utworzonego w minerałach zawierających uran i tor jest funkcją stosunku Th/U w tych minerałach oraz stałych zaniku U i Th. Załóżmy, w pierwszym przybliżeniu, że szybkość po wstawania ołowiu jest stała i proporcjonalna do zawartości U oraz Th; ciężar atomowy mieszaniny obliczamy za pomocą wzoru: .4 = (206 + 208.238XTM Th/232XU)/[\ + 238XTM 77*/232X/\*7]. Kładąc X/\/X/-/, = 4 otrzymujemy następujące wartości: Th/U = 0, 0, 1 = 206, 00 Th/U = 10, 0 A = 207, 44 Th/U = DA 4 = 206, 05 Th/U = 50.0 A = 207, 85 Th/U = 1, 0, 1 = 206, 41 Th/U = 100, 0 A = 207, 92. W celu wyznaczenia ciężaru atomowego ołowiu zawartego w mine rałach promieniotwórczych posługiwano się głównie metodą polegającą na tym, że bardzo czysty chlorek ołowi u rozpuszczano w gorącej wodzie i oznaczano chlor w postaci chlorku srebra. Dla porównania oznaczono tą samą metodą ciężar atomowy zwykłego ołowiu, pochodzącego z ga leny. Ta ostatnia wartość była niezależna od pochodzenia minerału i bardzo zbliżona do 207, 20. W poniższych tablicach są podane niektóre wyniki dotyczące cię żaru atomowego A ołowiu pochodzącego z minerałów promieniotwórczych, wed ł u g Soddy’ ego, Hbnigschmida, Hich a rds a, Baxter a, Maurycego Curie. Tablica I dotyczy minerałów różnego pochodzenia, które nie zawie rają wcale Th lub zawierają go w bardzo małej ilości: dotąd zostały zbadane minerały tlenku uranowego, niekrystaliczne blendy smoliste lub krystaliczne (uraninity, bróggerity, kleweity itp.), niektóre karnotyty oraz tzw. kolm szwedzki, substancja węglista, zawierająca uran. TABLICA Jachymów, blenda smolista. Jachymów, blenda smolista. Kornwalia, Anglia, blenda smolista. Katanga, Kongo, blenda smolista Karolina Północna (St. Zj.) uraninit. Morogoro (Afryka), uraninit. Norwegia, bróggerit Norwegia, bróggerit Norwegia, kleweit. Norwegia, kleweit. Dakota Południowa (St. Zj. A.), uraninit Kolorado (St. Zj. A.), karnotyt. Kolorado (St. Zj. A.), karnotyt. Australia, karnotyt. Szwecja, karnotyt kol m. .A = 206, 41 .A = 206, 57 A = 206, 86 A = 206, 03 A = 206, 40 .A = 206, 35 A = 206, 06 .A = 206, 12 .A = 206, 08 .A = 206, 17 A = 206, 07 .4 = 206, 59 4 = 207, 00 .A 206, 34 .A = 206, 01 ,. 395 396 Z tej tablicy wynika, że ołów uranowy posiada istotnie clęzar ato mowy mniejszy od ciężaru atomowego zwykłego ołowiu. Najmniejsza otrzymana wartość 206, 01 jest zgodna z przewidywaniami teoretycznymi. Na tej podstawie sądzimy, że minerały, których ciężar atomowy prze kracza tę wartość, zawierają mieszaninę zwykłego ołowiu i ołowiu uranowego. Tablica II zawiera wyniki analiz minerałów torowych z bardzo małą domieszką uranu; dotąd zbadano tylko niewielka, liczbę tych minerałów, które są bardzo rzadkie. TABLICA II Tory t z Brevig (Norwegia) Zawartość U.0, 45? Th..30, 10$ Pb..0, 35$ Ciężar atomowy Pb..207, 90 Tory t z Cejlonu 1, 62«  54, 36$ 0, 36$ 207, 77 Te ciężary atomowe, większe od ciężaru atomowego zwykłego ołowi u, różnią się nieznacznie od wartości teoretycznych, obliczonych na podsta wie stosunku Th/U, wynoszącego 67 w przypadku tory tu z Brevig 34 w przypadku tory tu z Cejlonu. Tablica III dotyczy trzech próbek to ri an itu, zawierającego Tli U w wielkościach porównywalnych. TABLICA III Thl Ul Pbl ciężar atomowy I>b Torianit 57, 0 20, 8 3, 5 206, 83 62, 7 20, 2 3, 1 206, 90 68, 9 11, 8 2, 3 207, 21 Te liczby dowodzą, w zgodności z przewidywaniami teoretycznymi, że ciężar atomowy wzrasta wraz ze stosunkiem Th/U. Dochodzimy do wniosku, że ołów zawarty w minerałach promieniotwórczych jest to albo ołów uranowy, albo mieszanina ołowiu uranowego i ołowiu toro wego z możliwą domieszką zwykłego ołowiu. 9 141. V\lk r I i 8 Obecność ołowiu i helu w minerałach promieniotwórczych pozwala oznaczyć wiek tych m i nerałów oraz skał I ub g le b, w których one si> znajdują w przypadku, gdy mamy do czynienia z minerałem, który od chwili swego utworzenia nie uległ żadnym zmianom spowodowanym przez zewnętrzne czynniki i w chwili powstania nie zawierał ani ołowiu, ani helu. Hel wytworzony w minerałach nie wydziela się na ogół na zewnątrz, ta okluzja jest tym doskonalsza Im substancja jest bardziej ścisła, nie mamy jednak nigdy pewności czy całkowita ilość helu zo stała zachowana. Metoda oparta na powstawaniu ołowiu jest pewnIeJ sza. I w tym przypadku jednak istnieją wątpliwości; nie zawsze jest rzeczą możliwą ocenić prawdopodobieństwo wymiany między minerałem i otaczającym go środowiskiem, wymiany, która mogła odbyć się w mniej lub więcej dalekiej przeszłości i dotyczyć uranu, toru lub ołowiu, tj. składników mających największe znaczenie w zagadnieniu określania wieku. Największe zaufanie wzbudzają wyniki otrzymane z minerałami dobrze wykrystalizowanymi; i w tym przypadku jednak mogły zajść zmiany wewnętrzne z zachowaniem niezmienionej formy zewnętrznej. Dla oznaczenia wieku minerału konieczna jest znajomość zawartości uranu, toru i ołowiu, oraz ciężaru atomowego A tego ostatniego pier wiastka. Okresy U i Th wynoszą 4, 4.10» i 1, 8.10 10 lal. W ciągu 500.10 6 lat, co odpowiada wiekowi starego minerału, ulega zanikowi 7, 5? początko wej ilości U i 2? ilości Th. Ponieważ obliczenia wieku są obarczone błędami różnego rodzaju, przeto rozumujemy w pierwszym przybliżeniu tak, jak gdyby szybkość powstawania ołowiu była w ciągu całego czasu jego istnienia niezmienna i równa szybkości w chwili obecnej. Ograni czymy się do podania wzorów obliczonych w ten sposób; można łatwo dokonać poprawek wynikających ze zmian zawartości U i Th od chwili utworzenia minerału aż do chwili obecnej. W minerałach, których wiek jest większy od 10 6 lat i które nie do znały żadnych zmian zewnętrznych, mamy do czynienia z równowagą pomiędzy substancjami macierzystymi i ich pochodnymi, których zawar tości są zresztą bardzo małe w porównaniu z zawartością uranu i toru (por. 9 62). Ponieważ nagromadzają się tylko nieaktywne pierwiastki Pb i He, przeto prawo ich narastania, wynikające z teorii przemian pro mieniotwórczych, ma następującą prostą postać: J ’V ==/V n ( le — >-< ) “,., gdzie A’, jest to liczba atomów nieaktywnego pierwiastka pochodnego w chwili t, JVi, o początkowa liczba atomów substancji macierzystej, Xj j ej stała zan iku. Zachowując tyl ko pierwszy wyraz rozwi nięcia e-/\<1 otrzymujemy jV“. = Xi’/JV), o. Przemianę uranu i toru na ołów i hel mo żemy opisać za pomocą następujących wzorów: U = Pbo + BHe Th = Pb rh + 6//e Kładąc U = 238; Pb v = 206 (= 1, 6.1 O-“’ lar’ Th = 232; Pb n = 208 ’“ = 4.1011 /ar* znajdujemy, że ilości ołowiu wytworzone w ciągu roku wynoszą: q-1, 6. 1 0-’« = 1, 4. 10-“’g na Ig U — 238 a’= 4.10-“ = 3, 6. 1 0-» 8 na 1 s Th 232 objętości zaś helu utworzonego w ciągu roku: 8 I fi 1 01 o 22, 4.10« 1, 2. 1 0-“ 111111 3 na 1 gU 238 = 6.4.10-“ 22, 4.10« = 2, 3.1 0 5 w/w 3 na 1 g Th u = 232 (22, 4.1 Oli 111111 3 jest to objętość jednej gramodrobiny gazu w normal nych warunkach). .Ieżeli I’I; jest to całkowita ilość ołowiu znalezionego w minerale za wierającym ilość U uranu i ilość Th toru, to wiek t minerału wyraża Się wzorem: I = C.Pb/(U+ K. Th). Posługując się podanymi poprzednio danymi liczbowymi znajdujemy G= 7200, A = 0, 26; wiek wyraża się wówczas w milionach lat. War tości tych współczynników podane przez różnych autorów są zależne od obranych stałych zaniku. Niepewność dotyczy tylko współczyn nika K, jedynej wielkości zawierającej stałą zaniku toru, która nie jest tak dobrze znana jak stalą uranu. Podobny wzór dotyczący helu jest następujący: / = G’.lfe/(U + K. Th) milionów lal, gdzie G’ = 8300 i K’ = 0, 19. Jeżeli różne próbki minerałów promieniotwórczych, należące do tej samej formacji geologicznej, dają jednakowy stosunek R = Pb/(U-{-K. Tir. to można z dużym-prawdopodobieństwem przyjąć, że wiek obliczony na podstawie tego stosunku jest to wspólny wiek minerałów i formacji geologicznej, i że całkowita ilość ołowiu jest pochodzenia promienio twórczego. Dla ostatecznej kontroli posługujemy się oznaczeniem ciężaru atomowego. Zostało stwierdzone, że stosunek R zachowuje w przybliżeniu nie zmienną wartość w przypadku szeregu minerałów, zwłaszcza takich, które zawierają bardzo mało toru i w których znajduje się prawie wy łącznie ołów uranowy. Minerały obfite w tor i ubogie w uran spotykają się rzadziej w stanie niezmienionym i są bardziej narażone na utratę ołowiu wskutek działania czynników zewnętrznych. Najstarsze zbadane minerały zawierały głównie ołów uranowy. Podajemy kilka przykładów oznaczeń dokonanych przez. Holmesa, Lawsona i G. Kirscha. W obli czeniu ich wieku wzięto pod uwagę zanik U. 1 o Szereg kleweitów z Norwegii (Arendal okolice). Domniemana epoka utworzenia prekambryjska, U% 54 do 66 Th% 3 do 6 Pb% 1 O do 11 R 0, 163 do 0, 184 Najmniejsza i zarazem najpewniejsza wartość I{ prowadzi do war tości fIOO-I06/\ jako wieku formacji. 2° Szereg bróggeritów z Norwegii (Raade i Moss), kryształy wro śnięte w żyły pegmatytu. Domniemana epoka utworzenia prekain bryjska. U% 48 do 75 Th% 10 do 0, 1 Pb% 6 do 9 li 0, 11 do 0, 15 Często spotykana wartość li = 0, 13 daje 900.10° lal jako wiek mI nerałów. 3° Minerały z Afryki: uraninit z Morogoro blenda smolista z Ka tangi. U% 70 do 80 Th% znikoma ilość Pb% 6 do 7 li 0, 083 do 0, 094 Wartość li = 0, 08 odpowiada wiekowi około 600.10° lat (koniec prekambrium). Znacznie większa zawartość ołowiu w minerałach przeo brażonych, towarzyszących blendzie smolistej z Katangi (kiurit, kasolit itp.) świadczy tylko o metamorfozie tych minerałów i nie uprawnia do żadnych wniosków dotyczących wieku. 4° Blenda smolista z Jachymowa. Stosunek li waha się od 0, 02 do 0, 07. Na podstawie wartości ciężaru atomowego wnosimy o przeni knięciu do minerałów zwykłego ołowiu, pochodzącego z sąsiednich ga len. Przyjmując wartość li = 0, 03 na część li zależną od ołowiu ura nowego znajdujemy, że wiek tej blendy powinien wynosić około 200.10° lat. Spośród jeszcze młodszych minerałów należy wymienić karnotyt z Kolorado, dający stosunek Pb/U<0, 01, i różne aulunity z jeszcze mniejszą zawartością ołowi u. 5° Uraninit z Południowej Dakoty (St. Zj. A.), zawierający ołów ura nowy, znajdowany w postaci kryształów wrośniętych w pegmatyt. Stosunek li = 0, 226 prowadzi do wartości wieku 1500.10° (epoka ar chaiczna). 6° Seria torianitów z Ccylonu. Kryształy wrośnięte w pegmatyt, zawierające więcej Th niż U w postaci tlenków ThO/\ i U0 3, zastępu jących się wzajemnie na podstawie izomorfizmu. U% 10 do 30 Th% 50 do 70 Pb% 1, 8 do 3, 5 li 0, 06 do 0, 08 wiek 450 do 600.10° lat. 7° Szereg minerałów z Norwegii (Brevig), mianowIcie niektóre to ryty oraz minerały zawierające niewiele U i Th (cyrkon, pirochlor, biotyt itd.); domniemana epoka powstania średni dewon. Stosunek li = 0, 04 do 0, 05, charakteryzujący niezmienione minerały należące do tej grupy, świadczy o wieku 300 do 400.10° lat. Niektóre toryty i oran żyty tego samego pochodzenia dają znacznie mniejszy stosunek, co prawdopodobnie świadczy o utracie ołowiu. Jak się zdaje, zmiany tego rodzaju zachodzą ze szczególną łatwością w krzemianach Th zawiera jących małą ilość uranu. W celu wyjaśnienia roli helu w zagadnieniu wieku minerału badano zarówno zawartość helu, jak i szybkość powstawania tego gazu w obec nej chwi I i (Struli). Zawartość helu jest na ogół zbliżona do wartości obliczonej na podstawie ilości U, Th i Pb, jest jednak zawsze mniejsza od tej wartości, roznlca zaś jest tym większa, im minerał jest starszy. Niektóre uraninity stosunkowo niedawnego pochodzenia zawierają, do 10% ilości teoretycznej, natomiast w starych minerałach ten stosunek wynosi niekiedy zaledwie kilka procentów. Metoda oznaczania wieku na podstawie zawartości helu jest zatem znacznie mniej pewna niż metoda oparta na ilości ołowiu. Natomiast oznaczanie małych ilości helu może być dokonane z większą dokładnością niż oznaczanie ołowiu. Dla przykładu podajemy, że pewien samarskit zawierał około 1, 5 cm 3 helu na gram minerału, tj. 15 cm 3 na gram uranu, co prowadzi do dosyć prawdopodobnej wartości wieku, wynoszącej około 100.1 OCfai\ Torianit zawiera około 10 cm 3 helu na gram; wiek wynikający z tych danych jest około 2 razy krótszy od wieku obliczonego na podstawie zawartości U, Th i Pb. Minerały niepromieniotwórcze zawierają, bardzo mało helu. Tak np. w kwarcu znajdujemy tylko 2.1 07C/«S He na gram. Doświadczenia wykazały, że szybkość powstawania helu w roztwo rach minerałów promieniotwórczych jest zgodna z obliczeniami teore tycznymi. Do doświadczeń używano około 100g minerału; z roztworu wypędzano rozpuszczone gazy i następnie przechowywano go w ciągu kilku miesięcy w zamkniętym naczyniu; utworzony hel był wprowadzany po oczyszczeniu do przyrządu, w którym mierzono jego objętość pod z m n i e j s z o n y m c i ś n i e n i e m. Ob jęt ość t a j e s t r z ę d u w i e I koś c i O, 01 mm 3 n a 100g uranu i rok. Z monazytu i torianitu można wydobyć całkowicie zawarty w nich hel drogą ogrzania minerału do 1000°. Zaznaczymy wreszcie, że usiłowano oznaczyć wiek minerałów drogą porównywania natężeń halo pleochroicznych (9 103) z halo otrzymywa nymi doświadczalnie za pomocą znanych ilości substancyj promienio twórczych. Ta metoda jesl jednak niepewna, ponieważ zachodzi możli wość odwrócenia zjawiska zabarwiania. Oznaczanie długości trwania epok geologicznych za pomocą metod nauki o promieniotwórczości posiada wielkie znaczenie, ponieważ daje możność sprawdzania wyników, otrzymywanych poprzednio drogą bada nia grubości osadów lub zawartości soli w morzach. Wartości wieku otrzymane za pomocą opisanych tu metod są tego samego rzędu wiel kości, co wartości przyjmowane dawniej, są jednak na ogół większe od tych ostatnich. ““’J.42 CbI\S iA: t, Pierwiastki o typie ołowiu (Z = 82) stanowiły przedmiot licznych badań i odegrały wielką rolę w rozwoju pojęcia izotopii. W tej grupie znajdują się, radiopierwiastki krótkotrwałe, mianowicie ciała IL jeden radiopierwiastek o stosunkowo długim życiu, mianowicie rad D (okres około 22 lat), oraz kilka pierwiastków trwałych (RaG, AcD, ThD), wy nikających z przemiany radiopierwiastków. Ołów wydobywany z minerałów promieniotwórczych jest zawsze nieco aktywny, co się tłumaczy tym, że zawiera rad D oraz jego po chodne RaE i RaF (polon). Obecność RaD nie ma wpływu na ciężar atomowy, gdyż jego ilość jest zbyt mała. Ilości RaD, RaF. i RaF, towa rzyszące ołowiowi, są proporcjonalne do zawartości uranu, natomiast stosunek ilości RaD do całkowitej ilości ołowiu jest zależny od wieku m i n erału i od przypadkowej obecności zwykłeg o ołowi u, którego ciężar atomowy jest niezależny od pochodzenia. Izotopy ołowiu, różniące się ciężarem atomowym, posiadają jedna kową objętość atomową, tj. stosunek ciężaru atomowego A do gęstości D. Ta ostatnia wielkość była oznaczana za pomocą metody piknometru w przypadku czystych, starannie odkutych próbek ołowi u z kleweitu fA = 206, 08), z tory tu (A = 207, 77) i zwykłego ołowiu (A = 207, 20). Zna leziono, że stosunek A/D jest stały z dokładnością do 0, 0002. Bardzo staranne pomiary wykazały, że kryształy azotanu ołowio wego, utworzonego z różnych odmian ołowiu, posiadają dokładnie jednakowy współczynnik załamania, mianowicie N= 1, 7815 w 20°. Roz puszczalność drobinowa azotanu ołowiowego jest również stała i wy nosi 1, 7992 gramodrobin w 1 OOOg wody, w 25°; rozpuszczalność wyra żona jako liczba gramów soli na 1000 g wody jest przeto proporcjonalna do ciężaru drobinowego. Gęstość nasyconego roztworu może być oznaczona z wielką dokładnością; toteż ta metoda została zastosowana do porównawczych oznaczeń ciężaru atomowego ołowiu, jak również i chloru. Temperatury topnienia ołowiu oraz chlorku ołowiowego są nieza leżne od ciężaru atomowego. W miejscu spojenia dwóch drutów wyro bionych z różnych ołowiów nie powstaje żadna siła termoelektryczna. Przewodnictwo elektryczne takich drutów jest jednakowe i nadprzewod nictwo pojawia się w tej samej temperaturze. To zachowanie się izotopów ołowiu obok zupełnego podobieństwa własności chemicznych i elektrochemicznych dowodzi, że izotopowe atomy lub drobiny mogą zastępować się wzajemnie w wielkiej liczbie przypadków. Dokonano bardzo licznych prób oddzielenia izotopów’ ołowiu; wynik był zawsze ujemny. Jedno z najbardziej interesujących doświadczeń tego rodzaju polegało na frakcjonowaniu kilograma azotanu ołowiowego (A = 206, 41) (Richards i Hull); chociaż wykonano tysiąc krystal izacyj, frakcje początkowa i końcowa nie różniły się ani ciężarem atomowym, ani koncentracją RaD. Widma optyczne izotopów promieniotwórczych są również nieomal zupełnie identyczne; tak np. nie zdołano zauważyć żadnej różnicy pomię dzy widmem toru i widmem mieszaniny toru i jonu, zawierającej 30? lo. M. Curie-Skłodowska. PromiaoiotwórcłoM. W celu sprawdzenia tego wyniku w sposób bardzo dokładny porówny wano widma izotopów ołowiu za pomocą metody interferencyjnej i zdo łano ujawnić drobne różnice między długościami fali opowiadających so bie prążków. Tak np. w przypadku prążka X = 4058/1 znaleziono (Mer/on): X zwykły ołów, X’ ołów uranowy, X“ ołów to rowy. X’X 0, 005 A, X-X“== 0, 0022/1, Rodzina u ran owo-rad owo-aktynowa Stosunek ilości w stanie równowagi (wagowy). Substancja T(sek) t“ Ra = I UI=I Ul 1, 39.10» 1, 00 2, 12.10« 1, 5.10-“ 99, 65$ UX 2 6, 84.10! 5.1 0 111 0, 35$ uz 2, 4.1 O“ 6.1016 Uli 9, 4.10“ 6.7.105 96$ lo 2, 6. 1 0 12 5, 27.10» 1, 8.105 Ra 5, 02.10 10 1, 00. 3, 4.1 0 7 Rn 3, 30.10 5 6, 47.106 RaA 1, 83.10» 3, 52.10-» RaB 1, 61.10» 3, 04.1 0-» RaC 1, 1 8. 1. Os 2, 23.10“, 8 99, 96$ RaC ok. 1 0-« 2.1019 0, 04$ RaC“ 7, 92.10’ 6.1013 RaD 6, 94.10 8 1, 26.10a Raf 4, 26.1 0 5 7, 9.10-“ Po = RaF 1, 21.10’ 2, 24.1 0-* 4$ AcU 1, 3.10“ 3, 8.10-» UY 8, 9.1 0 4 2, 6. 1 O “’ Pa 1, 01.10 12 8, 3.10-’ Ac 3, 1.10“ 2, 5.10-* RAc 1, 63.10« 1, 3.10-«  RcX 9, 7.10 5 7, 7.10-* An 3, 92 3, 0.1012 AcA 2.103 1, 5.1015 AcB 2, 16.10“ 1, 6.10-» AcC 1, 30.10» 9, 6.1 0-“ 0, 32$ AcC ok. 1 0 3 ok. 3.1018 99, 68$ AcC“ 2, 86.10 2 2, 1.1010 Rodzina toru Stosunek ilości w stanie równowagi (wagowy). Substancja T{ sak)?7? Th = I MTh = 1 Th 5 64Q» 1, QQ 2, 7.1Q1> , MTh I 2, 1.1 Oli 3, 68.1 Q-’ ° 1, 00 MTh2 2, 21.1 0« 3, 88.1 Q“ 1, 05.10-«  li Th 6, Q.1 Q’ 1, 05.10’ ° 2, 86.1 Q-’ TkX 3, 14.1 0 5 5, 41.1Q-’» 1, 47.1 Q-» Tn 5, 45.1 Q’ 9, 23.1 Q“ 2, 5Q.1 Q-’ ThA 1, 4Q.1 Q1 2, 32.1 Q’9 6, 31.10-’° Th li 3, 82.1 Q4 6, 23.1 Q’4 1, 69.10-’ ThC 3, 63.1 Q» 5, 92.1 Q' 1, 61.1 0-» 65« ThC < i 0 6 < i 0 24 <3.10-’» 35$ ThC“ 1, 86.1 Q» 1, 04.1 O-“ 2, 83.1 Q-’ Inne prążki widma optycznego dają różnice tego samego rządu wiel kości. Natomiast nie znaleziono dotąd żadnych różnic pomiędzy widmami w i e I k i e j c z ę s t o ś c i ( s e r i e L i. 1 /). z r o z waż a ń t e o r e t y c z n y c h w y n i k a, że masa jądra powinna wywierać nieznaczny wpływ na częstość promie niowania, wysyłanego przez elektrony umieszczone na poziomach ener getycznych atom u. 9 143. Względna zawartość radiopierwiastków w minerałach. Teoria przemian promieniotwórczych pozwala obliczyć ilość (/ każ dego pierwiastka pochodnego w równowadze z ilością q substancji ma cierzystej. W minerałach, które pozostały niezmienione w ciągu dosta tecznie długiego czasu, mamy z pewnością do czynienia ze stanem rów nowagi; w rodzinie uranowej potrzeba na to miliona lat, w rodzinie zaś torowej tylko stu lat. W przypadku szeregu nierozgałęzionego możemy obliczyć q na pod stawie zależności q“\q =.4’Xz4X’, gdzie A i A’ są to ciężary atomowe, X i X’ stałe zaniku pierwiastka macierzystego i pochodnego. Jeżeli w ja kimś miejscu szeregu następuje rozgałęzienie, stałą X’ należy pomnożyć przez «stosunek rozgałęzienia)), tj. ułamek całkowitej liczby atomów, wyrażający liczbę przemian należących do danej gałęzi. Zamiast sto sunku stałych zaniku można posługiwać się odwrotnością stosunku okresów; mamy wówczas: q/q = AT/AT. Na tablicy (str. 402 i 403) są podane wartości q/q, gdzie q jest to ilość radu, uranu, toru lub mezo toru 1. Przyjęto, że stosunek rozgałęzienia na szereg aktynowy i radowy wy n os i 0, 04, okres UJ---4, 4.10 9 lat,.okres zaś t o r u 1, 8.1 010Z a z Tablica (p. wyżej, str. 402 i 403) pokazuje, że nawet najbogatsze minerały, utworzone w znacznej części z uranu lub toru, zawierają radiopierwiastki w stanie wielkiego niezmiernie rozcieńczenia. ROZDZIAŁ XXVIII PROMIENIOTWÓRCZOŚĆ W PRZYRODZIE 9 “144 R..Jq.J ł-łe Są:. p, łóIv vv Ełxx <:::ŁJiEd L Podczas czynności związanych z oddzielaniem silnie aktywnych radio pierwiastków otrzymuje się substancje bardzo skoncentrowane, których ślady przeniesione na okoliczne przedmioty czynią je promieniotwórczymi. Stosuje się to zwłaszcza do utensyliów chemicznych, a nawet do podłóg i ścian pomieszczeń służących do chemicznego traktowania ra diopierwiastków. Powietrze w takich laboratoriach uzyskuje nadmiernie wielkie przewodnictwo, izolacja przyrządów pomiarowych staje się nie dostateczna. Nawet eksperymentator przenosi aktywność na swym ciele oraz ubraniu, jak o tym świadczy wyładowywanie się elektroskopu, do którego zbliża się dana osoba. Jest zatem rzeczą konieczną stosować specjalne środki ostrożności w celu uniknięcia aktywnych pyłków oraz «infekcji» laboratori u m. Przedmioty używane w pomieszczeniach chemicznych nie powinny być nigdy przenoszone do sal fizycznych; nie należy nigdy pozostawiać bez potrzeby w tych salach substancyj aktywnych, które nie są przechowy wane w zalutowanych rurkach. Należy unikać wydzielania się emanacyj w lokalach fizycznych, po pierwsze dlatego, że emanacje czynią po wietrze przewodnikiem elektryczności, po wtóre zaś pozostawiają aktywny osad na ściankach i przedmiotach znajdujących się w lokalu. Najszkodliwsza jest emanacja radu, ponieważ po niej powstaje długo trwały osad, ulegający zanikowi dopiero po upływie około 100 lat. Jeżeli w sali pomiarowej nastąpiło wydzielenie emanacyj, pomieszczenie na leży energicznie wywietrzyć. Jest rzeczą ze wszech miar wskazaną, aby laboratorium składało się z dwóch albo trzech niezależnych części. Można wówczas jedną z nich przeznaczyć na koncentrowanie bardzo aktywnych substancyj, w innych zaś wykonywać czynności i pomiary z substancjami słabo aktywnymi. Te lokale muszą być dokładnie izolowane od siebie, ponadto należy do łożyć starań, aby pyłki aktywne i emanacje nie były zawlekane do po mieszczeń, które chcemy zabezpieczyć. Pomimo tych wszystkich ostrożności powietrze w salach fizycznych laboratorium promieniotwórczości, a nawet w budynku, w którym to la boratorium się znajduje, jest zawsze znacznie silniej zjonizowane od zwykłego powietrza. 406 Należy przeto dążyć do zmniejszenia w miarę możności szkodliwego wpływu przewodnictwa powietrza. W technice pomiarów elektrostatycznych istnieje zwyczaj łączenia przyrządów izolowanymi drutami metalowymi, umieszczonymi w metalo wych osłonach połączonych z ziemią i chroniących druty od zewnętrz nych wpływów elektrycznych. To zabezpieczenie nie wystarcza w po miarach promieniotwórczości: ponieważ powietrze jest przewodnikiem elektryczności, przeto elektromotoryczna siła zetknięcia, istniejąca za wsze między drutem i osłoną, wytwarza prąd płynący przez powietrze i zakłócający pomiary aktywności. Dla uniknięcia tego zjawiska należy usunąć powietrze znajdujące się w okolicy drutów; w tym celu można napełnić osłony parafiną lub inną substancją analogiczną, lub wreszcie uszczelnić osłony i wypompować z nich poyyietrze. Ponadto w badaniach tego rodzaju dobrze jest używać zamkniętych ze wszystkich stron, szczel nych, opróżnionych elektrometrów. Bardzo dogodne są zerowe metody mierzenia prądu jonowego. Doświadczenia mające na celu poszukiwanie słabej aktywności zwyk łej materii nie mogą na ogół być wykonywane w laboratoriach, w których znajdowały się lub znajdują się w danej chwili skoncentrowane sub stancje promieniotwórcze. 9-łLE) J=I J i n 1. Zagadnienie powszechnej promieniotwórczości materii było przedmio tem licznych badań. Niewątpliwie dodatni wynik otrzymano w przypadku dwóch metali alkalicznych, K i Rb. Promieniotwórczość tych pierwiast ków, odkryta przez Campbella i Wooda, jest bardzo słaba. P o t a s i r u b i d w y s Y łaj ą s a m o r z u t n i e p r o m i e n i o w a n i e j3, k t ć r e m o ż n a badać za pomocą działania jonizacyjnego lub fotograficznego. Aktywność różnych soli jest niezależna od ich pochodzenia i jest około 1000 razy słabsza od aktywności uranu. Biorąc pod uwagę absorpcję promienio wania w źródle znajdujemy, że aktywność jest proporcjonalna do za wartości pierwiastka Klub Rb; jest to zatem własność atomowa. Frak cjonowanie soli potasowych nie prowadzi do skoncentrowania promie niotwórczości. Wszelako Hevesy stosując metodę cząstkowej destylacji otrzymał pozostałość, której aktywność była o k% większa od aktywności normalnej i na tej podstawie wywnioskował, że promieniotwórczość na leży do izotopu 41, nie zaś 39 1 ). W celu badania soli Klub Rb należy używać stosunkowo wielkich ilości substancji pokrywającej znaczną powierzchnię, np. 100 g rozpo startych na 1000 cm 2; otrzymany w tych warunkach prąd jonowy jest rzędu wielkości 10-’2 amp. Za pomocą przyrządów bardzo czułych można badać znacznie mniejsze ilości substancji: liczniki elektronowe ’I Obecnie przyjmujemy, ze potas zawiera izotop 40, któremu przypisujemy promie niotwórczość tego pierwiastka (L. W.). pozwalają wykryć promieniowanie 20 mg potasu. Pomimo słabego natę żenia promieni zdołano zbadać ich odchylenie w polu magnetycznym i dowieść, że są to promienie 3 (Henriot). Przenikliwość promieni 3 potasu jest zbliżona do przenikliwości pro mieni 3 RaE; promienie 3 rubidu zachowują się podobnie do promieni 3 radu. Wartości współczynników absorpcji \i w glinie, podawane przez różnych autorów, wahają się od 20 do 40 cm-I w przypadku K, od 300 do 500 cm-’ w przypadku Rb. Oceniamy, że średnia prędkość cząstek 3 potasu wynosi około 0, 85, prędkość cząstek 3 rubidu około 0, 60 (jako jednostkę obieramy prędkość światła). Drogą liczenia cząstek 3, wysyłanych przez cienkie warstwy sub stancji, porównano liczbę cząstek 3 dawanych przez 1 g Klub Rb z liczbą cząstek 3 wysyłanych przez UX w równowadze z 1 g U. Znaleziono, ż e s t o s u n k i t Y c h I i c z b w y n o s z ą K: R b: U = 1: 1 6: 1 O O O. B i o r ą c p o d uwagę, że promieniowanie 3 UX składa się z dwóch grup pochodzących od UX i UX, obliczono na podstawie tych danych, że okres K wynosi 1, 5. 1 O 13 lat, ok r e s R b 4. 1 0 1 1 lat. Jeż e I i j e d n a k p r o m i e n i e 3 p o t a s u pochodzą tyl ko od K*I, to okres wy n os i ty I ko 7, 5.1 O“ lal. Jeżel i p ro m ien ie 3 są, jak to należy przypuszczać, pochodzenia jąd rowego, potas powinien zamieniać się na Ga, rubid zaś na Sr. Te wnioski nie zostały dotąd potwierdzone. W granicach dokładności pomiarów, odpowiadającej ok. 1/300 pro mieniowania K, stwierdzono, że żaden inny metal alkaliczny nie wysyła dostrzegalnego promieniowania. Podobnie ujemne wyniki otrzymano w przypadku wielu innych pier wiastków położonych pomiędzy Na i Ag. Niektórzy autorowie podają jednak, że pewne metale pospolite wysyłają promienie a o małym za sięgu (Hoffmann). Dla rozstrzygnięcia tej sprawy potrzebne są nowe doświadczenia. Promieniotwórczość K i Rb stanowi pierwszy doświadczalnie stwier dzony przykład promieniotwórczości pierwiastków umieszczonych w ta blicy periodycznej poza okolicą zajętą przez U, Th i ich pochodne. Jak się wydaje, nie ma żadnego związku między tymi metalami alkalicznymi i ciężkimi radiopierwiastkami. Chociaż promieniowanie potasu jest słabe, to jednak duża zawartość potasu w skałach i glebie sprawia, że udział potasu w przemianach promieniotwórczych, dostarczających ciepła sko rupie ziemskiej, jest stosunkowo znaczny. R — t Ra’. i:iAć --:::i I Eł /( e=: I EłLl Samar (Z = 72) jest słabo promieniotwórczy; pierwiastek ten wysyła cząstki a o zasięgu około 1, 2 cm (Heoesy i Pahl). Aktywność samaru wynosi około 1/270 aktywności uranu, 1 g samaru wysyła w sekundzie 75 cząstek a. Promienie a były badane za pomocą licznika Geiae.ra-Mulle.ra za pomocą komory jonizacyjnej; zdołano również zaobserwować ich tory w komorze rozprężeń Wilsona (Maurycy Curie i F. Joliot). Jeżeli aktywność samaru nie pochodzi od jakiegoś izotopu obecnego w bardzo małej ilości, to okres samaru obliczony na podstawie liczby cząstek a wynosi 1, 2.10 12. Z drugiej strony teoria Gamowa (9 114) pro wadzi do wniosku, że okres tego rzędu wielkości może należeć do pier wiastka, którego liczba atomowa wynosi 62 i który wysyła cząstki a o zasięgu 1, 2 cm. Jest przeto rzeczą prawdopodobną, że promieniotwór czość samaru pochodzi od jego głównego izotopu. 9 14Z Rlq w g=ł=B i w L Obecność radiopierwiastków na ziemi nie ogranicza Się do mine rałów uranowych i torowych. Dzięki wielkiej czułości metod pomia rowych zdołano stwierdzić, że wszystkie dostępne badaniom gleby i ska ły zawierają ślady substancyj promieniotwórczych, co prawda w nie zmiernie małej ilości. Pierwsze prace dotyczące tego zagadnienia zo stały wykonane przez E/s/era i Gei/e/a, którzy umieszczali próbki róż nych gleb w komorze jonizacyjnej i zauważyli wzrost przewodnictwa powietrza. Najbardziej aktywne okazały się gliny, a zwłaszcza pewna glinka żelazista z okolicy Gango (północna Italia), z której zdołano wy dobyć drogą operacyj chemicznych niewielką ilość radu, zidentyfikowa nego za pomocą wydzielanego radonu. Również w pierwszych latach nauki o promieniotwórczości wykryto obecność emanacyj i ich osadów aktywnych w powietrzu, co pozwalało przypuszczać, że w glebie znaj dują się pierwiastki wytwarzające gazy promieniotwórcze oraz substancje macierzyste tych pierwiastków. W związku z tym odkryciem przystąpiono do oznaczania substancyj promieniotwórczych zawartych w glebach i skałach (Struli, Jo/y, Ho/ mes i inni). Zajmowano się oznaczaniem zawartości radu i toru, ilość zaś uranu wyliczano na podstawie ilości radu w założeniu, że stosunek U/Ra jest stały i wynosi 3.1 aG. Do analiz używano od 50 do 100 g substancji. W celu oznaczenia radu rozpuszcza się badaną substancję i następnie oznacza się ilość zawartego w niej radu na podstawie ilości radonu wy dzielającego się z roztworu w stanie wrzenia (9 49). Inna metoda po lega na tym, że substancję stapia się z ługiem potasowym lub z miesza niną węglanów alkalicznych i zbiera się gazy wywiązujące się podczas topnienia; zawarty w tych gazach radon wprowadza się do komory joni zacYJ neJ. Tor bywa również oznaczany za pomocą wydzielającej się emanacji. Kwaśny roztwór substancji umieszcza się w zbiorniku zaopatrzonym w chłodnicę zwrotną. Przez wrzący roztwór przechodzi prąd powietrza, który porywa toron i po osuszeniu wchodzi do komory jonizacyjnej. Czyni się to dopiero po uprzednim usunięciu radonu z roztworu. Prąd otrzymany w komorze jonizacyjnej porównywa się z prądem pochodzą cym od znanej ilości toru. Można również wydobyć z badanej substancji wodorotlenki rzadkich ziem zawierające tor i oznaczać ten pierwiastek drogą porównania z wodorotlenkiem zawierającym znaną ilość toru. We wszystkich doświadczeniach tego rodzaju jest rzeczą konieczną upewnić się, że reaktywy nie zawierają Ra ani Th. Biorąc rzeczy ogól nie, zawartość Ra w skałach jest rzędu 1012 g na gram, z czego wynika, że zawartość U jest rzędu 1 06 g na gram skały; zawartość Th jest rzędu 1 05 g na g ram. Pomiędzy różnymi rodzajami skał istnieją znaczne różnice. Kwaśne skały wulkaniczne są bogatsze w Ra niż skały wulkaniczne zasadowe lub skały osadowe. Jak się wydaje, ilość Th wykazuje analogiczne róż nice. W poniższej tablicy podajemy następujące średnie wartości: Ra u gX10“ WLX10<> Th w g X 10* K Si % % Skały wulkaniczne kwaśne (granity, gneiss) 3, 0 8, 0 2, 0 3, 4 74 Skały wulkaniczne zasadowe 1, 3 3, 9 0.5 1, 3 48 Skały osadowe (piaskowce, łu pki, wapniaki) 1, 4 4, 2 1, 2 Mamy podstawy do przypuszczania, że skały osadowe utraciły wsku tek działania wód podskórnych część radu zawartego w skałach wulka nicznych, których rozkład był źródłem ich genezy. Istnieją okolice wyróżniające się stosunkowo znaczną zawartością radu, np. okolice tunelów St. Gotarda i Symplonu, gdy tymczasem inne okolice są ubogie. Stwierdzono, że lawy Wezuwiusza zawierają do 16.1012 Ra. Meteoryty skalne zawierają Ra w ilości porównywalnej z zawartością skał wulkanicznych zasadowych; meteoryty żelazne są znacznie uboższe. Nie umiemy ocenić całkowitej ilości rada znajdującej się na ziemi, ponieważ nie wiemy, w jaki sposób koncentracja radu zmienia się wraz z głębokością. Zdaniem niektórych geologów ziemia składa się z obfi tującego w żelazo jądra otoczonego kolejnymi warstwami skal: warstwa zewnętrzna ma być najbogatsza w krzemionkę i zarazem najsilniej pro mieniotwórcza. Te rozważania mają wielkie znaczenie w rozważaniach dotyczących bilansu cieplnego ziemi (9 152). Ponieważ potas może od grywać pewną rolę w tym bilansie, przeto na tablicy umieściliśmy za wartości K obok zawartości Ra, U i Th. Minerały uranowe i torowe mogły powstać drogą przemian, które zaszły w skałach granitowych pod działaniem gorącej wody. Ponieważ rozpuszczona lub stopiona masa ostyga powoli, przeto w najbardziej rozpuszczalnych częściach mogło nastąpić skoncentrowanie się nieklć rych pierwiastków, pierwiastki te następnie krystalizowały się, tworząc minerały wypełniające szczeliny masy utworzonej podczas pierwszej krystalizacji. Minerały pierwotne uległy zapewne różnym metamorfozom, z których wzięły początek minerały wtórne. 9 R::t q ’\N \NIW I i Q-Y“........ ł I Powietrze atmosferyczne, przepłukiwane przez wodę pochodzącą ze źródeł, posiada na ogół zwiększone przewodnictwo (J. J. Thomson, lIimsled i inni). Ten wzrost przewodnictwa tłumaczy się tym, że prąd powietrza porywa niewielką ilość radonu rozpuszczonego w wodzie po branej ze źródła. Stwierdzono, że jest to zjawisko powszechne, nie zawsze jednak można na tej podstawie wnioskować o zawartości radu w wodzie. Wody źródlane zawierają na ogół znacznie więcej radonu w jednostce objętości niż to odpowiada równowadze z radem rozpuszczonym w lej samej objętości. W tym przypadku należy założyć, że wody nasyciły się rado nem pobierając go z warstw terenu, przez który przepływały zanim wy dostały się na zewnątrz. Nadmiar radonu wydziela się do atmosfery i zanika w czasie; promieniotwórczość wód tego typu zmniejsza się zatem w miarę ich oddalania się od źródła. Z tego wynika, że wody po toków, strumieni i rzek są na ogół mniej aktywne od wód źródlanych. Oprócz radu, wody zawierają niekiedy również tor; w tym przypadku znajdujemy oba te pierwiastki w pozostałości po odparowaniu. W pozo stałości niektórych źródeł znajdujemy radiotor (źródło de PEchaiiion). Świeżo destylowana woda nie jest aktywna, jeżeli naczynia użyte do destylacji były nieaktywne. Z niektórych źródeł wydzielają się gazy w mniejszej lub większej objętości. Gazy te zawierają niekiedy radon w większej koncentracji niż woda z tego samego źródła; fakt ten tłumaczy się małą rozpuszczal nością radonu. Dostrzeżono również wydzielanie się toronu. W niektórych okolicach gazy wydzielają się nie bezpośrednio z wód, lecz poprzez skały lub porowatą glebę. Te gazy naturalne zawierają często znaczną ilość CO 2, ponadto azot i gazy szlachetne: argon, hel, neon, niekiedy również radon. Źródło Bourbon-Nancy wydziela około 10000 litrów helu rocznie. W Stanach Zjednoczonych (Texas) znajdują się tereny, z których hel wydziela się w ilości tak wielkiej, że znalazł zastosowanie do napełniania balonów. Jest rzeczą prawdopodobną, że hel wydzielający się z gleby pochodzi od substancyj promieniotwór czych znajdujących się głębiej; to samo stosuje się do radonu. Nie by łoby jednak rzeczą wskazaną przystępować na tej podstawie do poszu kiwania minerałów promieniotwórczych; w istocie radon może pocho dzić z warstw położonych w znacznej głębokości, gdyż okres jego życia jest dostatecznie długi; jest to tym słuszniejsze w zastosowaniu do helu, ponieważ hel jest to pierwiastek trwały. Jak się wydaje, nie ma określonego związku pomiędzy ilością wywiązywanego helu i aktywno ścią źródła. Pomiary aktywności wód polegają na oznaczaniu radu i toru jak również radonu. Wodę należy czerpać u wylotu źródła, zamknąć szczel nie naczynie, do którego została pobrana i zapisać chwilę pobrania. W ciągu możliwie krótkiego czasu przeprowadza się wodę do aparatu pomiarowego w ten sposób, aby wszelkie straty radonu były zreduko wane do minimum: dla zmierzenia ilości radonu używa się metody wrze nia, następnie pozostawia się wodę w zamkniętym naczyniu w ciągu do statecznie długiego czasu i przystępuje się do nowej ekstrakcj i radonu w celu oznaczenia ilości radu w wodzie; ilość ta jest zresztą zwykle bardzo mała. Można również oznaczać rad w pozostałości otrzymanej drogą odparowania znanej ilości wody; w tej samej pozostałości ozna cza się równ ież tor. Jedyny radiopierwiastek, który można oznaczać w gazach natural nych, jest to radon, gdyż toron zanika tak szybko, że można go otrzy mywać tylko w bardzo specjalnych waru nkach; tak np. można wykryć toron w gazach wyciąganych z ziemi zapomocą przyrządów znajdują cych się w bezpośrednim kontakcie z glebą. W celu oznaczania ra donu pobieramy gazy w miejscu wydzielania się do szczelnego naczynia i zapisujemy chwilę pobrania; natychmiast potem przeprowadzamy gaz do komory jonizacyjnej, połączonej z przyrządem pomiarowym. Po zmierzeniu ilości radonu należy obliczyć poprawkę wynikającą z zaniku radonu i sprowadzić zmierzoną wartość do chwili pobrania. Jest rzeczą przyjętą wyrażać ilość radonu w milimikrocurie (10“, 3 curie, w skrócie mmc) na litr wody lub gazu w chwili pobrania. Niekiedy używa się również jednostki koncentracji «eman», wynoszącej 10“10 curie/Ii/r. W celu scharakteryzowania aktywności źródła należy wziąć pod uwagę nie tylko koncentrację aktywnych substancyj, lecz również wydajność źródła. Domniemany związek pomiędzy terapeutycznym działaniem zdrojów leczniczych i ich promieniotwórczością dał pobudkę do badania wielkiej liczby źródeł i błot leczniczych we wszystkich krajach. Aktywność wielu źródeł nie jest większa od aktywności zwykłej wody do picia lub wody rzecznej. Ta wartość normalna wynosi około 0, 1 mmc na litr (1 eman), zawartość zaś radu w wodach tego rodzaju jest rzędu 0, 005.10-’ ° g na I itr. Zawartość radonu w wodzie oceanów jest rzędu 0, 03 mmcjlitr, za wartość zaś radu waha się od 4 do 14.1015 g na litr; i w tym przy padku istnieje nadmiar radonu w stosunku do ilości wytwarzanej w mo rzu; ten nadmiar jest niewątpliwie przynoszony przez rzeki. Ze zbadanych dotąd wód źródlanych największą ilość radonu zawie rają źródła wytryskujące w kopalni uranu w Jachymowie; zawartość radonu wynosi 165 mmc na litr wody 450 mmc na litr gazu, zawartość zaś Ra wynosi 2.10-’° g na litr wody. Jak się wydaje, ta wielka ilość radonu pochodzi z granitowego masywu, w którym znajduje Się kopalnia (ISehounek). Nie wiemy nic pewnego o związku pomiędzy promieniotwórczością źródeł i ich temperaturą. Aktywność ulega wahaniom zależnym od pory dnia, od pór roku i od svarunków meteorologicznych. Wreszcie zazna czymy, że ropy naftowe zawierają radon, co pozostaje zapewne w związku z wielką rozpuszczalnością radonu w /wiązkach organicznych tego typu. Poniższa tablica zawiera dane dotyczące niektórych źródeł. Jak wi dać nie ma żadnej prostej zależności pomiędzy zawartością radonu i radu, co świadczy o tym, że czynniki, od których zależą te ilości, są w każdym przypadku różne ’ ). Temperatura (stopni I Bagnercs de Luchon, S. Lepape. Francja Extrcys (Hte-Loire), Francja La Bourboule, S. Cbauny, Francja Plombieres, S. Lambinet, Francja. Sail-Ies-Bains, S. du Hamel, Francja. Royal. S. S1. Mart, Francja Bagnolcs-de-1 ’Orne, G. Source, Francja. Vernet-Ies-Bains, S. Providence, Francja Luso, Portugalia Bath, King’s Well, Anglia Gastein, źródło Elżbiety, Austria Karisbad, Sprudcl, Czechosłowacja St Joachimsthal, źródło gorące Woda w zbiorniku Step, Czechosłowacja Brambach, Neue Quelle, Niemcy Baden Baden, Biitlquelle, Niemcy Ischia, źródła Rzymskie, Włochy. Colorado, S. n° 207, Stany Zjednoczone Lower Geyser Basin, Firchole Lake, Stany Zjednoczone. Murasugi, Etigo Mineral Spring, Japonia Arima, Irino-Yu, Japonia Arima, Itihozi, Japonia 29, 3 54, 8 26, 8 34 28, 8 26 37.6 50 46.7 72.5 270 23, 5 57 14.5 85 25 53.4 31 Tuwa (Bombaj), Indie. 67 Rn w 1 O “, “ curie/litr woda gaz Raw1010 g/litr-guz 415 340 205 1 41 115 145 7, 35 157 1 305 17, 3 533 0, 4 1640 18000 7150 500 1355 305 1614 502 497 25 159 0. 68 L 1, 4 336 os 3, 2 4500 2, 4 J 2725 2, 9 1 60.5 0, 8 138 3290 1 3, 2 . 3 3 o 620 9 ““’ILg =e

tcch U i ( J-W-łI LI w et I

Spośród emanacyj wydzielanych przez substancje promieniotwórcze, zawarte w glebie i wodach, tylko radon posiada dostatecznie długi okres życia, aby przeniknąć do wyższych warstw atmosfery drogą dyfuzji. Na ’) W Niemczech i w Austrii, a niekiedy również i w Polsce używa się w celu ozna czania aktywności źródeł tzw. jednostek Machego (j. M.). 1 j.M. jest to ilość radonu da jąca w przypadku zupełnego wykorzystania promieni a prąd nasycenia równy 0, 001 j.es. 1 /’. M = 0, 36’. mmc (L.W.). wet na znacznych wysokościach wykrywamy obecność radonu ora/ aktyw nego osadu radu. Turon znajduje się tylko w pobliżu gleby, natomiast aktywny osad to ru, którego okres jest dłuższy, może być porywany II i a dami powietrza i oddalać się od ziemi znacznie bardziej niż toron, z kté rego ten osad powstaje. Aktynon nie przenika wcale do atmosfery, niekiedy jednak wykrywamy aktywny osad aktynu, zresztą w bardzo małej ilości. W celu wykrywania obecności osadów aktywnych w powietrzu roz ciągamy długi izolowany drut metalowy, naładowany ujemnie, i pozo stawiamy go w ciągu czasu wahającego się od kilku godzin do kilku dni (E/ster i Geite/). Następnie zdejmujemy drut, nawijamy go na ramkę i stwierdzamy za pomocą elektrometru lub elektroskopu, że drut jest aktywny. Ta aktywność, niekiedy bardzo znaczna, zanika samorzutnie. Usuwając zewnętrzną warstwę drutu za pomocą pocierania lub działaniem kwasu, możemy skoncentrować aktywność w małej objętości materii; otrzymujemy w ten sposób aktywności wystarczające do zaczerniania klisz, lub wzbudzania fosforescencji. Doświadczenie udaje się zarówno na otwartym powietrzu jak i w zamkniętej przestrzeni; w pierwszym przypadku otrzymujemy większą aktywność, ponieważ możemy wyko rzystać większą objętość powietrza. Analiza krzywych dezaktywacji drutu wykazuje, że na drucie groma dzi się zazwyczaj mieszanina aktywnych osadów radonu toronu. W ciągu kilku pierwszych godzin znika osad radonu; otrzymujemy wówczas prawo zaniku charakteryzujące aktywny osad toronu i drogą ekstrapolacji obliczamy aktywność drutu w chwili początkowej, pocho dzącą od składników osadu torowego. Następnie odejmujemy ekstrapo lowaną krzywą od krzywej doświadczalnej i otrzymujemy krzywą za niku, zależną tylko od aktywnego osadu radonu, co pozwala obliczyć początkową ilość tego osadu. Wzg lędna zawartość aktywnych osadów radu i toru jest zależna od warunków doświadczalnych. W powietrzu ponad morzeni wykrywamy głównie osad aktywny Ha. Rzeczy mają się podobnie na wielkich wy sokościach ponad lądem stałym. Natomiast w pobliżu powierzchni ziem i znajd ujemy często w przeważającej ilości osad Th, zwłaszcza wówczas, gdy umieszczamy drut w zagłębieniu, przez które przepływa nieustannie powietrze wyciągane z gleby. Osady atmosferyczne, np. deszcz i śnieg, porywają podczas spadania osad aktywny. Pozostałość po odparowaniu 50 en! wody deszczowej po siada łatwo dostrzegalną, samorzutnie zanikającą aktywność; ta aktywność może być również strącona z wody deszczowej drogą odpowiedniej reakcji chemicznej. Otrzymana substancja promieniotwórcza daje się scharakteryzować jako aktywny osad radu. Świeżo spadły śnieg daje po odparowaniu aktywną pozostałość, analogiczną do aktywności wody deszczowej. Jeżeli śnieg pada w ciągu długiego czasu, to jego promie niotwórczość jest zmniejszona. Ilościowe badania promieniotwórczości atmosfery polegają najczęscleJ na oznaczaniu radonu. W tym celu możemy posługiwać się metodą bezpośrednią, polegającą na tym, że określoną objętość powietrza prze puszcza się przez wężownicę zanurzoną w ciekłym powietrzu; radon skrapla się w wężownicy i może być następnie wprowadzony do komory jonizacyjnej. Zamiast kondensacji w bardzo niskiej temperaturze można stosować absorpcję na węg I u; w tym przypadku należy ogrzać ru rkę zawierającą absorbent do 300 0 w celu wydzielenia zawartego w nim ra donu. Jako absorbentów używano również siarczku węgla utrzymywa nego w niskiej temperaturze oraz nafty. Otrzymane wyniki wahają się w szerokich granicach; średnia zawartość nad lądem w pobliżu po wierzchni ziemi jest rzędu 1016 curielcm 3, co odpowiada 2 atomom ra donu na cm 3. Na oceanie z dala od wybrzeża zawartość radonu jest mniej sza i spada do 1018 curielcm 3. W okolicach biegunowych nie znajdu jemy prawie wcale radonu. Doświadczenia wykonane w r balonach po zwoliły stwierdzić, że koncentracja radonu zmniejsza się wraz z wyso kością, co jest zgodne z założeniem, że radon znajdowany w atmosferze pochodzi z powierzchniowych warstw lądu. Próbowano również oznaczać radon za pomocą metody pośredniej, opartej na aktywacji drutów w warunkach poprzednio opisanych. Inter pretacja tych doświadczeń prowadzi jednak do wyników mniej dokład nych, ponieważ nie wiemy nic pewnego o zachowaniu się promieniotwór czych substancyj w atmosferze. Zagadnienie sprowadza się do wylicze nia koncentracyj radonu i toronu na podstawie koncentracyj atomów osadu aktywnego. Zakładamy, że w nieobecności pola elektrycznego rozmieszczenie emanacyj i składników osadów aktywnych jest jedno stajne i stosuje się do praw równowagi promieniotwórczej. Ta hipo teza jest do pewnego stopnia słuszna w przypadku radonu, natomiast średnia koncentracja toronu zmniejsza się szybko w miarę wzrastania odległości od powierzchni ziemi. Podamy przybliżoną teorię aktywacji drutów. Bierzemy pod uwagę drut o średnicy 2a, umieszczony wzdłuż osi cylindra o wewnętrznej średnicy 2b i naładowany ujemnie w ten sposób, że między drutem i cyl i ndrem istnieje różnica potencjałów V. Zakładamy, że na drucie osiadają tylko naładowane dodatnio atomy RaA; niektóre spośród tych atomów ulegają zanikowi zanim dosięgną drutu. Niech będzie C liczba atomów RaA osiadających w jednostce czasu na jednostce długości drutu, Co — liczba atomów wytworzonych w ciągu tego samego czasu wewnątrz cylindra i na jednostce jego długości. Zależność CIC“ od V jest analogiczna do zależności prądu jonowego od różnicy potencjałów. Stosunek CIC o jest zbliżony do 1 w przypadku małej odległości i wiel kiej różnicy potencjałów pomiędzy drutem i cylindrem; w tym przypadku otrzymujemy prawie całkowitą ilość osadu wytworzonego w rozporzą dzalnej objętości powietrza; natomiast jeżeli zwiększamy objętość lub zmniejszamy napięcie, otrzymujemy coraz mniejszy stosunek CIC o; sto sunek ten dąży do O w miarę wzrastania tych wielkości. W ten spo sób można obliczyć wartość graniczną, odpowiadającą wielkości Co’ Mierzymy aktywność drutu, pochodzącą od RaA i jego pochodnych, i drogą porównania z aktywnością, którą znana ilość radonu daje w tych samych warunkach, obliczamy koncentrację N radonu. W dokładniejszej teorii musimy wziąć pod uwagę rekombinację jo nów RaA z zawartymi w powietrzu ujemnymi jonami oraz osiadanie atomów RaA na pyłkach, wskutek czego powstają wielkie mało ruch liwe jony. Te zjawiska odgrywają małą rolę w przypadku, gdy objętość gazu jest ograniczona, ponieważ jonizacja powietrza jest na ogół bardzo słaba. Istnieje jednak zawsze pewna strata wydajności, wynikająca z tego, że nie wszystkie atomy RaA są naładowane w chwi I i powstawania. W miarę, jak promień b cylindra wzrasta, warunki stają się coraz podobniejsze do warunków ekspozycji drutu na otwartym powietrzu, koncentracja RaA w sąsiedztwie drutu jest wówczas zbliżona do kon centracji w stanie równowagi. Prądy powietrza przyczyniają się do osiągnięcia tego stanu. Wpływ rekombinacji oraz pyłków jest w tym przypadku znacznie większy niż w ograniczonej objętości. Podobne rozważania stosują się do aktywnego osadu toru, prowadzą jednak do mniej dokładnych wyników, ponieważ toron nie posiada jed nakowej koncentracji we wszystkich punktach zużytkowanej objętości. Zamiast zbierać osad aktywny w spoczywającym powietrzu, można przepuszczać znaną ilość powietrza przez cylindryczny kondensator (aspirator Eberta) i w ten sposób połączyć powiększenie użytecznej przestrzeni z zachowaniem warunków całkowitej ekstrakcji jonów pro mieniotwórczych (Gerdien, Kohlrausch). Podczas aktywacji ilości ciał A, B \ C na drucie wzrastają zgodnie z prawami przemian promieniotwórczych. Prąd jonowy, pochodzący od drutu aktywowanego w ciągu czasu t, zmierzony bezpośrednio po za kończeniu aktywacji lub po upływie określonego czasu od tej chwili, daje się przedslawić jako suma wyrazów proporcjonalnych do ilości każdego składnika i do jego współczynnika aktywności w przyrządzie pomiarowym. Jeżeli te współczynniki aktywności są znane, to można obliczyć ilość zebranego RaA na podstawie zmierzonego prądu l. Znajo mość koncentracji N’ atomów RaA w przepływającym powietrzu pozwala obliczyć koncentrację atomów radonu w równowadze z RaA. Jeżeli mamy do czynienia również z osadem Th, to do I należy dodać wyrazy uzupełniające. Analiza krzywej, przedstawiającej I jako funkcję czasu podczas aktywacji lub po jej zakończeniu, pozwala rozłożyć prąd na części pochodzące od każdego z osadów aktywnych. Część pocho dząca od Th wzrasta wraz z czasem ekspozycji i jest zależna od użytej aparatury; w niektórych doświadczeniach, wykonanych z drutami o dłu gości 10 do 100 in, eksponowanymi na otwartym powietrzu na wysokości kilku metrów, udział Th wynosił więcej niż 50%’. Możemy zebrać w ciągu bardzo krótkiego czasu osad aktywny, za warty w ograniczonej objętości powietrza, wytwarzając wyładowanie w postaci iskry między ostrzem i płytką (metoda Sella). Taka iskra przenosi na płytkę nie tylko promieniotwórcze jony, lecz również pyłki zawieszone w powietrzu. Są to więc warunki sprzyjające dobremu wy korzystaniu osadu. Ta metoda daje mniejsze wartości stosunku osadów aktywnych Th i Ra, niż metoda aktywowania na otwartym powietrzu. Jest rzeczą możliwą, że wartości otrzymywane za pomocą iskry są bar dziej zbliżone do wartości odpowiadających równowadze promieniotwór czej pomiędzy emanacjami i ich pochodnymi, zawartymi w powietrzu w pobliżu powierzchni ziemi. Doświadczenia wykonane w balonie wykazują, że koncentracja osadu aktywnego zmniejsza się szybko wraz z wzrostem wysokości; jest to wyraźn iejsze w przypad ku Th. Koncentracja radon u ponad morzem jest znacznie mniejsza niż ponad lądem. 1tD j:x i..r........ j==i et I y. j:x i..r........ j-t w Powietrze atmosferyczne jest zawsze słabo zjonizowane. W pobliżu powierzchni ziemi i na umiarkowanych wysokościach jonizacja pochodzi prawie wyłącznie od ciał promieniotwórczych, rozproszonych w powietrzu, w wodzie i w glebie. Na znacznych wysokościach pojawia się nowy czynnik jonizujący, «bardzo przenikliwe promieniowanie kosmiczne», kté rego działanie na poziomie morza jest stosunkowo nieznaczne. Systematyczne badanie jonizacji atmosfery stanowi bardzo interesu jące zagadnienie; w istocie jony odgrywają rolę w różnych zjawiskach meteorologicznych, np. w powstawaniu pola elektrycznego w atmosferze, w tworzeniu się obłoków wskutek skraplania się pary wodnej na nała dowanych centrach oraz w zjawiskach obserwowanych podczas burz. W celu zmierzenia zawartości jonów w powietrzu, posługujemy się aspiratorem Eberta. Jest to rurka, przez którą przedmuchujemy znaną objętość powietrza, oddającego jony elektrodzie umieszczonej wzdłuż osi (9 6). Jest rzeczą ważną rozróżniać «małe jony» oraz «wielkie jony» powstające drogą osiadania małych jonów na pyłkach i kropelkach (P. Langeoin). Stosunek między ilościami jonów każdego rodzaju zmie nia się w zależności od warunków atmosferycznych i od czystości po wietrza. Koncentracja jonowa posiada dobowy okres zmienności obok okresów dłuższych. Wielkie jony oraz cząstki obojętne o analogicznych rozmiarach od grywają prawdopodobnie rolę zarodków kondensacji w powstawaniu obło ków na wysokości mniejszej od 2000 m. W masie powietrza, wznoszą cej się w dalszym ciągu po utworzeniu takiego obłoku, nowe krople mogą powstawać tylko na znacznie większej wysokości (10 do 12 kin), mianowicie wtedy, kiedy wskutek oziębienia powstaje stan silnego prze sycenia, w którym para może się skraplać na małych jonach. Przewodnictwo elektryczne powietrza jest zależne prawie wyłącznie od koncentracji małych jonów; wielkie jony są zbyt mało ruchliwe, aby przyczyniać się w dostrzegalnym stopniu do przenoszenia ładunku, jak kolwiek ich liczba i ładunek mogą być tego samego rzędu wielkości, co liczba i ładunek małych jonów. Jonizacja atmosfery tuż przy ziemi jest znacznie większa niż na pew nej wysokości. W zagłębieniach lub grotach znajdujemy niekiedy bar dzo znaczną jonizację; silnie przewodzą również gazy. wyciągane z ziemi. Te zjawiska przypisujemy znacznej zawartości emanacyj i osadów ra dioaktywnych w powietrzu okludowanych w glebie. Liczba par jonów j, wytwarzanych w 1 cm* i w sekundzie w normal nym powietrzu, jest zależna od różnych czynników jonizujących. Jeżeli n jest to koncentracja jonów, dodatnich lub ujemnych (zakładamy, że te koncentracje są jednakowe), to na podstawie praw rekombinacji powin n i ś m y m i e ć n = Yj/a. N i e k t ć r z y a u t o r o w i e u t r z y m uj ą j e d n ak, ż e wat m 0 sferze, gdzie koncentracja jonów jest niezmiernie mała, znikanie jonów zachodzi nie tyle wskutek rekombinacji jonów odwrotnego znaku, ile wskutek łączenia się jonów z obcymi cząstkami. Z tego punktu widze nia należałoby zmienić wzór przedstawiający szybkość rekombinacji, m ianowicie dodać do znanego wyrazu arf wyraz 6« posiadający sto sunkowo większe znaczenie, przynajmniej w zagadnieniu elektrycz ności atmosferycznej. Zakładając, że a jest równe około 1, 6.106, znaj dujemy wartości 3 rzędu 0, 02 sek.-\ co odpowiada średniemu czasowi życia jonu w normalnym powietrzu, wynoszącemu około 50 sek. Jeżeli k o n c e n t r a c j a n = 1 0 3, an 2 j e s t s t o s u n k o w o m a ł e wo b e c 3«. Liczne pomiary, których wyniki są dosyć rozbieżne, prowadzą do wniosku, że koncentracja jonowa w normalnym powietrzu i na niewiel kiej wysokości ponad poziomem morza jest zbliżona do n = 600, co odpowiada j = 12 zgodnie z wzorem j = j3«. Główna część tej joni zacji pochodzi od ciał promieniotwórczych znajdujących się w glebie i w atmosferze. Ilości 1 O — 16 curie radonu na c/n 3 odpowiada emisJa około 3, 5.106 cząstek a Rn, RaA i RaC na sekundę; biorąc pod uwagę, że liczby jo nów wytwarzanych przez cząstki a tych radiopierwiastków wynoszą 155000, 170000 i 220000, znajdujemy, że całkowita liczba jonów na se kundę i cm 3 powi nna wynosić 2J (/j e st to skrót używany w znaczeniu jednej pary jonów wytwarzanych w c/n 3 i w sekundzie). Tę liczbę na leży powiększyć o 10? w celu uwzględnienia działania promieni 3 i co daje razem 2, 2z Przypisując taki sam udział toronowi i jego aktywnemu osadowi otrzymujemy j = 4, 4z W celu obliczenia udziału przenikliwego promieniowania ( wycho dzącego z ziemi, weźmy pod uwagę element objętości umieszczony w powietrzu w punkcie O w pobliżu powierzchni ziemi i przeprowadźmy poniżej tej powierzchni dwie koncentryczne półkule o promieniach r i r + dr ze środkiem w punkcie O. Masa materii zawartej pomiędzy pół kulam i wynosi 2r.rpdr, gdzie p jest to gęstość. Promieniowanie tej warstwy wytwarza w punkcie O dn = 2TI Ke-f-“ rpp dr/r jonów w jed nostce objętości, gdzie K jest to liczba jonów wytworzonych w jednostce objętości w odległości jednego cm od 1 g aktywnej substancji; p jest to ilość substancji promieniotwórczej w gramach na gram gleby; u, zaś współczynnik absorpcji promieniowania w glebie. Całkując od r = O do l. = 00 znajdujemy n = 2xKpp/\).. Doświadczenia wykonane z radem jako źródłem promieni f dają K = 3, 9.10°; kładąc u. == 0, 1 znajdujemy, M. Curie-Sklodowska. Promieniotwórczość. 27 418 że gleba o gęstości P = 2 i zawartości radu p = 2.1 012 przyczynia się do całkowitej jonizacji wyrazem dodatkowym, wynoszącym około 1z Jeżeli zawartość toru p = 1 0“, 5, to efekt jon izacyj ny jego prom i en iowa nia Y jest tego samego rzędu wielkości, jak to wynika zresztą z bezpo średnich pomiarów porównawczych. Obie przyczyny razem dawałyby około 21, przy czym ta wartość może być dwa razy większa w przy padku, gdy znajdujemy się w okolicy wyjątkowo aktywnej. Otrzymany wynik nie stosuje się do bezpośredniej bliskości gruntu, gdzie produkcja jonów jest znacznie większa (1001 lub jeszcze więcej), ponieważ w tym przypadku możemy mieć do czynienia z bezpośrednim działaniem pro mieni a i p substancyj zawartych w glebie lub wydzielających się z gleby. Te zakłócenia przestają być dostrzegalne w odległości rzędu 1 m. Rozważania tego rodzaju prowadzą jednak tylko do wartości z gruba przybliżonych, ponieważ koncentracja radiopierwiastków w gle bie i w atmosferze waha się w szerokich granicach. Ogólnie biorąc możemy powiedzieć, że z całkowitej obserwowanej jonizacji 6, 5 do 1 O 1 pochodzi od promieniotwórczości gleby i atmosfery. Zakłada jąc, że promieniowanie kosmiczne dostarcza na poziomie morza 1, 51 (9 151) otrzymujemy całkowitą jonizację 8 do 1 1 I, co nie różn i się zbytnio od wartości 1 21 obliczonej na podstawie zawartości małych jonów. Jest rzeczą zbędną zajmować się szczegółowo różnicą między wartościami obliczonymi i doświadczalnymi, ponieważ dane, na których opierają się obliczenia, są niepewne. Zamiast badać działanie czynników jonizacyjnych obecnych w atmo sferze na otwartym powietrzu, możemy stosować metodę jonizacji w zamkniętym naczyniu, polegającą na tym, że mierzy się prąd nasyce nia 1 wytwarzany w szczelnej komorze jonizacyjnej. W tych warun kach pomiar 1 daje bezpośrednio liczbę jonów wytwarzanych w komorze w jednostce czasu; zjawisko rekombinacji nie odgrywa tu żadnej roli. Badanie określonej masy powietrza pozwala osiągnąć większą dokład ność i używać czulszych przyrządów. Z drugiej strony należy wziąć w tym przypadku pod uwagę efekt ścianek. Jonizacja w zamkniętym naczyniu może być przypisana różnym czynnikom. Są to: 1 ° Przenikliwe promienie których źródłem są bądź substancje promie niotwórcze znajdujące się w glebie, bądź cząstki osadu aktywnego zawie szone w powietrzu lub osiadające na zewnętrznej powierzchni ścianek komory (promieniowanie zewnętrzne). Promienie wtórne wysyłane przez ścianki pod działaniem promieni pierwotnych, przychodzących z zewnątrz. 2° Promienie wysyłane przez emanacje i osady aktywne, znajdujące się wewnątrz komory. Promienie wtórne towarzyszące tym promieniom pierwotnym. 3° Promienie obserwowane w przypadku, gdy ścianki są promienio twórcze; promienie wtórne towarzyszące tym promieniom pierwotnym. 4° Promienie kosmiczne. Wymienimy teraz metody służące do badania każdego z tych skład ników oddzielnie. Możemy osłabić promieniowanie przenikliwe przychodzące z zewnątrz otaczając komorę ze wszystkich stron ekranami pochłaniającymi. Ekrany powinny być zrobione z materiału wolnego od zanieczyszczeń promie niotwórczych. W celu uzyskania pewnoscl, że do komory jonizacyjnej nie zostały wprowadzone emanacje, napełniamy komorę powietrzem pozbawionym gazów promieniotwórczych za pomocą jednego ze sposobów służących do ich oznaczania (9 49). Po dokonaniu tego zabiegu ewentualna obec ność emanacyj w komorze musiałaby być przypisana domieszkom pro mieniotwórczym zawartym w ściankach. Wpływ ścianek jest podwójny. Z jednej strony ścianki mogą zawie rać ślady substancyj promieniotwórczych; ta niedogodność może być usunięta drogą wyboru odpowiedniego materiału. Z drugiej strony ścianki przyczyniają się zawsze do powiększenia jonizacji, nawet wtedy, kiedy są zupełnie nieaktywne, ponieważ pod działaniem promieni pier wotnych stają się źródłem promieni wtórnych. Najważniejsze zjawisko tego rodzaju wynika z absorpcji promieni Y, której towarzyszy emisja fotoelektronów i elektronów CompIona, jon izujących powietrze ko mo ry. Inna część jonizacji pochodzi od elektronów wyzwolonych w gazie wy pełniającym komorę; należy przeto rozróżniać efekt gazu i efekt ścianek (9 96). Względne znaczenie tego ostatniego zjawiska zależy od rozmiarów komory i od materiału ścianek, jak również od ciśnienia i natury gazu. W komorze świeżo napełnionej zupełnie czystym powietrzem po sta rannym oczyszczeniu ścianek zachodzi stopniowy i powolny wzrost jo nizacji. Źródłem tego wzrostu może być wydzielanie się emanacji ze ścianek; możliwe są również przypadkowe zmiany jonizacji, zależne od zakłóceń przychodzącego z zewnątrz promieniowania przenikliwego. Po miary mogą być porównywalne dopiero wtedy, gdy wszystkie te zmiany zostały dokładnie zbadane. Jonizacja / w zamkniętym naczyniu wzrasta wraz z ciśnieniem gazu w komorze. Możemy przedstawić jonizację jako sumę dwóch wyrazów, z których pierwszy jest proporcjonalny do ciśnienia i pochodzi od pro mieni przenikliwych, drugi zaś dąży wraz z wzrostem ciśnienia do wartości granicznej; ten drugi wyraz przypisujemy działaniu łatwo po chłanianych promieni, wychodzących ze ścianek; względne znaczenie obu wyrazów jest zależne od warunków doświadczalnych. Niektórzy auto rowie podają, że jonizacja pod dostatecznie wysokim ciśnieniem (więk szym od 50 atm) staje się niezależna od ciśnienia. Wtórny efekt ścia nek jest tym wydatniejszy, im większa jest liczba atomowa Z metalu, z którego ścianki są zrobione; możemy przeto zmniejszyć ten efekt używając ścianek wyrobionych z metalu o małym ciężarze atomowym. Jako ogólny wynik licznych pomiarów i spostrzeżeń możemy podać, że jonizacja w zamkniętym naczyniu wynosi na poziomie morza średnio około 10/ w przypadku, gdy efekt ścianek został w granicach możli wości usunięty. Ta wartość jest zgodna z wartością obliczoną na pod stawie pomiarów koncentracji jonów w atmosferze. Wartości, znacznie większe od tej wartości średniej, zostały otrzymane w okolicy terenów granitowych lub kopalni potasu. Na oceanach jonizacja spada do 4 /; jeszcze mniejsze wartości otrzymano w kopalniach soli kuchennej, na wielkich jeziorach oraz na rozległych polach śnieżnych lub lodowych. Niezmiernie doniosły jest fakt, iż jonizacja zmienia się wraz z wy sokością; te zmiany były badane za pomocą wzlotów balonem lub wznoszenia się na szczyty gór. Aż do 2000 m zmiany są nieznaczne (Gockel), natomiast między 2000 i 5000 m zachodzi wyraźny wzrost jo n i z a c j i. N a p o d s t a w i e t y c h s P o s t r z e żeń Hess za ł o żył, ż e i s t n i e j e p r o m i e niowanie przychodzące z góry, według wszelkiego prawdopodobieństwa spoza ziemi, znacznie bardziej przenikliwe niż wszystkie inne znane ro dzaje promieniowania. Ta hipoteza została potwierdzona drogą badania współczynników absorpcji nowego promieniowania, które otrzymało na zwę ((promieniowania kosmicznego)). Niezależnie od wspomnianych wyników, doświadczenia dotyczące za burzeń w rozchodzeniu się fal radiowych prowadzą do wniosków, że na wysokości 50 km, gdzie powi etrze jest bardzo rozrzedzone, i stn i ej e warstwa silnie zjonizowana. Jest rzeczą prawdopodobną, że przewod nictwo tych górnych warstw atmosfery ma źródło w absorpcji promieni nadfiołkowych wysyłanych przez słońce. 9 151. Ra. e e k:a. La e RJ. ay jonizcqi. W poprzednim ustępie była mowa o tym, że pomiary jonizacji po wietrza w zwykłych warunkach doprowadziły do odkrycia promieni ko smicznych. Za pomocą tej samej metody wykazano, że nowe promie niowanie jest znacznie przenikliwsze od najbardziej przenikliwych pro mieni ( ciał radioaktywnych. Jonizacja wytworzona na poziomie morza przez promieniowanie ko smiczne wynosi tylko 10% jonizacji pochodzącej od radiopierwiastków. W celu ułatwienia pomiarów usuwamy w miarę możności działanie promieniotwórczości i używamy komór jonizacyjnych napełnionych silnie sprężonym gazem (10 do 50 atm). Otrzymane wartości redukuje się do wartości w powietrzu o gęstości normalnej (jednostka J, por. str. 417). Pomiary mogą być wykonywane w dogodnych warunkach w jeziorach, których wody są bardzo mało aktywne; za pomocą pomiarów tego ro dzaju zdołano zbadać promieniowanie aż do głębokości przekraczającej 200 m. Komora umieszczona w wodzie była zaopatrzona w automatyczne urządzenie do rejestrowania prądu (Regener, jezioro Bodeńskie). Analo giczne pomiary zostały wykonane w jeziorach położonych w wysokich górach, gdzie jonizacja pochodząca od promieni kosmicznych jest znacz nie większa niż na poziomie morza (Millikan i Cameron). W ten spo sób znaleziono, że wartość współczynnika absorpcji w wodzie wynosI IJ. = 0, 002 do 0, 004 cm-I. Wykryto również grupę promieni jeszcze bardziej przenikliwych, u, = 0, 0002 cm1. Krzywa na rys. 169 przedsta wia jonizację w jednostkach / w zależności od grubości pochłaniającej warstwy wody; grubość warstwy atmosfery znajdującej się nad pozio mem wody została wyrażona jako równoważna liczba metrów wody. Posługując się licznikiem zamiast komory jonizacyjnej możemy wy kryć działanie promieni kosmicznych, które przeniknęły przez metr ołowiu. W założeniu, że promienie kosmiczne różnią się od promieni 7 tylko stopniem przenikliwości, możemy dokonać próby obliczenia długości fali na podstawie pomiaru absorpcji. W ten sposób otrzymujemy wartości energii kwantowej rzędu 1 0 8 ew lub jeszcze większe. Wszelako stoso wanie wzorów absorpcyjnych nie jest poprawne w tym przypadku, ponieważ zjawi ska komplikują się wskutek istnienia absorpcji jądrowej, charakteryzującej promienie 7 o e n e r g i i w i ę k s z ej od 1 O o ew. Zmiany jonizacji wraz z wysokością. Wzrasta ..... nie Jonizacji wraz z wyso kością było badane za po mocą wzlotów balonowych i balonów-sond. Pierwszy z tych sposobów był stoso wany przez obserwatorów, którzy dotarli w stratosferze ąż do wysokości 17 km (ci śnienie 7 cm Hg) (Plccard i Cosyns). Za pomocą ba lonu-sondy, wypuszczonego przez Regenera i zaopatrzo nego w przyrządy samozapi sujące, otrzymano wartości prądu jonowego, ciśnienia i temperatury aż do wysokości 20 km (ciśnienie 2 cm Hg). Sprowadza jąc wyniki pomiarów jonizacji do wyników, które byłyby otrzymane w normalnych warunkach ciśnienia i temperatury, otrzymujemy krzywą przedstawioną na rys. 170. Jak widzimy, ta krzywa wykazuje najpierw szybki wzrost, po czym zakrzywia się; na krańcach atmosfery jonizacja dąży do wartości granicznej, wynoszącej około 275 /, tj. 275 par jo n ów na cm 3 n o rm al n ego powietrza i na seku ndę. 4.0 1 5 20 10 Rys. 169. Absorpcja promieni w wodzie. kosmicznych M e t o d a I i c z n i k ć w e I e k t r o n o w y c h. Bothe Ko/hórster za stosowali liczniki Geiger. a-Mul/era do badania promieni kosmicznych. Zalety tej metody wynikają nie tylko z jej wielkiej czułości. Używając dwóch lub trzech liczników w odpowiednim położeniu, połączonych z przyrządem wzmacniającym, reagującym tylko na impulsy jednoczesne (metoda koincydencyj), możemy usunąć wpływ zjawisk wtórnych i zba dać kierunek promieni jonizujących. W ten sposób znaleziono, że liczba cząstek jonizujących jest największa w kierunku pionowym oraz że 300 300 ciśnienie I 8 200 w mm Uf 1) 12, 15 w Km -I-r-n 20 2530 wysokość Rys. 170. zmniejsza Się W miarę wzrastania nachylenia. Ten spadek natężenia tłumaczymy tym, że promienie przechodzące skośnie przez atmosferę są silniej pochłaniane. Jeżeli do licznika wpadają promienie ze wszystkich kierunków, to liczba impulsów wynosi około 1, 5 na cnl powierzchni licznika i na minutą. Metoda torów mgiełkowych. Jonizujące cząstki należące do promieniowania kosmicznego mogą być fotografowane za pomocą komory rozprężeń, umieszczanej najczęściej w polu magnetycznym. Jeżeli natę żenie pola jest niezbyt wielkie, dostrzegamy prostolinijne tory, podobne do torów bardzo szybkich elektronów (tab!. XXVI, fig. 1 i 2)., Jeden taki tor widzimy również na tab!. XIX fig. 3; tor ten różni się brakiem zakrzywienia od znajdujących się na tej samej kliszy torów elektrono wych, pochodzących od promieni f (Skobie/cyn) (pole 1800 ocrstedów). W silniejszych polach magnetycznych (np. 18000 oerstedów) prawie wszystkie tory są zakrzywione. Pomiar promienia krzywizny pozwala wyznaczyć energią cząstki, jeżeli jej masa jest znana. Jeżeli nie mamy do czynienia z warunkami, w których masa protonu jest znacznie większa od jego masy spoczynkowej, to prędkość protonu jest bardzo mała wobec prędkości elektronu dającego tę samą wartość iloczynu RH; w związku z tym zdolność jonizacyjna protonu jest znacz nie większa. Na podstawie gęstości jonów utworzonych wzdłuż toru możemy zatem wykryć różnicę mas cząstek, których tory zostają w po dobny sposób zakrzywione w danym polu magnetycznym. W ten spo sób znajdujemy, że tory protonów przytrafiają się rzadko, najczęściej są to tory elektronów; ich zakrzywienie w polu magnetycznym oraz do mniemany kierunek ruchu po torze odpowiada w prawie równej liczbie przypadków ładunkom dodatnim i ujemnym. To spostrzeżenie dopro wadziło do odkrycia elektronu dodatniego, czyli pozytonu (Anderson), tj. cząstki dodatniej, której masa spoczynkowa nie różni się zbytnio, jak to wskazują dotychczasowe przybliżone pomiary, od masy spoczynkowej elektronu. Energia elektronów i pozytonów promieniowania kosmicz n e g o wa h a s i ę o d 1 O 6 d o 1 O o ew, z d a r z aj ą s i ę j e d n akr ć w n i e ż c z ą s t k i O energ i i większej od 1 0 10 ew. W przypadku, gdy energia przybiera taką wyjątkowo wielką wartość, różnice między torami protonowymi 1 elektronowymi zacierają się, ponieważ energia własna protonu jest wówczas, podobnie jak energia własna elektronu, bardzo mała wobec e n e r g i i k i n e t y c z n ej ( e n e r g i a s p o c z y n k o w a p r o t o n u 9. 1 0 8 ew, e n e r g i a s p 0 czynkowa elektronu 5, 1.10 5 ew). Umieszczając w komorze rozprężeń płytkę ołowianą o grubości kilku milimetrów stwierdzamy, że jonizu jące cząstki kosmiczne, przechodzące przez tę płytkę, doznają niekiedy znacznej straty prędkości, wskutek czego promień krzywizny toru zmniejsza się. W ten sposób możemy ustalić, w którą stronę biegnie ta cząstka. P r o m i e n i e w t ć r n e. S n o p y. Jedno z najciekawszych zjawisk dostrzeżonych w promieniowaniu kosmicznym polega na tym, że cząstki jonizujące mogą występować w postaci grup, czyli «snopów» zawierają cych niekiedy 20 lub więcej cząstek (B/acke/t i Occh ia lin i, tab!. XXV I, fig. 3). W niektórych przypadkach promienie snopa wybiegają ze wspól nego punktu, co świadczy o ich niewątpliwym pochodzeniu wtórnym. Często spotykane rozgałęzienia torów stanowią inny przykład wtórnych cząstek, towarzyszących cząstkom pierwotnym (Skobie/cyn). Jeżeli we wnątrz komory rozprężeń znajduje się płytka z ołowiu lub z innego metalu, obserwowane snopy wybiegają niekiedy z tej płytki. Całkowita energia wszystkich cząstek należących do jednego pęku jest rzędu wiel kości 1 0 10 ew. W doświadczeniach wykonywanych za pomocą komory jonizacyjnej dostrzeżono, że od czasu do czasu pojawiają się nagle wiel kie ilości jonów, świadczące o wydzielaniu się energii tego samego rzędu wielkości lub jeszcze większej. Jest rzeczą możliwą, że te zja 423 424 wiska mają źródło w przemianach jądrowych, spowodowanych przez promienie kosmiczne. Natura promieni kosmicznych. Wpływ szerokości geo graficznej. Promienie kosmiczne mogą być traktowane bądź jako nie zmiernie przenikliwe promienie Y, bądź jako naładowane cząstki prze biegające ku ziemi z bardzo wielką prędkością z przestrzeni międzypla netarnej. Jeżeli są to istotnie cząstki naładowane, to powinny być od chylane w polu magnetycznym ziemskim, wskutek czego liczba czą stek przybywających w okolicy biegunów magnetycznych powinna być większa niż w okolicy równika. Liczne doświadczenia potwierdziły istnie nie tego wpływu szerokości geograficznej (Clay, A. II. Compton i współ pracownicy). Jonizacja spowodowana przez promienie kosmiczne jest o około 15% większa pod 50° szerokości geograficznej niż na równiku. Na wielkich wysokościach wzrost jonizacji jest jeszcze większy. Należy zatem przyjąć, że promienie kosmiczne są utworzone częściowo lub może nawet w całości z elektronów dodatnich i ujemnych, przenikają cych z zewnątrz do atmosfery ziemskiej. Skądinąd wiemy, że zorze bie gunowe są również spowodowane przez elektrony wpadające do atmo sfery, energia tych elektronów jest jednak znacznie mniejsza od energii spromieni kosmicznych. Nie wiemy dotąd nic o pochodzeniu energii pierwotnych cząstek kosmicznych. Możemy tylko stwierdzić, że energia ta jest tego samego rzędu wielkości, co całkowita energia masy ciężkich jąder atomowych. 9 Ft:i3. pale ( e=i w tiEł Ii i ““’ł=a. Niektórzy autorowie zwrócili uwagę na to, że radiopierwiastki muszą odgrywać pewną rolę w równowadze cieplnej ziemi i słońca. Istnienie życia na ziemi jest uzależnione od dopływu energii dostar czanej przez promieniowanie słoneczne. Z licznych pomiarów wynika, że tzw. stała słoneczna, tj. ilość energii padającej w ciągu minuty w kie runku pionowym na 1 cni powierzchni ziemi wynosi średnio 2 kalorie, tj. 0, 035 kaljsek. Ponieważ odległość między ziemią i słońcem wynosi D == 1, 5.10 13 cm, przeto całkowita energ ia wyprom ien iowana przez słońce w ciągu sekundy jest równa 0, 035.4rcZ)\ czyli 1 0 26 kaljsek. Z drugiej strony, biorąc pod uwagę, że masa słońca wynosi 2.10 32 g i że 1 g uranu w równowadze z pochodnymi wydziela 2, 5.103 kaljsek, obliczamy, że nawet gdyby słońce było utworzone całkowicie z uranu, przemiany pro mieniotwórcze mogłyby dostarczyć tylko 5.10 25 kaljsek, tj. połowę ilości obserwowanej. W rzeczywistości jednak uran odgrywa stosunkowo niewielką rolę wśród znanych pierwiastków, stanowiących składniki słońca i ziemi. Analiza widmowa promieniowania słonecznego nie ujawniła dotąd obecności radiopierwiastków, jest jednak rzeczą możliwą, że te pler wiastki znajdują się w części centralnej, której promieniowanie ulega pochłonięciu w warstwach powierzchniowych. Obecność helu w fotosfe rze słońca mogłaby świadczyć o przemianach promieniotwórczych, zwią zanych z powstawaniem tego gazu. Tak czy inaczej, jest rzeczą niewątpliwą, że znane przemiany pro mieniotwórcze nie mogą stanowić głównego źródła energii wypromie niowywanej przez słońce, lecz dostarczają tylko niewielkiej części tej energii. Nie możemy zresztą stwierdzić czy i w jakich rozmiarach te przemiany zachodzą, gdyż związane z nimi promieniowanie powinno ulec prawie całkowitej absorpcji w górnych warstwach atmosfery. Dawniej sądzono, że źródłem energii promieniowania słonecznego jest zmniejszanie się energii ciążenia wskutek kurczenia się słońca. Lord Kelvin obliczył, że gdyby to przypuszczenie było słuszne, wiek słońca powinienby wynosić co najwyżej 100 milionów lat. Według ra chunku Darwina wartość tę należy znacznie zmniejszyć (do 12 milionów lat). Tak obliczony wiek słońca jest bardzo krótki w porównaniu z trwa niem okresów geologicznych. Nie ulega zatem wątpliwości, że wewnątrz słońca istnieją inne źródła energii, podtrzymujące jego wysoką tempe raturę: mogą to być znane lub nieznane zjawiska promieniotwórcze, zjawiska powstawania atomów z cząstek elementarnych lub wreszcie procesy unicestwiania się masy. Co się tyczy ziemi, to przed odkryciem promieniotwórczości sądzono, że ziemia stygnie nieustannie, począwszy od chwili, kiedy istniała w sta nie rozżarzonej bryły. Lord Kelvin podał bardzo szczegółową teorię tych zjawisk. Zgodnie z tą teorią ostyganie ziemi przez promienowanie odbywało się najpierw bardzo szybko wskutek istnienia prądów kon wekcyjnych, krążących w roztopionej masie, i po stosunkowo krótkim czasie temperatura spadła do punktu krzepnienia skał powierzchniowych (około 4000 0 r). Po utworzeniu się stałej skorupy, postępującej stopniowo ku środkowi ziemi, skończył się okres szybkiego stygnięcia i odtąd dal sze oziębianie odbywało się bardzo powoli, gdyż małe, przewodnictwo cieplne skorupy uniemożliwiało szybki dopływ wewnętrznego ciepła ku powierzchni. Powstał rodzaj równowagi pomiędzy energią uzyskiwaną od słońca i energią utrącaną w promieniowaniu ziemi. Ponieważ ta wy miana odbywała się w warstwie powierzchniowej, na powierzchni ziemi ustaliła się średnio niezmienna temperatura wraz z innymi warunkami, od których zależy klimat, i życie na ziemi stało się możliwe. Chwilę zestalenia się skorupy musimy uważać za początek geologicznej i bio logicznej historii globu ziemskiego. Stosunki cieplne, które zapanowały od tej chwili, możemy scharakteryzować wzorem wyrażającym ilość ciepła O, traconą przez ziemię w jednostce czasu; mamy mianowicie O = SKG, gdzie S jest to powierzchnia Ziemi, K-współczynnik prze ’) W późniejszych teoriach przyjęto jako temperaturę topnienia 1200° do 1800°. wodnictwa cieplnego skał powierzchniowych, Ggradient temperatury w pobliżu powierzchni. Podczas tego całego okresu temperatura po wierzchniowa nie ulegała większym zmianom, natomiast zmieniał się stopniowo rozkład temperatury wewnątrz ziemi. Spadek temperatury był najpierw umiejscowiony w okolicy powierzchni, stopniowo jednak przenikał coraz głębiej, w miarę jak ostyganie sięgało coraz większej głębokości tak, iż gradient G mierzony przy powierzchni zmniejszał się nieustannie. Opierając się na tych danych możemy obliczyć czas po trzebny, aby gradient uzyskał wartość obserwowaną w chwili obecnej. Otrzymujemy w ten sposób wartość rzędu 100 milionów lat jako czas trwania historii geologicznej, czyli «wiek ziemi». Nowsze rachunki, oparte na tych samych podstawach, prowadzą do wartości wieku ziemi wynoszącej tylko 22 miliony lat. W i e k wyznaczony w ten sposób jest zbyt krótki “, aby można było w nim umieścić główne momenty historii naszego globu. Postępy osty gania obejmującego coraz głębsze warstwy oraz wynikające stąd zja wiska kurczenia się nie wystarczają do wytłumaczenia wielkich katastrof tektonicznych; wiek obliczony na podstawie stygnięcia nie wystarcza do objaśnienia genezy skał osadowych ani ewolucji form organicznych. Ta niezgodność między obliczeniami teoretycznymi i faktami geologicznymi znalazła ostatnio potwierdzenie w oznaczeniach wieku minerałów pro mieniotwórczych, pozwalających ocenić wiek ziemi na 1600 milionów lat. Z drugiej strony rozważania oparte na promieniotwórczości usuwają sprzeczność między teorią i doświadczeniem, ponieważ radiopierwiastki zawarte w ziemi stanowią źródło energii, opóźniające jej ostyganie. Ba danie danych liczbowych prowadzi do wniosku, że promieniotwórczość skał powierzchniowych może nawet wystarczyć do tego, aby skorupa ogrzewała się zamiast stygnąć. W istocie obliczmy strumień ciepła Q = SKG odpływający ku powierzchni: K = 5.1 0 3 kał/stopień x cm x sek; KG = 1, 6.10-“ kal/cm 2 x sek G = 0, 00032 stopni/cm; Q === KGS = 8, 2.10 12 kal/sek S = 5, 1. 1 O II cm 2. Załóżmy, że ilość ciepła wydzielanego przez gram uranu w równo wadze z pochodnymi wynosi q = 2, 5.1 08 kal/sek. Dla wyrównania straty ciepła Q potrzebna jest ilość uranu P = Q/q = 3>3.10 20 g U. Jeżeli średnia zawartość U w glebie wynosi 6.106 g/g skały, co odpowiada za wartości radu 1012 g/g, to masa P uranu jest zawarta w warstwie po wierzch n iowej ziem i, o g ru bości 37 km, w założen i u, że średnia gęstość skał wynosi 3. W celu obliczenia działania Th załóżmy, że zawartość Th wynosI 1, 5.105, ilość zaś wydzielanego ciepła 0, 7.108 kal/sek na g Th. W ten sposób znajdujemy, że ilość Th towarzyszącego 1 g uranu powiększa całkowite wydzielanie ciepła w stosunku 1, 7: I, co pozwala zredukować do 22 km grubość warstwy skalnej, kompensującej odpływ ciepła na zewnątrz ciepłem przemian promieniotwórczych. Potas zawarty w glebie, przyczynia się również w znacznym stopniu do powstawania ciepła. Zakładając, że względna zawartość potasu wy nosi 0, 04, ilość zaś wydzielanego ciepła 4.1012 kal/gXsek, otrzymu j e m y z tego tyt uł u 16.1 014 kaljg skały, a zatem prawie taką samą ilość j ak i lość ciepła 1 5.1 014 kaljg pochodząca od u ran u. Gdyby koncentracja radiopierwiastków wewnątrz ziemi była taka sama, jak w warstwach powierzchniowych, to wynikałoby stąd, że ciepło dostarczone przez przemiany promieniotwórcze jest sto razy większe, niż odpływ ciepła na zewnątrz. Temperatura wewnętrzna powinna by w tym przypadku powoli wzrastać z szybkością zbliżoną do 2.1 05 stopień/rok. Jeżeli natomiast średnia koncentracja zmniejsza się wraz z odległością od środka ziemi, to może zachodzić bądź dokładna kompensacja bądź nawet ostyganie masy wewnętrznej. Istnieją różne teorie, zajmujące się tym zagadnieniem i przypisujące radiopierwiastkom mniejszą lub większą rolę w równowadze cieplnej ziemi 1 ). Według teorii «cyklów magmatycznych» Joly’ego, ciepło wydzielane przez radiopierwiastki powoduje tak znaczny wzrost temperatury bazal towej magmy, znajdującej się poniżej skorupy ziemskiej, że magma topi się, wskutek czego lądy ulegają przesunięciu. Po odpłynięciu nadmiaru ciepła, magma zestala się ponownie. Te przewroty geologiczne mają we dłu g Joly’ego charakter periodyczny. W niektórych masywach skalnych, obfitujących w substancje pro mieniotwórcze (Tunel Symploński) wykryto pewne anomalie gradientu temperatury, przemawiające na korzyść teorii. ’) Czytelnik znajdzie streszczenie tych teoryj w książce: G. Kirscha, Geologie und Ra dioaktivitat, 1928. Dane liczbowe znajdują się w książce: Radioaktivitat, St. Meyer i JE. Schwei d/er, L i P s k 1 927. ROZDZIAŁ XXIX TECHNICZNE LABORATORIA PROMIENIOTWÓRCZOŚCI 9 153 Aa::oI\ria PJ I i Zastosowanie substancyj promieniotwórczych w medycynie oraz w przemyśle wyłoniło konieczność stałej kontroli używanych preparatów. Kontrola ta jest wykonywana zawsze za pomocą metod nauki o promie niotwórczości, w laboratoriach powołanych specjalnie do tego zadania 1 ). Inicjatywa kontroli tego rodzaju powstała w Paryżu i miała na celu unikanie błędów dawkowania w curieterapii. Pracownie wydają świa dectwa, których treść bywa różna w zależności od rodzaju dokonywanego oznaczenia. Podajemy przegląd głównych zadań leżących w zakresie pracowni pomiarów promieniotwórczości. 1° Pomiary za pomocą promieniowania 7. Do tej kate gorii należy większość dokładnych pomiarów, wykonywanych z substan cjami zawartymi w zalutowanych rurkach szklanych i platynowych, kté rych rozmiary są zazwyczaj niewielkie. Promieniowanie 1 tych rurek porównywa się z promieniowaniem wzorca, zawierającego znaną ilość radu. Badane substancje są to: rad, mezotor, radiotor oraz w niekté rych przypadkach radon. Szczególną staranność należy stosować przy sprawdzaniu wzorców, które porównywa się z wzorcem międzynarodo wym (por. 9 97). 2° Pomiary ilości radu zawartego w próbce minerału I u b w r o z t w o r z e. W przypadku minerału należy najpierw rozpuścić rad zawarty w próbce i następnie oznaczyć rad za pomocą metody wj dzielania się radonu (9 49). Można również oznaczać uran za pomocą metod chemicznych i obliczać ilość Ra na podstawie stosunku Raf U, kté rego wartość, jak wiadomo, jest najczęściej stała. Do pomiarów opartych na wydzielaniu się radonu używa się całego roztworu lub jego określo ’) Service de Mesures du Laboratoire Curie de l’lnstitut de Radium (Francja); Natio naj Physical Laboratory (Anglial; Physikalische Technische Reichsanstalt (Niemcy); Labora toire de l’Universite libre de Bruxelles (Belgia); Institut fur Radiumforschung (Austria); Bureau of Standards (Stany Zjednoczone). 429 nej części. W niektórych przypadkach jest rzeczą konieczną oznaczać również zawartość toru; w tym celu używa się metod chemicznych, je żeli ilość toru nie jest zbyt mała. 3° Oznaczanie radu i radonu w wodach mineralnych. Stosuje się metodę wydzielania się radonu; jeżeli ilość radonu jest w nadmiarze ponad ilość pozostającą w równowadze z Ra, pomiar na leży redukować do chwili pobrania wody u wylotu źródła (9 148). Rad oznacza się w pozostałości po odparowaniu wielkich ilości wody. Osady znajdowane w źródłach wód mineralnych mogą być badane w celu Oznaczenia zawartości Ra i innych substancyj promieniotwórczych. Dla obliczania wyników otrzymanych za pomocą metody wydzielania się ra donu należy posługiwać się roztworem wzorcowym, zawierającym znaną ilość Ra, jak to było objaśnione w 9 49. Pracownie pomiarów promie niotwórczości przyrządzają dokładne roztwory wzorcowe oraz rozpu szczalne sole wzorcowe. 4° Aktywność próbek substancyj stałych. Pomiary tego rodzaju polegają na porównywaniu w określonych warunkach promie niowania a określonych ilości substancji z promieniowaniem wzorca tlenku uranowego. Wyniki otrzymane w ten sposób, dotyczące ilości substancyj promieniotwórczych, są na ogól niezbyt dokładne (9 74). Ta sama metoda bywa używana do porównywania wzorców uranowych. 5° Cechowanie przyrządów pomiarowych, np. elek troskopów lub kwarców piezoelektrycznych. Oprócz wspomnianych czynności pracownie pomiarów promieniotwór czych bywają niekiedy powoływane do udzielania informacyj o promienio twórczości bardzo różnorodnych substancyj bądź naturalnych (błota lecz nicze, osady ze źródeł itp.), bądź przyrządzanych na potrzeby lecznictwa. Badanie tych przedmiotów odbywa się za pomocą różnych metod za leżnie od okoliczności. W pomiarach wszelkiego rodzaju należy liczyć się z koniecznością zastosowania poprawek lub wykonania czynności sprawdzających o cha rakterze nieprzewidzianym i wynikającym ze szczególnej natury zagad nienia. Wykonywanie pomiarów z możliwie największą dokładnością, unika nie błędów i umiejętność stosowania w każdym przypadku odpowied niej metody pomiarowej wymaga dobrej znajomości zjawisk promienio twórczości i wiedzy technicznej, nabytej w długotrwałej praktyce labo ratoryjnej. Te wszystkie zalety mogą posiadać tylko pracownicy nale żący do personelu laboratoriów specjalnych. Zaznaczmy wreszcie, że istnieją laboratoria techniczne poświęcone przyrządzaniu często używanych preparatów promieniotwórczych. Do tego typu należą istniejące w szpitalach laboratoria zajmujące się przyrządza niem radonu oraz laboratoria przyrządzające tor X do celów leczniczych. Zakład Ciaeuui n. y r n * foiitecimiki Gdańskiej \ Nr 1. F U N K C J A e“’/ i I o g 1 O e x log e * er* O O 1 1 1, 5657055 0, 36788 2 1, 1314110 0.13534 3 2, 6971165 0, 049787 4 2, 2628220 0, 018316 5 3, 8285275 0, 0067379 6 3, 3942330 0, 0024788 l 4, 9599385 0, 00091188 8 4, 5256440 0, 00033546 9 4, 0913495 0, 00012341 0, 1 1, 9565705 0, 90484 2 1, 9131411 0, 81873 3 1, 8697116 0, 74082 4 1, 8262822 0, 67032 03 1, 7828527 0, 60653 6 1, 7394233 0, 54881 l 1, 6959938 0, 49658 8 1, 6525644 0, 44933 9 1, 6091349 0, 40657 0, 01 1, 9956571 0, 99005 2 1, 9913141 0, 98020 3 1, 9869712 0, 97045 4 1, 9826282 0, 96079 5 1, 9782853 0, 95123 6 1, 9739423 0, 94176 l 1, 9695994 0, 93239 8 1, 9652564 0, 92312 9 I 1, 9609135 0, 91393 1 0, 001 1, 9995657 0, 99900 2 1, 9991314 0, 99800 3 1, 9986971 0, 99700 4 1, 9982628 0, 99601 5 1, 9978285 0, 99501 6 1, 9973942 0, 99402 7 1, 9969599 0, 99302 8 1, 9965256 0, 99203 9 1, 9960914 0, 99104 II, Curie-Sklodowska. Promieniotwórczość. SKRÓCONA TABLICA DLA OBLICZANIA e-x Przykład rachunku: y=’e“, m I O g e ’ = 1, 5657055 log e-». * = 1, 8262822 I o g e o o 7 = 1, 9695994 loa °<00*= 1.9991314 log y= T.3607185 Tablica logarytmów daje: y = 0, 22947 Dla rachunku odwrotnego piszemy: 81=-2, 302585 logy log e Poniższa tablica daje war tości x dla niektórych szcze gólnych wartości II = e„J x 1 O lio O, 1 053605 lio 0, 2231435 Vto 0, 3566750 0, 5108255 0, 6931472 V.o 0, 9162907 Vi, 1, 2039728 1, 6094379 Vi« 2, 3025851 ii. 4, 6051702 /100 6, 9078553 /1CID 0, 6931472 1, 3862944 l/i 2, 0794415 7, 6 2, 7725887 7, 2 3, 4657359 V04 4, 1588830 7128 4, 8520302 28 434 Nr 2. TABLICA GŁÓWNYCH STAŁYCH Często używane liczby i jednostki O/o = 3, 1416 1 U.X = e = 2, 7183

0, 36788 lA

e logu e = 0, 4343 1 wolt = log e 2 = 0, 69315 299, 8 Stałe podstawowe:’) Prędkość światła: c = 2, 9980 X 1 0 10 cm X sek Masy atomowe: “0 = 16, 0000 wartość absolutna 26, 53 X 10-“ g \H = 1, 00813 1, 671 X 1 0 24 g Jfle = 4, 00389 6, 6396 X 10 24 g mo protonu = 1, 00758 1, 670 X 1 0 2 “ g mo cząstki a = 4, 00279 6, 6378 X 1 0 24 g mo elektronu = 0, 000548 9, 090 X 1 0 29 g Stosunek spoczynkowej masy elektronu do masy 1 wynosI 1:1, 825 Liczba Faradaya: 96.490 kulombów absolutnych 96.495 kulombów międzynarodowych 4, 797 X 1 01 o j. es absolutnych F ładunek elementarny: e e

1, 758 X 1 07 y. ęm absolutnych

5, 27 X 1 0 17 j.es absolutnych ładunek właściwy: moment magnetyczny elektronu: Kwant działania Plancka: 0, 9175 X 1 0 20 erg X oersted1 h = 6, 61 X 1 O 27 erg X sek 6, 03 X 1 0 23 na gramodrobinę 2, 702 X 10 19 na C/«3 (15°-760 mm) Liczba Avogadro: N = — r/\ ’) Wartości stałych podane w tej tablicy, zgodne z najnowszymi oznaczeniami, różnią sie, nieco od wartości podanych we francuskim tekście dzieła p. Sklodowskiej-Curie (L.W.). Rok: 1 rok = 365, 24223 dni = 3, 155693 X 1 O’ sek 1 sek = 3, 168876 X 10“, 8 lat Stała subtelnej budowy: a == ’l\lCe 137, 29 hc Stała gazów doskonałych odniesiona do gramodrobiny: 1?=8, 314X 10’ C.G.S. Wartości pochodne: 1 1 “ rn = ma-q c = n Aby przekształcić: Należy pomnożyć: . elektronowolty na ergi f 1, 5975 X 1 01 2 I ergi na elektronowolty ( 0, 6260 X 1 0 12 jednostki masy 1“, l\rj na er & * 1, 491 X 1 0 3 ergi na jednostki masy 0, 6705 X 1 0 3 jed nostki masy na elektronowolty 0, 9334 X 10» 16 elektronowolty na jednostki masy ’0, 1, 0715 X 1 0 9 1 gram odpowiada: 1 elektronowolt odpowiada: 9 X 1 0 20 erg I ub 5, 656 X 1 0 32 elektronowoltów 1, 77 X 1 O ’“ 3 3 g mad == 5, 968 mad = 8, 127 mad = 1, 502 X 10“, 3 ergów = 3, 737 X 10 9 elektronowoltów (cząstki a) X 10-’ ergów = 5, 1067 X 10* elektronowoltów (cząstki [3) X 10-» ergów == 9, 405 X 1 0 8 elektronowoltów (protony) mnc = 6, 233 X 10« J. es = 1, 868 X 10 9 woltów (cząstki a) 2e mnd = 1, 7034 X 1 0 3 l. es = 5, 1067 X 1 0 5 woltów ( cząstki fi) e mnd = 3, 137 X 1 O“ I es = 9, 405 X 1 0 8 wo Itów (protony) Energia kinetyczna: E = mad (TJ 1) E = 5, 968 X 1 0 3 (Y) i) ergów (cząstki a) E = 8, 127 X 1 0-’ (ij 1) ergów (cząstki fi) E = 1, 502 X 1 0 3 (TJ 1) ergów (protony) L= 3, 737 X 10 9 (YJ 1) elektronowoltów (cząstki a) E = 5, 1067 X 1 0 5 (T) 1) elektronowoltów (cząstki fi) L = 9, 405 X 1 0 8 (YJ 1) elektronowoltów (protony) Iloczyn natężenia pola magnetycznego przez promień krzywizny wyrażony w oerstedach X cm. Hp H/\/\ = 6, 233 2e X iO«r, p (cząstki a) Hp iwm 1\ L! T) P = 1, 7034 x 10? 7] p (cząstki?) e H g = 2hL. n p = 3, 137 X 1 0 6 YJ j3 (protony) e Długość fal i w centymetrach 1, 9628 X 1 0 16 energia fotonu w ergach 1, 2336 X 104 energia fotonu w elektronowoltach x = Liczba cząstek a wysyłanych w kącie bryłowym 4 z na gram radu sekundę z = 3, 68 x 1 O“ Współczynnik liczby par jonów k wytworzonych przez cząstkę a o pręd kości c obliczonej na podstawie zasięgu R w powietrzu (w cm w warunkach t = O“ i P = 760 mm) k = k Q R-k3 »3 = aoRo ko = 6, 3 X 1 0 4 (wartość przybliżona) 8 0 = 1, 08 X 1 O“ a o >/3 1, 026 X 1 0 9 Nr 3. JEDNOSTKI PROMIENIOTWÓRCZOŚCI Rad: Zawartość radu wyraża się jako ilość pierwiastka radu w g lub mg. Przez «curie» oznaczamy ilość dowolnego radiopierwiastka rodziny rado wej w równowadze z 1 gRa. Radon: 1 curie Rn odpowiada 0, 6 mm 3 w 0° pod 760 mm. 1 milimikrocurie = 109 cUrie 1 eman = 1010 cUrie na litr (10“, 13 cUrie na cm 3 ) 1 jednostka Machego (1 J. M.) odpowiada ilości emanacji wytwarzającej prąd nasycenia 10“, 3 j.es. w przypadku, gdy produkty przemiany są nieobecne gdy promieniowanie jest całkowicie wykorzystane na jonizację powietrza, i l. M. = 3, 64 eman. Polon: 1 curie Po wysyła 3, 7.10 10 cząstek a w sek i odpowiada ilości 2, 24.104 g Po. Ilość polonu odpowiadająca prądowi nasycenia 1 j. es. w powietrzu (w przy padku całkowitego wykorzystania promieni a wysyłanych w kącie bryłowym 2%) wynosi 1, 68.1010 g Po lub 0, 75.10-“ curie Po. 1 mikrocurie Po (promienie a wykorzystane w powietrzu w kącie bryło wym 2%) wytwarza prąd nasycenia 1, 34 j.es. Mezotor: «1 mg mezotoru» oznacza zazwyczaj równoważnik 1 mg Ra pod względem natężenia promieni Y pochłanianych w 5 mm ołowiu; ta definicja jest z wielu względów (zależność od wieku preparatu i od urządzenia eksperymentalnego) niedokładna i nie wystarczająca. 437 co cc Nr4. UKŁAD PERIODYCZNY PIERWIASTKÓW I II III IV V VI VII O VIII , I 1 H 2 He 1.0078 4.002 2 3 Li 4 Be 5B 6C 7N 80 9 F 10 Ne 6.940 9.02 10.82 12.00 14.008 16.000 19.00 20.183 3 11 Na 12 Mg 13 Al 14 Si 15 P 16 S 17 CI 18 A 22.997 24.32 26.97 28.06 31.02 32.06 35.457 39.944 19 K 20 Ca 21 Sc 22 Ti 23V 24 Cr 25 Mn 26 Fe 27 Co 28 Ni 39.096 40.08 45.10 47.90 50.95 52.01 54.93 55.84 58.94 58.69 4 29 Cu 30 Zn 31 Ga 32 Ge 33As 34 Se 35 Br 36 Kr 63.57 65.38 69.72 72.60 74.83 78.96 79.916 83.7 37 Rb 38 Sr 39 Y 40 Zr 41 Nb 42 Mo 43 Ma 44 Ru 45 Rh 46 Pd 85.44 87.63 88.92 91.22 93.3 96.0 101.7 102.91 106.7 5 47 Ag 48 Cd 49 In 50 Sn 51 Sb 52 Te 53J 54 Xe 107.880 112.41 114.76 118.70 1 21.76 127.61 126.92 131.3 55Cs 56 Ba 57-71 72 Hf 73 Ta 74W 75 Re 76 Os 77 Ir 78 Pt 132.91 137.36 ziemie rzadkie 178.6 181.4 184.0 186.31 191.5 193.1 195.23 -6 79 Au 80 Hg 81 TI 82 Pb 83 Bi 84 Po 8586 Rn 197.2 200.61 204.39 207.22 209.00 210 222 7 87. 88 Ra 89Ac 90 Th 91 Pa 92 U 225.97 227 232. 1 2 231 238. 1 4 Podstawa: O = 16.0000 (wartości ciężarów atomowych przyjęte w 1933 r.) RZADKIE ZIEMIE 57 La 58Ce 59Pr 60Nd 6111 62Sm 63Eu 64Gd 65Tb 66Dy 67Ho 68Er 69Tu 70Yb 71 Lu 138.92 140.13 140.92 144.27 150.43 152.0 157.3 159.2 162.46 163.5 165.20 169.4 173.04 175.0 N r 5a. TABLICA IZOTOPÓW PierLiczby masy Ciężar z wiastek i względne ilości izotopów’) atomowy 1 H 199, 98, O2 1, 0078 2 He 4 4, 002 3 Li 67, 9 792, 1 6, 940 4, Be (8)0, 05 999, 95 9, 02 5 B 1020.6 1179, 4 10, 82 6 C 1299, 75 130, 25 (Sp.) 12, 00 7 N 14»9, 7 15 0, 3 (Sp.) 14, 008 8 O 1699, 76 1 70, 04 180, 20 16 9 F 19 19 10 Ne 2090 2io.27 22 9i73 20, 183 1 1 Na 23 22, 997 12 Mg 24 8 25“ 2 6“ 24, 32 13 Al 27 26, 97 14 Si 28,, 0 29“ 30* 28, 06 15 P 31 31, 02 16 S 32 9 G 33, 34 3 32, 06 17 CI 35 75 37 25 (39) 35, 457 18 A 36n, 33 38 0, 05 4009, 62 39, 944 19 K 39 9 3, 4 40 0, oi 4 1 6) 6 39, 10 20 Ca 40 9 G.7G 420n 7 43 0, 17 44 2 )3 0 40, 08 21 Sc 45 45, 10 22 Ti 46 8, 5 47 n8 48, 1, 3 49(5, 51 50(6, 91 47, 90 23 V 51 50, 95 24 Cr 50“’9 52 8,, 6 53, 0, 4 54 3 “ 52, 10 25 Mn 55 54, 93 26 Fe 54 6, 5 9300, 2 57 2, 8 58 0, 5 55, 84 27 Co 59 58, 94 28 Ni 58 c 8 60m2 611, 7 62 3, 8 640’9 58, 69 29 Cu 63 70 65 30 63, 57 30 Zn 64 5 0, 4 6627, 2 674, 2 68, 7, 8 70 0, 4 65, 38 31 Ga 690i, 5 7 t8>5 69, 72 32 Ge 70 2 “ 2 72 27 ’3 73 n9 74 3n, 76 6, 5 72, 60 33 As 75 74, 91 34 Se 74 0.9 769, 5 77 8, 3 78 2 M 8048.0 82 0, 3 78, 962 ’) Liczba masy najobficiej reprezentowanego izotopu jest wskazana tłustymi czcion kami, jeżeli jego zawartość w mieszaninie osiąga lub przekracza 50!». Proporcje sa podane na dole z prawej strony. Izotopy, których istnienie jest wątpliwe, są podane w nawiasach. (Sp) oznacza, że dany izotop został wykryty drogą badania widma optycznego. 440 z 35 36 37 38 39 40 41 42 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 Pier wiastek Br Kr Rb Sr y Zr Nb Mo Ru Rh Pd Ag Cd In Sn Sb Te J x Cs Ba La Ce Pr Nd Sm Eu Gd Tb Dy Ho Er Tu Yb Lu(Cp) Liczby masy i względne ilości izotopów 79 5 0 8 1 & o 78 0, 4 80 2, 4 82n, 8 85:2 8728 86)0 87 6, c 88g3, 3 89 9 O, 8 91,! “ 92 22 93 92, 43 94to, 0 95, 5, 5 1 O 0 918 96 5 (98) 99 12 100 H 103 102c 104a 1 05a 83n, 8 84d6’9 86, «, 7 94 17 96“5 96 1TH 97 9H 98 23 “ 1 ) 101« 102» 104 17 1 06a 1 08a H O b 107 5 2, 5 106..5 113, 4, 7 115 109“’5 UO H’6 116“, 111, 5, 2 H 42, 0 108,.» H4 2,,, 0 112“, 114, 3 119, 3 123“ 123, 3 115 0, 4 120 28, 5 116, 5, 5 1225.5 117»“ 124 6, s 11822.5 1 21 56 122“, 124 4, s 1 25“, 126““ 12832, 8 130 3 3, t 127 124“, 126“, 128 2, 3 129 27., 130 Oa 131aon \ 132 26 ’5 134, 0, 8 136 8H ] 133 1305, 9 1368, 9 1 37“ “ 138/,, 2 139 140s9 142“ 141 1 42 3G 143“ 1 44 30 1 45 5 144 3 147“ 148“ 149« 150 5 lolso.s 15349, 4 155 21 156 2 3 157“ 158 2 3 159 16122 1 62 a5 1 63 25 1 64 28 165 1 66* 167 2 4 16830 170, 0 169 171, 172 24 173 17 174 38 175 146 H 1 52 26 154n 160 H 176» Ciężar atoniow\ 1 1 79, 916 83, 7 85, 44 87, 63 88, 92 91, 22 93, 3 96, 0 101, 7 102, 91 106, 7 107, 880 112, 41 114, 8 118, 70 121, 76 127, 61 126, 92 131, 3 132, 91 137, 36 138, 92 140, 13 140, 92 144, 27 150, 43 152, 0 157, 3 159, 2 162, 46 1 / { j 169, 4 173, 04 175, 0 z PierLiczby masy Ciężar wiastek i względne ilości izotopów atomowy 72 Hf 176 5 177“ 1 78 28 1 79 18 1 80 30 178, 6 73 Ta 181 181, 4 74 W 182-22, fi 183 17.3 184 30 ’2 186 29 ’9 184, 0 75 Re 185 H, 2 18761, 8 186, 31 76 Os 186“0 187,,, c 1 88 13 ’G 189n, 3 1 90 25, i \ 191, 5 192/, 2, c I 77 1 r 191«, 193 “7 78 Pt 192d 194b 195a 196a 198c 195, 23 79 Au 197 197, 2 80 Hg 1960“ 1 98 9 “ 199 16 ’5 200 23H 201, 3, 7 1 200, 61 20223, 3 204 6, 9 / 81 TI 203 29, 4 205 7 0, 6 204, 39 82 Pb (203) 204“5 (205) 2062 8, 0 207 20, 4 1 207, 22 208 5 0, i (209) (210) ( 83 Si 209 209, 00 90 Th 232 232, 1 2 92 U 235, 238 99 238, 1 4 442 Nr Sb. TABLICA IZOTOPÓW PROMIENIOTWÓRCZYCH . AcU 92 Ul nn / t 91 * t Pa 90 UX t lo UY RdAc Th Rdth / 89. Ac 8 8 “ Ra AcX IsThl ThX «  187 U I 86 Rn AR Tu 85 84 RaF RaC RaA AcC AcA ThC ThA \ \ \ 83 RaE AcC ThC \ \ThB 82 Rl3 KaD RaB AcjD AcB ThD 81 RcC“ Ac( ThC Nr 5c. TABLICA RODZIN PROMIENIOTWÓRCZYCH Ul 4.4x10 a U AcU 4.0x 1 Oi U X, 24.5J ThJ Th 13x10’1 Th Uy 24.6h Th pl V 1 “ p1*. ’ Ra 3.2x10a Pa Pa6, 7hUZ UX 2 1.Um Pa MsThl 6.7a V Uli 3x101 U 13 Ac Ac 13.5a A c 1* MsTh2 6.131 ł* le Th lo 8.3x10a Th RdTh 1.90a RdAc 18.9J Th 1« j, 3.64J Ra I a ThX Ra 1500a Ra V 54.5s E m AcX 11.2j Ra Tn I a 1« } * Po Rn 3.82j Em ThA OJ-t ł« An 3.92s E m 1« ThB 10.6b Pb ł«  RaA 3.05m Po Łp AcA Gxliii Po j* ThC 60.5m B i 1 “ RaB 26.8m Pb « / \ TI AcB 36.Om Pb Je im ThCThC 101 13 RaC 19.7m B i >\ A Pb AcC 216m Bi I V ThO t rwały V V TI1221:n R a C RaC’ld*s PolP03, TI4, 76mAcC“ AcC’1 Os Po RaD 22a P b AcO trwały Pb RaZ 5.0 j B i RaFCPol 140 j Po Rodzina toru Rodzina aktynu . 1 * RaG t rwały Pb Rodzina uranowo-radowa 444 Nróa. ENERGIE POZIOMÓW K: Z liczba atomowa V energia w elektronowoltach z v z ’.z’ — “ v v ., 1 13, 5 24 5974 47 25450 70 61230 2 25, 0 25 6522 48 26640 71 63280 3 42, 4 26 7094 49 27850 72 64920 115, 4 27 7690 50 29080 73 67240 5 190, 2 28 8310 51 30350 74 69230 6 287, 3 29 8960 52 31820 75 71150 7 402, 8 30 9640 53 33150 76 73640 8 532, 7 31 10370 54 34500* 77 76120 9 692, 0 32 11 080 55 35820 78 78230 10 875* 33 11 840 56 37240 79 80540 1 1 1067 34 12630 57 38750 80 82850 12 1299 35 13450 58 40280 81 85150 13 1560 36 14300* 59 41830 82 87820 14 1838 37 15160 60 43380 83 90420 15 1142 38 16060 61 45050* 84 93000* 16 2468 39 17020 62 46690 85 95550* 17 2820 40 17950 63 48450 86 98500* 18 3192 41 18940 64 50140 87 1 011 00* 19 3596 42 19950 65 51960 88 1 03800* 20 4026 43 20940* 66 53650 89 1 06700* 21 4479 44 22110 67 55660 90 109470 22 4953 45 23150 68 57190 91 11 2200* 23 5453 46 24290 69 59210 92 115770 Energie oznaczone gwiazdką zostały obliczone drogą interpolacji. Nr 6b. E N E RG I E POZIOMÓW L, M, N, O PI ERWIASTKÓW o liczbach atomowych od Z = 81 do Z = 92 Poziom 81 TI 82 Pb s:i m 84 Po 85 86 Em 87 88 Ha 89 Ac 90 Th 91 Pa 92 u L, 15290 15800 16320 16920 17500 18100 18650 19250 19850 20430 21080 21720 1“ 146G0 15150 15660 16250 16800 17300 17900 18400 19000 19610 20200 20870 LIII 12910 13380 13750 14100 14550 15000 15400 15800 16230 16700 17120 M, 3710 3843 4006 4185 4350 4510 4675 4845 5010 5170 5360 5540 M“ 3440 3550 3705 3840 4000 4150 4310 4500 4640 4800 4980 5174 Mm 2950 3060 3120 3290 3450 3520 3640 3770 3900 4020 4150 4280 M IV 2524 2600 2700 2810 2910 3015 3120 3240 3360 3480 3590 3710 Mv 2402 2495 2592 2680 2780 2890 3000 3110 3210 3315 3450 3554 N, 846 891 937 987 1040 1090 1140 1195 1250 1320 1380 1432 N“ 741 783 823 871 914 960 1005 1055 1100 1160 1210 1261 N“, 628 661 695 730 765 800 838 876 914 955 992 1035 N I V 408 433 463 493 525 557 590 625 662 704 736 776 N v 386 414 440 470 500 532 565 595 630 670 705 734 Nvi 144 164 183 339 326 Nvi, 138 156 175 326 371 O, 134 140 355 OH, HI 100 87 149 208 OIV, v 29 10 26 79 Energie niektórych poziomów pierwiastków o liczbie atomowej 84 do 89 i 91 zostały obliczone drogą interpolacji. 4> Ot 446 Nr7a. TABLICE DOTYCZĄCE PROMIENI a. Wartości podstawowe: Masa spoczynkowa. Ładunek elektryczny. .Mo = 6, 6378.1 02 * g. .2e = 9, 59.10-’0 j.es = 3, 20.1020 j.em. Stosunek ładunku do masy. = Mo = 4823 j.em. Oznaczenia I wzory: c prędkość początkowa. c fi stosunek prędkości c do prędkości światła: fi = — Wartość przyjęta w ra c d u m kach: c = 2, 9980.1 0 10 cm/sek. Tablice dają wartości kwadratu fl figurującego we wszystkich poprawkach teorii względności. E początkowa energia kinetyczna wyrażona w ergach: VT =rff I V początkowa energIa kinetyczna wyrażona w elektronokilowoltach: V=E/eX 3.10-’(L’ w ergach, e w j.es). V Początkowa energIa kinetyczna odskoku (w elektronokilowoltach): V = Mo V/M’, gdzie.1 l’ jest to masa atomu odskoku. W całkowita energia wydzielona w przemIanIe a (w elektronokilowoltach): W= V+ V. Hp iloczyn natężenia pola magnetycznego przez promień krzywizny toru opisanego przez cząstkę a: (w j. em) Średni zasięg w powietrzu w 15“ i pod ciśnieniem 160 mm Hg, obliczony na podstawie wzoru: (i) \-eT)+ Tm VI (nr) +. *<’>. otrzymanego drogą całkowania teoretycznego równania liethego Blocha; m jest to masa elektronu, Li symbol logarytmu całko wego: dx / log X “ (loa *)“ = 0, 5772 + log [log x) + I »n.’ <p(e) jest praktycznie stałe dla dużych prędkości i stanowi wówczas stałą całkowania, której liczbową wartość otrzymujemy podstawiając do (1) wartości dotyczące głównej grupy ThC: v = 2, 054. 1 0 9 cm/sek. n = 8, 533 cm. cp(c) zmniejsza się dla małych prędkości jako całka poprawkowych wyrazów F. Blocha. Wartości liczbowe stałych A E są: M A 9, 44.1 0«, E = 1, 38.1 01 o erg = 87 wolt. 6 128 r. e*mNZ Wartość E, niedokładnie znana teoretycznie, jest oznaczana empirycznie na podstawie wyników doświadczalnych. Zasięg ekstra palowany w powietrzu w 15“ i pod ciśnieniem 160 mm Hg. Różnica P-r. jest zależna od fi uktuacji zasięgu. W przypadku grup naturalnych cząstek a można posługiwać się empirycznym równa niem: p= 1, 011*. Liczba par jonów utworzonych wzdłuż całkowitego zasięgu w powietrzu. Można przyjąć że ta liczba jest proporcjonalna do początkowej energii ki netycznej: j. = 1, 80. 10 10 “. Współczynnik proporcjonalności wynika z doświadczalnej wartości k dla grupy BaC: k = 2, 20. 10 5. Natężenie składowych subtelnej budowy i długiego zasIęgu, na ogół odniesione do natężenia najsilniejszej grupy. 447 Nr 7b. TABLICA PRĘDKOŚCI CZĄSTEK a WEDŁUG WZRASTAJĄCYCH WARTOŚCI V V E V k em/sek erg kilowolt oersled-cm cm 1 O“ X i 03X i O s X 1 Q 5 X 10 5 X 0, 75 0, 626 O, 1857 1167 1, 555 5 0, 55 ’ 0, 33 0, 80 0, 712 0, 2113 1328 1, 659, 0, 62 0, 38 0, 85 0, 804 0, 2385 1499 1, 763, 0, 70 0, 43 0, 90 0, 901 0, 2674 1681 1, 866 9 0, 80 0, 48 0, 95 1, 004 0, 2980 1873 1, 970, 0, 91 0, 53 5 1, 00 1, 113 0, 3302 2075 2, 074, 1, 04 0, 59 5 1, 05 1, 227 0, 3641 2288 2, 178, 1, 18 0, 65, 1, 10 1, 346 0, 3996 2511 2, 282., 1, 32 0, 72 1, 15 1, 471 0, 4368 2745 2, 386; 1, 48 0, 79 1, 20 1, 602 0, 4756 2989 2, 490, 1, 67 0, 86 1, 25 1, 739 0, 5161 3244 2, 594, 1, 87 0, 93 1, 30 1, 881 0, 5583 3509 2, 698 0 2, 09 1, 00 1, 35 2, 028 0, 6022 3785 2, 801 9 2, 33 1, 08 1, 40 2, 181 0, 6477 4071 2, 906 0 2, 58, 1, 17 1, 41 2, 212 0, 6570 4130 2, 926, 2, 63 8 1, 18 1, 42 2, 244 0, 6664 4189 2, 947 6 2, 69, 1, 20 1, 43 2, 275 0, 6758 4248 2, 968 4 2, 74 9 1, 22 1, 44 2, 307 0, 6853 4308 2, 989., 2, 80 6 1, 23 1, 45 2, 340 0, 6948 4368 3, 010; 2, 86 4 1, 25 1, 46 2, 372 0, 7044 4428 3, 030 8 2, 92, 1, 27 1, 47 2, 405 0, 7141 4489 3, 051 6 2, 98, 1, 29 1, 48 2, 438 0, 7239 4550 3, 072, 3, 04, 1, 30 1, 49 2, 471 0, 7338 4612 3, 093 2 3, 1 Oc 1, 32 1, 50 2, 504 0, 7437 4674 3, 114, 3, 1 6 9 1, 34 1, 51 2, 537 0, 7537 4737 3, 134 9 3, 23, 1, 36 1, 52 2, 571 0, 7637 4800 3, 155, 3, 29 8 1, 37 1, 53 2, 605 0, 7738 4863 3, 176 4 3, 36, 1, 39 1, 54 2, 639 0, 7839 4927 3, 197 2 3, 43, 1, 41 1, 55 2, 673 0, 7941 4991 3, 218, 3, 49 9 1, 43 1, 56 2, 708 0, 8044 5056 3, 238 9 3, 56, 1, 45 1, 57 2, 743 0, 8148 5121 3, 259, 3, 63, 1, 47 1, 58 2, 778 0, 8252 5187 3, 280 5 3, 70 8 1, 49 1, 59 2, 813 0, 8357 5253 3, 301, 3, 78 0 1, 50 Nr7b) TABLICA PRĘDKOŚCI CZĄSTEK a WEDŁUG WZRASTAJĄCYCH WARTOŚCI V (dalszy ciqg) E V tt p 82 k cm/sek r erg kilowolt oerslcd-cm cm 1 O 9 X 1 O“ 8 X 1 05X 10 5 X 10 5 X 1, 60 2, 849 0, 8463 5319 3, 322, 3, 85 3 1, 52 1, 61 2, 885 0, 8570 5386 3, 343 0 3, 92 8 1, 54 1, 62 2, 921 0, 8677 5454 3, 363 8 4, 00 4 1, 56 1, 63 2, 957 0, 8784 5522 3, 384 c 4, 08, 1, 58 1, 64 2, 993 0, 8893 5590 3, 405, 4, 16 0 1, 60 1, 65 3, 029 0, 9002 5658 3, 426 3 4, 24 0 1, 62 1, 66 3, 066 0, 9112 5727 3, 447, 4, 32, 1, 64 1, 67 3, 103 0, 9222 5796 3, 468 0 4, 40 2 1, 66 1, 68 3, 140 0, 9333 5866 3, 488 5 4, 48 4 1, 68 1, 69 3, 178 0, 9445 5937 3, 509 6 4, 56, 1, 70 1, 70 3, 216 0, 9558 6008 3, 530 4 4, 65 2 1, 72 1, 71 3, 254 0, 9671 6078 3, 551 3 4, 73 8 1, 74 1, 72 3, 292 0, 9785 6149 3, 572, 4, 82. 1, 76 1, 73 3, 330 0, 9899 6221 3, 593 0 4, 91, 1, 78 1, 74 3, 369 1, 0014 6294 3, 61 3 8 5, 00 9 1, 80 1, 75 3, 408 1, 0129 6367 3, 634 G 5, 09 3 1, 82 1, 76 3, 447 1, 0245 6440 3, 655 5 5, 18 6 1, 84 1, 77 3, 486 1, 0362 6513 3, 676 3 5, 28 0 1, 87 1, 78 3, 526 1, 0480 6587 3, 697 2 5, 37 5 1, 89 1, 79 3, 565 1, 0599 6662 3, 71 8 0 5, 47, 1, 91 1, 80 3, 605 1, 0718 6737 3, 738 8 5, 56 9 1, 93 1, 81 3, 646 1, 0837 6812 3, 759. 5, 66 8 1, 95 1, 82 3, 686 1, 0958 6887 3, 780/\ 5, 76 9 1, 97 1, 83 3, 726 1, 1079 6963 3, 801 4 5, 87, 1, 99 1, 84 3, 767 1, 1 200 7040 3, 722, 5, 97 4 2, 01 1, 85 3, 808 1, 1 322 7117 3, 843, 6, 07 9 2, 03 1, 86 3, 849 1, 1 446 7194 3, 863 9 6, 18 5 2, 05 1, 87 3, 891 1, 1570 7272 3, 884 8 6, 29 3 2, 08 1, 88 3, 933 1, 1695 7350 3, 905. 6, 40, 2, 10 1, 89 3, 975 1, 1 820 7429 3, 926 5 6, 51 0 2, 12 1, 90 4, 017 1, 1 945 7508 3, 947 4 6, 62, 2, 15 1, 91 4, 059 1, 2071 7587 3, 968, 6, 73 5 2, 17 1, 92 4, 102 1, 21 99 7667 3, 989/\ 6, 85 0 2, 19 1, 93 4, 145 1, 2327 7748 4, 009, 6, 96 6 2, 21 1, 94 4, 188 1, 2455 7829 4, 030 8 7, 08 3 2, 24 1, 95 4, 231 1, 2584 7910 4, 051, 7, 20 2 2, 26 1, 96 4, 274 1, 2714 7991 4, 072 5 7, 32 3 2, 28 1, 97 4, 318 1, 2845 8073 4, 093., V, 44 5 2, 31 1, 98 4, 362 1, 2976 8156 4, 114, 7, 56 9 2, 33 1, 99 4, 406 1, 3108 8239 4, 135, 7, 69., 2, 36 M. Curie-Sklodowska. Promieniotwórczość. 7b) TABLICA PRĘDKOŚCI WEDŁUG WARTOŚCI WZRASTAJĄCYCH (dalszy ciąg) v E V Bo T. P’ k cmjsek erg kilo woli oerstcd-cm cm 1 O 9 X 10 R8 X 10“, 5X 1 0 5 X 1 0 5 X 2, 00 4, 451 1, 3240 8322 4, 1 56 0 7, 82, 2, 38 2, 01 4, 496 1, 3373 8406 4, 176“ 7, 95 0 2, 40 2, 02 4, 541 1, 3507 8490 4, 197, 8, 08, 2, 43 2, 03 4, 586 1, 3642 8575 4, 218, 8, 21 2 2, 45 2, 04 4, 631 1, 3777 8660 4, 239 5 8, 34 5 2, 48 2, 05 4, 677 1, 3913 8845 4, 260 4 8, 47 9 2, 50 2, 06 4, 723 1, 4050 8831 4, 281 3 8, 61 5 2, 53 2, 07 4, 769 1, 4187 8917 4, 302 2 8, 75, 2, 55 2, 08 4, 815 1, 4324 9003 4, 323, 8, 89 3 2, 57 2, 09 4, 861 1, 4463 9090 4, 343 9 0, 93 4 2, 60 2, 10 4, 907 1, 4602 9178 4, 364 8 9, 1.7, 2, 62 2, 11 4, 954 1, 4742 9266 5, 385, 9, 32 2 2, 65 2, 12 5, 001 1, 4883 9354 4, 406 6 9, 46 9 2, 68 2, 13 5, 048 1, 5024 9443 4, 427. 9, 61, 2, 70 2, 14 5, 096 1, 5166 9532 4, 448 4 9, 76, 2, 73 2, 15 5, 144 1, 5309 9622 4, 469 3 9, 91 9 2, 76 2, 16 5, 192 1, 5452 9712 4, 400, 10, 07 3 2, 78 2, 17 5, 240 1, 5596 9803 4, 511, 10, 22 9 2, 81 2, 18 5, 288 1, 5741 9894 4, 532 0 1 0, 38 6 2, 83 2, 19 5, 337 1, 5886 9985 4, 552 9 10, 54 5 2, 86 2, 20 5, 386 1, 6032 10077 4, 573 9 1 0, 70 6 2, 88 2, 21 5, 435 1, 6179 10169 4, 594 8 10, 86 8 2, 91 2.22 5, 484 1, 6326 10262 4, 615, 11, 03 2 2, 94 2, 23 5, 533 1, 6474 10355 4, 636 6 11, 19, 2, 96 2, 24 5, 583 1, 6623 10449 4, 657 5 H, 36 0 2, 99 2, 25 5, 663 1, 6772 10543 4, 678, 11, 53, 3, 02 2, 26 5, 683 1, 6932 10637 4, 699, U, 70 8 3, 05 2, 27 5, 734 1, 7073 1 0731 4, 720 2 11, 88 2 3, 07 2, 28 5, 785 1, 7224 10826. 4, 741, 12, 04 8 3, 10 2, 29 5, 836 1, 7376 10922 4, 762 0 12, 23, 3, 13 2, 30 5, 887 1, 7529 11018 4, 783 0 12, 41, 3, 16 2, 35 6, 145 1, 8308 11504 4, 887 6 13, 43 3 3, 29 2, 40 6, 410 1, 9093 12001 4, 992 2 14.32 2 3, 44 2, 45 6, 680 1, 9901 12508 5, 1 36 9 15, 35, 3, 58 2, 50 6, 955 2, 0726 13027 5, 201 6 16, 44, 3, 73 Nr 7c) NATURALNE GRUPY PROMIENI a Wszystkie liczby zostały obliczone na podstawie otrzymanych doświadczalnie wartości c. W przypadkach, gdy prędkość nie była mierzona bezpośrednio (Ul, UH, lo, AcU, Pa, T/t), podstawą wartości jest ekstrapolowany zasięg. A GŁÓWN E GRUPY Radiopierwiastki v E V V 7X P k W cm/sek 1 0 5 erg kilo wall kilowolt cm cm 10* 1, 420 0, 666 4190 71 2, 69 2, 72 1, 20 Uran / / 1, 511 0, 755 4740 81 3, 24, 3, 28 1.36 1, 498 0, 742 4660 82 3, 15 5 3, 19 1, 34 Rad 1 ). 1, 519 0, 763 4795 86 3, 29 3, 33 1.37 1, 625 0, 873 5488 100 4, 04 4, 08 5 1.57 Rad A 1, 699 0 0, 954 8 6001 112 4, 64, 4, 69 5 1, 72 Rad C1). 1, 627, 0, 876 2 5508 105 4, 06, 4, 11 1.58 Rad C’. 1, 922 0 1, 222 4 7683 146 6, 87 6, 94 5 2, 20 Polon 1, 597 2 0, 843 5 5300 103 3.83 3, 87 1, 52 Aktynoiiran 1, 511 0, 755 4740 82 3, 24 3, 28 1, 36 Protaktyn 1, 569 0, 814 5115 90 3, 63 3.67 1, 47 i 2) 1, 701 0, 957 6015 108 4, 66 4, 71 1.72 Radioaktyn. J 4J 1, 663 0, 914 5748 103 4, 34, 4, 39 1, 65 Aktyn X)... 1, 659 0, 910 5720 104 4, 31 4, 36 1, 64 Aktynon J ) 1, 811, 1, 086 0 6826 127 5, 68 5, 74 1, 95 Aktyn A 1, 884 1, 1 74 5 7382 140 6, 44 5 6, 51 5 2, 11 Aktyn C1).. 1, 784 6 1, 053 4 6621 128 5, 42 5, 48 1, 90 Aktyn C I.. 1, 892 1, 184 7445 144 6, 53 6, 60 2, 13 Tor 1, 446 0, 691 4345 77 2.84 2, 87 1, 24 Radiotor*) 1, 615 0 0, 862 4 5420 97 3, 96 5 4, 01 1, 55 Tor x. 1, 653 5 0, 904 0 5681 103 4, 26, 4, 31 1, 63 Toron. 1, 738, 1, 0000 6284 116 4, 99 5, 04, 1, 80 Tor A 1, 805, 1, 078, 6775 128 5, 62 5.68 1, 94 Tor C3) 1, 707 0 0, 963 7 6057 117 4, 71 4, 76 1.73 Tor C’. 2, 054 0 1, 396 8 8779 169 8, 53 8, 62 2, 51 ’) Podane liczby dotyczą składowej A subtelnej struktury, tj. grupy naj szybszej i naj silniejszej. 2) Podane liczby dotyczą «wyważonej» średniej składowych A, B, C struktury subtel nej, tworzących najszybszą grupę. 3) Podane liczby dotyczą awyważonejn średniej składowych A i B struktury subtelnej. 4) Podane liczby dotyczą owyważonejo średniej składowych II i J struktury subtelnej, tworzących najpowolniejszą grupę. 451 452 7c) NATURALNE GRUPY PROMIENI a (dalszy ciąg) B GRUPY SUHTELNEJ HI; no WY Radiopierwiastki j’ V 10 0 cm/sek kiloaiolt kilo wall cm Rad [A 1, 519 4795 4881 3, 29 silna 18 1, 490 4612 4697 3, 10 słaba Rad c lA 1;627. 5508 5613 4, 06, 18 1, 618, 5446 5550 3, 99, A 1, 706 0 6050 6159 4, 70 0, 8 8 1, 701, 6019 6127 4, 66 0, 15 c 1, 697, 5989 6097 4, 63 0, 0 D 1, 694 5967 6075 4, 60 0, 15 E 1, 688 5923 6030 4, 54 0, 05 Radioaktyn F 1, 680, 5870 5975 4, 49 0, 1 G 1, 673 5816 5922 4, 43 0, 05 H 1, 665, 5765 5869 4, 36 0, 8 I 1, 662, 5744 5847 4, 34 0, 15 J 1, 659 5719 5822 4, 32 0, 6 K 1, 652, 5674 5776 4, 26 0, 1 IrA 1, 658, 5717 5823 4, 31 1, 0 Aktyn X. 8 1, 642 5605 5709 4, 18 0, 6 c 1, 632, 5532 5634 4, 10 0, 15 A 1, 811 8 6826 6953 5, 68 1, 0 Aktynon 8 1, 778 6561 6683 5, 35 0, 1 c 1, 759, 6437 6556 5, 18 0, 1 Aktvn C A 1, 784 c 6621 6749 5, 42 1, 0 Aktyn 6.. J 8 1, 737, 6274 6396 4, 98 0, 2 lA 1, 61 50 5420 5517 3, 96, 1, 0 Il<l\a. I błrcn. I, 19 1, 602 5335 5431 3, 87 0, 2 A 1, 711, 6089 6207 4, 74, 0, 3 8 1, 705 8 6049 6166 4, 70 1, 0 Tor c c 1, 665 5762 5873 4, 36 0, 03 D 1, 644 5617 5725 4, 19 i O 3 E 1, 641 5597 5705 4, 17 0, 02 F 1, 623 5474 5579 4, 03 ’ 04 7c) NATURALNE GRUPY PROMIENI a (dalszy cLig). C--GnUPY DŁUGIEGO ZASIĘGU R&diopierwiastkj v V w T. I 10» cm/sek ki/oiiolt. ki/owali. cm O 1, 9220 7683 7829 6, 87 10 6 1 1, 995 0 8280 8437 7, 76 0, 43 2 2, 072, 8941 9112 8, 79 0, 45 3 2, 087, 9069 9242 9, 00 22 4 2, 115, 9315 9493 9, 40 0, 38 5 2, 135, 9492 9673 9, 70 1, 35 Rad G’. 6 2, 154, 9660 9844 9, 98 0, 35 7 2, 167, 9782 9968 10, 19 1, 06 8 2, 181 5 9908 10097 10, 41 0, 36 9 2, 200, 10077 10269 10, 71 1, 67 10 2, 207 8 10149 10342 10, 83 0, 38 1 1 2, 227 2 10329 10526 11, 15 1, 12 12 2, 246 4 10509 10709 11, 47 0, 23 o 2, 054, 8779 8948 8, 53 10 6 T o r G’... 1 2, 135, 9492 9674 9, 69 34 [ 2 2, 249 5 10538 10738 11, 53 189 454 Nr 8. TABLICE DOTYCZĄCE CZĄSTEK H (protonów) Wartości podstawowe: Spoczynkowa masa protonu Mu = 1, 671.1 OM g. Ładunek elektryczny..e = 4, 797.1010 j. es = 1, 601.10-» J. em. Stosunek ładunku do masy. . = 9579 I.em. M“ Oznaczenia i wzory (patrz tablice cząstek a). c prędkość początkowa. (B stosunek prędkości a do prędkości światła. E początkowa energia kinetyczna wyrażona w ergach. V początkowa energia kinetyczna wyrażona w elektronokilowoltach. lip iloczyn natężenia pola magnetycznego przez promień krzywizny toru opisanego przez proton: O/o średni zasięg w powietrzu w 15° i pod ciśnieniem 760 mm Hg, obli czony podobnie jak dla promieni a. w założeniu: A“ „s. 1, 007 4 4 a.

Wartość stałej całkowania

ThC (i) 238 51, 8 294 42, 0 Ra 189 65, 2 299 41, 3 52, 9 233, 1 240, 6 51, 27 39, 9 309, 2 RaB 257, 1 47, 98 287 43, 0 (D 293, 7 42, 00 298 41, 4 349, 9 35, 25 ThC-> ThC“ 327 37, 7 (i) 432 28, 6 58, 8 210 451 27, 4 426 29, 0 471 26, 2 498 24, 8 617 20, 0 607 20, 3 766 16, 1 O RaC 933 13, 22 276, 5 44, 61 cd) 1120 11, 01 ThC“->ThD 510 24, 2 1238 9, 96 (i) 582 21, 2 1379 8, 94 2620 4, 71 1414 8, 72 1761 7, 00 726 17, 00 ThC+ThC 2193 5, 63 m 1623 7, 60 1802 6, 85 RaD 47, 2 261 (1) C. D. Ellis, liczby z 1934 r. (2) L. Meitner, Zs. f. Phys., 50, 5, 1928. (3) L. Meitner, Zs. f. Phys., 34, 807, 1925. (4) T. Graf, C. R. 197, 238, 1933, (5) Black, Ray. Sac. Proc, 106, 632, 1925. JĄDROWE PROMIENIE T (ciąg dalszy) Przer Energia Długość fali Przemiana Energia wekw wj.X wekw 143 95 130 153 Pa 294 41, 9 AcX 157 q (3) 323 38, 2 200 268 31, 5 392 65, 1 189, 6 43, 7 282 349 35, 4 Ac 53, 3 232 (B + C + Cli) 402 30, 7 61, 4 201 W) 424, 5 29, 1 RAc 100, 5 123 827 14, 9 (2) 149 82, 8 195 63, 0 58, 1 212 254 48, 6 79, 5 155 282 43, 8 129 95, 4 300 41, 1 184 67, 0 249 49, 4 MTh, (5) 319 38, 7 338 36, 5 408 30, 2 462 26, 7 915 13, 5 970 12, 7 RTh 86 143, 4 c. D. Ellis, liczby z 1934 r. ’) L. Meitner, Zs. f, Phys., 50, 5, 1928. ») L. Meitner, Zs. f. Phys., 34, 807, 1925. T, Graf, C. R. 197, 238, 1933. ’*) Black Ray. Sac. Proc, 106, 632, 1925. Nr 11

=1 1[=);:r.==)

Nr 12. Z A N IKR A D O N U I = I o e h Tablica wartości fu nkcj i e-’-' w założeniu, że okres radonu T = 3, 823 dni, X = 0, 18131 dni-’. Godziny O dni 1 dzień 2 dni 3 dni ’i dni 5 dni 6 dni 7 dni 8 dni 9 dni 10 dni O, O, O, O, O, O, O, O, O, O, O 1, 00000 83418 69585 58047 48421 40392 33694 28107 23446 19558 16315 1 0, 99247 82790 69062 57610 48057 40088 33441 27895 23269 1 94 11 16192 2 98500 82167 68542 57176 47695 39786 33189 27685 23094 19265 16070 3 97759 81548 68026 56746 47336 39487 32939 27477 22920 19120 15950 4 1 97023 80935 67514 56319 46980 39190 32691 27270 22748 18976 15829 5 96293 80326 67006 55895 46626 38895 32445 27065 22577 18833 15710 6 95569 79721 66502 55474 46275 38602 32201 26861 22407 18692 15592 7 94849 79121 66001 55057 45927 38311 31959 26659 22238 18551 15474 8 94135 78526 65504 54642 45581 38023 31718 26459 22071 1 84 11 15358 9 93427 77935 65011 54231 45238 37737 31479 26260 21905 18272 15243 10 92724 77348 64522 53823 44898 37453 31242 26062 21740 18135 15128 11 92026 76766 64036 53418 44560 37171 31007.25866 21576 17998 15014 12 91333 76188 63554 53016 44225 36891 30774 25671 21414 17863 14901 13 90646 75615 63076 52617 43892 36614 30542 25478 21253 17728 14789 14 89964 75046 62602 52221 43562 36338 30312 25286 21093 17595 14677 15 89287 74481 62131 51828 43234 36065 30084 25096 20934 17463 14567 16 88615 73921 61663 51438 42908 35793 29858 24907 20777 17332 14457 17 87948 73364 61199 51051 42585 35524 29633 24719 20620 17201 14348 18 87286 72812 60738 50667 42265 35257 29410 24533 20465 17072 1 424 1 19 86629 72264 60281 50285 41947 34991 29189 24349 20311 16943 14133 20 85977 71720 59827 49907 41631 34728 28969 24165 20158 16816 14027 21 85330 71180 59377 49531 41318 34466 28751 23984 20006 16689 13922 22 84688 70645 58930 49158 41007 34207 28535 23803 19856 16563 13817 23 84050 70113 58487 48788 40698 33950 28320 23624 19706 16439 13713 ZANIK RADONU = I e-*’ o (ciąg dalszy) Godziny 11 dni 12 dni 13 dni l’ 15 dni 16 dni 17 dni 18 dni 19 dni 20 dni dni 1 I dni 21 O, O, 0, 0 0, 0 0, 0 0, 0 0, 0 0, 0 0, 0 0, 0 0, 0 O 13610 11 353 94701 78998 65898 54971 45855 38251 31908 26617 22204 1 13507 11 267 93989 78403 65402 54557 45510 37963 31668 26417 22036 2 13405 111 82 93281 77813 64910 54140 45168 37678 31430 26218 21871 3 13305 11 098 92579 77227 64421 53739 11 828 37394 31193 26021 21706 4 13204 11015 91882 76646 63937 53334 44490 37113 30959 25825 21543 5 13105 10932 91191 76069 63455 52933 44155 36833 30726 25631 21380 6 13007 10850 90505 75497 62978 52535 43823 36556 30494 25438 21220 7 12908 10768 89823 74929 62504 52139 43493 36281 30265 25246 21060 8 1 2811 10687 89147 74365 62033 51747 13166 36008 30037 25056 20901 9 12715 10606 88477 73805 61566 51357 42841 35737 29811 24868 20744 10 12019 10527 87810 73250 61103 50971 42519 35468 29587 24681 20588 1 1 12524 10447 87150 72698 60643 50587 42199 35201 I 29364 24495 20433 12 12430 10369 86494 72151 60187 50206 41881 34936 29143 24310 20279 13 1 2336 10291 85843 71608 59734 49829 41566 34673 28924 24127 20127 14 12244 10213 85197 71009 59284 49454 41253 34413 28706 23946 10975 15 12152 10136 84556 70534 58838 49081 40943 34153 28490 23700 19825 16 12060 10060 83919 70004 58395 48712 40634 33896 28276 23587 19676 17 11 969 09984 83288 69477 57956 48457 40329 33641 28063 23409 19527 18 11879 09909 82661 68954 57520 47982 40025 33388 27852 23233 19381 19 11 790 09835 82039 68435 57087 47620 39724 33137 27642 23058 10235 20 t17(H 09761 81421 67920 56657 17202 39425 32887 27434 22885 19090 21 11613 09687 80809 67409 56231 46906 39128 32640 27227 22712 18946 22 11516 09614 80200 66901 55808 465:,:! 38834 32394 27022 22542 18804 23 11439 09542 79597 66398 55387 46203 38541 32150 26819 22372 18662 ZANIK RADONU = I e’V h o (ciąg dalszy) Godziny 22 dni 28 dni 24 dni 25 dni 26 dni 27 dni 28 dni 29 dni dni 0, 0 0, 0 0, 0 0, 0 0, 00 0, 00 0, 00 0, 00 0, 00 O 1 8521 15450 12888 10751 89684 74812 62406 52058 43426 1 18382 15334 1 2791 10670 89009 74249 61937 51666 2 18244 15219 12695 10590 88339 73690 61471 51277 3 18107 15104 12600 10510 87593 73135 61008 50891 4 17970 14990 12505 10431 87014 72585 60549 50508 5 17835 14878 12411 10353 86359 72039 60093 50128 6 17701 14766 12317 10275 85709 71497 59641 49751 7 17508 14655 12224 10197 85064 70958 59192 49377 8 17435 14544 12132 10121 84424 70424 58746 49005 9 17304 14435 1 2041 10044 83789 69894 58304 48636 10 17174 14326 11951 09969 83158 69368 57866 48270 11 17045 14218 11861 09894 82532 68846 57430 47907 12 16916 14111 11 771 09819 81911 68328 56998 47546 13 16789 14005 11 683 09746 81295 67814 56569 47188 14 16663 13900 11 595 09672 80683 67304 56143 46833 15 16537 13795 11 508 09599 80075 66797 55721 46481 16 16413 13681 11 421 09527 79473 66294 55301 46131 17 16289 13588 11335 09455 78875 65795 54885 45784 18 16167 13486 11 250 09384 78281 65300 54472 45439 19 16045 13384 111 65 09314 77692 64809 54062 45097 20 15924 13284 11081 09244 77107 64321 53655 44758 21 15805 13184 10998 09174 76527 63837 53251 44421 22 15686 13085 10915 09105 75949 63356 52850 44087 23 15568 12986 10833 09036 75379 62880 52453 43755 Nr 13. N A G R O M A D Z A N I E S I Ę R A D O N U W P R E P A R A C I E R A D U 1 Tablica daje zależność od czasu funkcji t=-(1 e-*-’), tj. czasu zredukowanego, w założeniu, że T = 3, 823 dni, X = 0, 18131 dni-I, 6 = 2.= 5, 515 dni. Godziny O dni 1 dzień 2 dni 3 dni ’i dni 5 dni 6 dni 7 dni 8 dni O, 2, 3, 3, 4, O 0, 91457 1, 6775 3139 2, 8448 2876 6571 3, 9652 2223 1 041531 94920 7064 3380 8649 3044 6710 9769 2320 2 082731 98356 7350 3619 8848 3211 6849 9885 2417 3 12360 1, 0177 7635 3856 9046 3375 6987 9999 2513 4 16419 0515 7917 4092 9243 3539 7124 4, 0114 2608 5 20446 0851 8198 4326 9438 3702 7259 0227 2702 6 24439 1185 8476 4558 9632 3864 7394 0339 2796 7 28410 1516 8752 4788 9824 4024 7527 0451 2889 8 32348 1844 9026 5017 3, 0014 4183 7660 0561 2981 9 3625:! 2170 9298 5244 0204 4341 7792 0671 3073 10 40130 2494 9568 5469 0391 4497 7923 0780 3164 11 43980 2815 9836 5692 ’ 0577 4653 8053 0888 3254 12 47802 3133 2, 0101 5914 ’ 0762 4807 8181 0996 3343 13 51591 3449 0365 6134 0946 4960 8309 1102 3432 14 55353 3763 0627 6352 1128 5112 8436 1208 3521 15 59087 4075 0886 6569 1309 5263 8562 1313 3608 16 62793 4384 1144 6784 1489 5413 8686 1417 3695 17 66472 4691 1400 6997 1667 5561 8810 1521 3781 18 70123 4995 1655 7209 1843 5708 8933 1623 3867 19 73747 5298 1907 7420 2019 5855 9055 1725 3952 20 77343 5598 2157 7628 2193 6000 9177 1826 4036 21 80911 5895 2405 7836 2366 6145 9297 1926 4120 22 84452 6191 2652 8041 2537 6288 9416 2026 4203 23 \ 87971 6484 2896 8246 2708 6429 9535 2125 4286 Godziny 9 dni 10 dni 11 dni 12 dni 13 dni 14 dni 15 dni 16 dni 17 dni 18 dni 4, 4, 4, 4, 5, 5, 5, 2 5, 5, 3 O 4367 6156 7648 8893 4, 9931 0797 1520 122 2625 045 1 4448 6224 7705 8940 4, 9970 0830 1547 145 2644 061 2 4529 6290 7761 8987 5, 0009 0863 1574 168 2663 076 3 4609 6357 7816 9033 0048 0895 1601 190 2682 092 4 4688 6424 7872 9079 0087 0927 1628 213 2700 107 5 4767 6490 7926 9125 0125 0959 1654 235 2719 123 6 4845 6555 7980 9170 5, 0162 0990 1681 256 2737 138 7 49236620 8035 9215 0200 1022 1707 279 2756 153 8 5000 6684 8088 9260 0237 1052 1733 300 2773 168 9 5076 6747 8141 9305 0274 1083 1758 322 2791 183 10 5152 6811 8194 9348 0311 1 111 1784 343 2809 198 5228 6873 8247 9392 0348 1145 1810 364 2827 213 1 2 5302 6936 8299 9435 5, 0384 1175 1835 385 2844 227 1 3 5376 6997 8350 9478 0420 1205 1860 406 2861 242 1 4 5450 7059 8401 9521 0455 1234 1885 427 2879 256 15 5523 7120 8452 9564 0490 1264 1909 447 2896 271 16 5595 7181 8503 9606 0526 1293 1933 468 2913. 285 17 5667 7241 8553 9648 0560 1322 1958 481 2930 299 18 5738 7300 8602 9689 5, 0595 1351 1982 508 2946 313 19 5809 7359 8652 9730 0629 1379 2005 528 2964 326 20 5879 7418 8701 ’.1771 0664 1408 2029 548 2980 340 21 5950 7476 8749 9811 0697 1436 2053 567 2996 354 22 6019 7534 8797 9852 0731 1464 2076 587 3013 368 23 6087 7591 8845 9891 0764 1492 2099 606 3029 381 Nr 14. DEZAKTYWACJA A K T Y W N EGO OSADU RADU Liczby atomów JiaA, Rali i RaC zanikających w jednostce czasu, w chwili I. od końca aktywacji nasyconej. Czas 1 Rad A Rad B Rad c IAXA KBXB X c X C O 100 100 100 O m 30 S 89, 3 99, 9 100 1 m 79, 7 99, 7 100 2 63, 5 99, 0 100 3 50, 6 97, 9 99, 9 4 40, 4 96, 6 99, 8 5 32, 2 95, 0 99, 7 8 16, 3 89, 7 99, 0 10 10, 4 85, 8 98, 2 12 6, 6 81, 9 97, 2 15 3, 3 76, 2 95, 4 20 1, 1 67, 2 91, 6 25 0, 3 59, 1 80, 9 30 0, 1 51, 9 81, 8 35, e 45, 7 76, 5 40 40, 1 71, 0 45 35, 3 65, 7 50 31, 0 60, 4 I g 23, 9 50, 5 1 10 m 18, 5 41, 7 1 20 14, 3 34, 2 1 30 11, 0 27, 7 1 40 8, 5 22, 4 1 50 6, 6 17, 9 2 5, 0 14, 3 2 30 2, 3 6, 9 3 1, 1 3, 5 4 0, 2 0, 8 5 E 0, 2 6. Nr 15. D E Z A K T Y W A C J A A K T Y W N EGO OSADU AKTYN U Liczby atomów RaB, RaC i RaC“ zanikających w jednostce czasu, w chwili t od końca aktywacji nasyconej. Aktyn B Akty n C Akty n C“ Czas t \ B X B k)( C )(“ x C“ O 100 100 100 1 s 100 100 100 2 99, 9 100 100 5 99, 8 100 100 10 99, 7 100 100 30 99, 0 99, 9 100 1 m 98, 1 99, 7 100 2 96, 2 99, 0 99, 9 3 94, 4 98, 0 99, 7 4 92, 6 96, 5 99, 4 5 90, 8 95, 4 98, 9 6 89, 1 93, 9 98, 4 7 87, 4 92, 3 97, 6 8 85, 8 90, 8 96, 8 9 84, 1 89, 2 95, 9 10 82, 5 87, 6 94, 8 15 75, 0 81, 9 88, 7 20 68, 1 72, 5 81, 9 25 61, 9 65, 9 75, 6 30 56, 2 59, 8 68, 5 40 46, 4 49, 4 56, 7 50 38, 3 40, 8 46, 9 1 S. 31, 6 33, 6 38, 7 1 10 m 26, 1 27, 8 31, 9 1 20 21, 7 23, 0 26, 4 1 30 17, 8 18, 9 21, 7 1 40 14, 6 15, 1 18, 0 2 10, 0 10, 6 12, 2 2 20 6, 8 7, 2 8, 3 2 40 4, 6 4, 9 5, 7 3 3, 2 3, 4 3, 9 3 20 2, 2 2, 3 2, 6 3 40 1, 5 1, 6 1, 8 4 1, 0 1, 1 1, 2 4 20 0, 7 0, 7 0, 8 4 40 0, 5 0, 5 0, 6 5 0, 3 0, 3 0, 4 5 20 0, 2 0, 2 0, 3 5 40 0, 1 0, 2 0, 2 6 0, 1 0, 1 0, 1 6 20 0, 1 0, 1 0, 1 6 40 e s 0, 1 Nr 16. D E Z A K T Y W A C J A A K T Y W N E G O OSADU TORU Liczby atomów TkB, ThC i ThC“ zanikających w jednostce czasu, w chwili / od końca aktywacji nasyconej. Czas Tor B To r v. Tor C“ I KBXB I, x C I“, X C“ O 100 100 100 1 m 99, 9 100 100 5 99, 5 100 100 10 98, 9 99, 9 100 15 98, 4 99, 9 100 20. 97, 8 99, 8 99, 9 25 97, 3 99, 6 99, 8 30 96, 8 99, 5 99, 7 40 95, 7 99, 2 99, 4 50 94, 7 98, 7 99, 0 t g 93, 7 98, 2 98, 5 2 87, 7 94, 3 94, 7 3 82, 2 89, 5 90, 1 4 76, 9 84, 4 84, 8 5 72, 1 79, 3 79, 7 6 67, 5 74, 4 74, 9 7 63, 2 69, 4 70, 2 8 59, 2 65, 8 65, 8 9 55, 5 61, 3 * 61, 6 10 51, 9 57, 4 57, 7 15 37, 4 41, 4 41, 6 20 27, 0 29, 8 30, 0 25 19, 4 21, 5 21, 6 30 1, 40 15, 5 15, 6 40 7, 3 8, 0 8, 1 50 3, 8 4, 2 4, 2 60 2, 0 2, 2 2, 2 70 1, 0 1, 1 1, 1 80 0, 5 0, 6 0, 6 90 0, 3 0, 3 0, 3 100 0, 1 0, 2 0, 2 v UZUPEŁNIENIA ROZDZIAŁ I POSTĘPY TECHNIKI W DZIEDZINIE FIZYKI JĄDROWEJ Opiszemy najpierw w krótkości najważniejsze przyrządy używane obecnie w laboratoriach fizyki jądrowej. Są to aparatury dostarczające pocisków jądrowych, tj. szybkich cząstek wywołujących przemiany ją drowe, oraz przyrządy służące do wykrywania cząstek wysyłanych przez przeobrażone jądra. Przyrządy dostarczające szybkich cząstek możemy podzielić na cztery główne grupy: powielacze napięcia typu Cockcrofta i Wal/ona, cyklotrony, maszyny elektrostatyczne, generatory impulsowe. A si v4e ci:> (/,;1::. 1< 1. Przyrząd Cockcrofta i Waltona jest opisany w ogólnych zarysach w książce pani Skłodowskiej-Curie (str. 317); na tym miejscu podamy nie które szczegóły dodatkowe. Transformator T dostar cza napięcia o wartości szczytowej E; jeden z zaci sków napięcia wtórnego jest uziemiony i łączy się poprzez kenotron K (rys. 1) z jedną z okładek kon densatora Cj, którego druga okładka jest połączona bezpośrednio z drugim zaciskiem T obwodu wtórne go. Kondensator C x stanowi jeden z elementów ba terii identycznych kondensatorów C s, C s, połączo nych szeregowo. Inna bateria, zawierająca konden satory C 2, Ct, CV) w tej samej I iczbie co poprzedn ia, posiada jeden z biegunów uziemiony, drugi zaś jej biegun jest to właściwe źródło wyprostowanego wysokiego napięcia. Wreszcie kenotrony, K, K4 itd. łączą odpowiednio pary kondensatorów C t i C 2, C 2 i C 3 itd. Kenotrony są połączone z sobą w ten sposób, że prąd dodatni może płynąć wprost od uziemionego zacisku transformatora jednocześnie Rvs. I. Z lewej strony rysunku, oznaczone tylko napięciami 2E, ’iE, 6E itd. przej, wszystkie kenotrony. Dla skrócenia oznaczymy literą a okładkę każdego kondensatora znajdującą się bliżej transformatora, literą zaś b okładkę dalszą. Powstawanie wysokiego napięcia odbywa się w kilku fazach. W pierwszej fazie T posiada dodatni potencjał, ke notron Kx jest «otwarty», okładka b kondensatora C, jest uziemiona, okładka a ma napięcie-L woltów. W następnej fazie okładka a kondensatora 6’, ładuje się do + E, a zatem okładka b (która w tej chwili jest izolowana) otrzymuje ładunek 2CE, który dzieli się między kondensatory C, i C 2 udzielając okładce b kondensatora C 2 potencjału wyższego o E od okładki a. W trzeciej fazie kondensator C, jest po nownie uziemiony, natomiast kondensator C 2 dzieli ładunek z kondensa torem C 3 w ten sposób, że napięcie spada do E/2. W czwartym etapie nowy przypływ ładunku podwyższa potencjał C 2 do (CE/2 + 2CE)/2C = 5L/4. Jest zatem rzeczą jasną, że podczas następnych kolejnych zmian znaku napięcia ładunek elektryczny będzie się udzielał stopniowo dalszym kon densatorom i wszystkie napięcia będą wzrastały dopóty, dopóki wszystkie kondensatory baterii oznaczone cyframi parzystymi nie naładują się do p o t e n c ja łów 2 E, tj. d o c h w i I i, g d y p o t e n c ja ł i z o I o w a n e g o b i e g u n a tej b a t e r i i P r z y b i e r z e wart ość V = 2n E, g d z i e n j e s t t o I i c z b a e I e m e n t ć w b a t e r i i. Wysokie napięcie V dostarczone przez ten układ przykłada się do anody przyrządu służącego do otrzymywania szybkich cząstek. Jest to rura opróżniona, w której jony służące do doświadczeń transmutacyj nych, najczęściej protony lub deuterony, tj. jądra ciężkiego wodoru uzyskują energię kinetyczną Ve. Kształt tych rur bywa różny, zasada działania jest jednak zawsze jednakowa. Ciśnienie w rurze musi być n i ez m ie rn i e n i ski e, rzędu wie I kości 10“, 4 mm l/g, gdyż inaczej nie byłoby rzeczą możliwą nadać elektrodom różnicy potencjału rzędu kilkuset ki lowoltów. Z tego samego powodu rury muszą posiadać znaczne roz miary, np. długość rzędu 1 m, średnicę co najmniej 30 cm. Niekiedy używa się rur złożonych z kilku odcinków przedzielonych pierścieniami metalowymi, co usuwa możliwość wyładowania koronowego i daje bardziej równomierny rozkład potencjału. Bardzo ważny jest sposób uszczelniania połączeń między poszczególnymi częściami rury. Z po wodu znacznych rozmiarów aparatury należy unikać ogrzewania spa janych części, a zatem lakowań lub lutowań; wszystkie połączenia uszczelnia się za pomocą plastyceiny, substancji, która już w tempe raturze pokojowej jest bardzo plastyczna i doskonale przylega do szkła, metali itp. Wynalezienie tej substancji, stanowiącej idealny środek po mocniczy w technice próżniowej, przystosowanej do potrzeb fizyki jądro wej, przyczyniło się w znacznej mierze do osiągnięcia pomyślnych wy ników w dziedzinie sztucznej transmutacji. Inny charakterystyczny rys nowoczesnej techniki próżniowej w tej dziedzinie polega na tym, że rur nie oddziela się od pompy, gdyż «wyhodowanie» próżni, tj. usunięcie oklu dowanych gazów byłoby niemożliwe: rury są nieustannie opróżniane TABL. I podczas działania za pomocą bardzo potężnych pomp dyfuzyj nych, po rywających około 100 litrów na sekundę. Wobec wysokiej próżni istniejącej w opisanej rurze nie można wy tworzyć w niej wyładowania; wyładowanie powstaje w rurze pomocniczej, w której ciśnienie jest rzędu 1/100 mm Hg oraz napięcie rzędu 10 kilowol tów. Jony powstające w wielkiej obfitości podczas wyładowania przenikają poprzez mały otwć r d ogłów n ej ru ry; istn iej e zatem Stały przepływ gazu i próżnia może być utrzymana tylko dlatego, że pompa działa bez przerwy. W przyrządzie używanym obecnie w Cavendish Laboratory (tab!. 1), zbudowanym przez Philipsa, mamy E = 100 kw, «= 6. K=1200/ru\ Ge nerator wysokiego napięcia jest przedstawiony na lewo na tab!. 1 i zawiera 12 tyratronów, oraz dwie baterie, każda z 6 kondensatorów. Na prawo wi dzimy zaopatrzoną w pierścieniowe przegrody rurę do przyśpieszania czą stek, obok zaś tej ru ry oporn icę o całkow itym oporze 1, 2.10» omów, przez którą przepływa prąd 1 mA służący do mierzenia przyłożonego napięcia. Cała la aparatura znajduje się na płaskim dachu «laboratorium», stanowią cego wielką puszkę Faradaya zbudowaną z betonu zmieszanego z sub stancją przewodzącą elektryczność. Ściany tego pomieszczenia są uzie mione, wewnątrz zaś znajdują się przyrządy służące do wytwarzania reakcyj jądrowych i obserwowania zjawisk towarzyszących tym reakcjom. Katoda głównej rury posiada otwór, przez który przyśpieszone jony przenikają do komory «reakcyjnej» i padają na próbkę substancji, w kté rej chcemy badać transmutację. Jeżeli chcemy wydzielić jony określo nego rodzaju (np. atomowe jony deuterium w mieszaninie ciężkiego i zwykłego wodoru), to odchylamy wiązkę jonów w polu magnetycznym. 2. Cyklotron został wynaleziony i zbudowany w Ameryce przez Lawrence’a. Jest to przyrząd, który wchodzi stopniowo w powszechne użycie w laboratoriach fizyki jądrowej, gdyż rozwiązuje w nader udatny sposób zagadnienie otrzymywania pocisków jądrowych o wielkiej energii kinetycznej bez konieczności używania generatorów wysokiego napięcia, wymagających wielkiej ostrożności i zajmujących bardzo wiele miejsca. Główną część cyklotronu (tab!. II) stanowi elektromagnes wytwarzający pole rzędu 15000 oerstedów w bardztj znacznej przestrzeni (np. pomiędzy biegunami o średnicy 75 cm, oddalonymi o 10 cm). Przyrząd służący do wytwarzania przyśpieszeń jest to płaskie opróżnione pudło (rys.2), umie szczone w polu magnetycznym i zaopatrzone w dwie wielkie elektrody pół cylindryczne, takie, jakie otrzymalibyśmy np. rozcinając cylindryczne pu dełko wzdłuż jednej ze średnic. Za pomocą potężnego generatora krót kich fal elektrycznych przykładamy do elektrod zmienne napięcie wiel k i e j c z ę s t o ś c i o a m p I i t u d z i e V r z ę d u 1 O kw. Wyobraźmy sobie, że w okolicy środka przyrządu w przestrzeni za wartej pomiędzy elektrodami powstają jony, które mają ulec przyśpie szeniu. Te jony zdobywają pewną prędkość podczas pierwszego pół okresu drgania elektrycznego i przenikają w głąb jednej z elektrod z energią Vze, a ponieważ wewnątrz, elektrod nie ma poJa elektrycznego, przeto opisują półkole ze stałą prędkością v. Promień krzywizny jest dany przez wzór p = nwizell, gdzie ze jest to ładunek jonu, e ładunek ele mentarny. Czas potrzebny do opisania półkola wynosi x = T.m/zell, jest zatem niezależny od prędkości; zależy zaś tylko od natężenia pola i stosunku ze/m charakteryzującego dany rodzaj jonów. Jeżeli ten czas równa się dokładn ie półokresowi T/2 drgania elektrycznego, jony wy biegną z wnętrza elektrody w okolicę C’, gdzie istnieje pole, w chwili gdy zmieni się znak napięcia; zostaną zatem ponownie przyśpieszone i uzy skają energię kinetyczną 2fze, po czym przenikną w głąb drugiej elek trody. Ponieważ czas obiegu w polu elektrycznym jest stały, przeto jony pojawią Się ponownie w polu elektrycznym w takiej chwili, !OOOOr że będą mogły ulec przyśpieszeniu po raz trzeci; to samo zjawisko bę dzie się powtarzało wielokrotnie. Promień każdego następnego półkola jest większy od poprzedniego i jony opisują linię spiralną przybliżając się coraz bardziej do bocznych ścian elektrod. Graniczna prędkość jest zatem zależna od promienia R elektrod i jest dana przez wzór: u == zeHH/m. Tej prędkości odpowiada energia mw2 = eźIPF1/2 m; wyrażona w elek tronowoltach energia ta wynosi 1 O * ell-R-/2 m. Jeżeli R = 20 cm, 11 = 15000 oersledów, ze/m = 4825 (deuterony), mamy V =2, \1 Mew. Ponieważ w cyklotronie używamy najczęściej protonów (m = ma, z = 1), deuteronów (/;/ = 2111«, z = 1), oraz cząstek a (w = km“, z = 2), przeto można by było sądzić, że energie tych cząstek powinny pozostawać wzglę dem siebie w stosunku: 1: 1 12: 1. W rzeczywistości jednak wartość II jest ograniczona warunkiem synchronizacji obiegu jonów i drgania elek trycznego, mianowicie musimy mieć 2%m/zell = T. Np. jeżeli 11= 1, 5.10\ zellw s= 5.10 S (deuteron), mamy T S 8. 1 O 8 sek I u b ). = 24m. \“ t t n li \ J ’“ J I. . 1 — \\“. I ( I ł .. ł ] kt. I II \ I I I J . ’J Ponieważ stosunek ze/m jest jednakowy dla deuteronów i dla cząstek a, warunek synchronizacji jest jednocześnie spełniony dla tych obu czą stek. Jeżeli jednak mamy do czynienia z protonami, musielibyśmy po dwoić częstość potrzebną do uzyskania energii odpowiadającej najwięk szemu natężeniu pola dawanego przez elektromagnes. Długość fali jest jednak bardzo mała (24 m) w przypadku deuteronów i cząstek a; aby tę długość zmniejszyć do połowy należałoby zmniejszyć wszystkie pojem ności, a zatem powiększyć rozmiary przyrządu, co nie daje się osiągnąć w tym stopniu, w jakim by to było pożądane. Czynimy przeto rodzaj kompromisu polegającego na tym, że stosujemy największe pole magne tyczne tylko w przypadku deuteronów i cząstek a. W przypadku pro tonów zadowalamy się słabszym polem i wskutek tego energia protonów jest mniejsza od energii deuteronów, nie zaś dwa razy większa, jak to mielibyśmy w przypadku H = const. Używane obecnie cyklotrony do s t a r c z aj ą p r o t o n ć w o e n e r g i i 4 Mew, d e u t e r o n ć w o e n e r g i i 6 Mew, oraz cząstek a o energ i i 12 Mew. W n iedalekiej przyszłości uda się n ie wątpliwie przekroczyć te napięcia i osiągnąć 20 Mew jako energię czą stek a 1 ). Jony, które uzyskały maksymalną prędkość, muszą być wypro wadzone na zewnątrz elektrod i skierowane na bombardowaną próbkę materii. W tym celu posługujemy się szczeliną w bocznej ściance jednej z elektrod oraz pomocniczym polem elektrycznym odchylającym wiązkę jonów w odpowiedni sposób. Jony są wytwarzane przez elektrony wy biegające z rozżarzonych włókien umieszczonych w pobliżu środka przy rządu i bombardujące drobiny bardzo rozrzedzonego gazu (wodoru, deuterium, helu), wypełniającego przyrząd. 3. Generatory elektrostatyczne bardzo wysokiego napIęcIa są to w zasadzie maszyny elektrostatyczne o bardzo wielkich rozmiarach i budowie przystosowanej do specjalnego celu. Zasadę działania objaśnia rys. 3. Pas z jedwabiu lub innej tkaniny izolującej wprawiany w ruch za pomocą motoru ładuje się dodatnio w wyładowaniu miotełkowym wychodzącym z ostrza, przenika w głąb wielkiej kuli, umieszczonej na wysokiej bakielitowej kolumnie i w miarę przesuwania się oddaje kuli uzy skany ładunek również drogą wyładowania miotełkowego. Ładunek po brany przez kulę w ciągu danego czasu można podwoić za pomocą ko lektora zaopatrzonego w ostrza, które ładują pas ujemnie w chwili, gdy ten ostatn i opuszcza wnętrze ku I i. Na mocy dobrze znanego prawa elektrostatyki ładunek kuli powinien stale wzrastać aż do chwili osiąg nięcia największego możliwego napięcia, którego wartość jest ograni ’) Zgodnie z zasadą względności, masa wybiegającej cząstki a byłaby wówczas o ’j, % większa od masy spoczynkowej, tj. początkowej; warunek synchronizacji nie byłby zatem dokładnie spełniony. Ta okoliczność sprawia, że osiągniecie większej energii cząstek jest sprawą bardzo trudną; w celu skompensowania odchyleń od synchronizacji wzrasta jących wraz z prędkością cząstek należałoby budować bieguny w ten sposób, aby natęże nie pola wzrastało wraz z odległością od osi elektromagnesu. czona zjawiskiem wyładowania koronowego oraz wyładowania powierzch niowego wzdłuż pasa ’). Wnętrze kuli jest to przestrzeń wolna od pola elektrycznego, można w niej przeto umieścić obserwatora wraz z przy rządami. Maszyna tego rodza ju została zbudowana po raz pierwszy przez Van de Graatta, Coinptona i Van Atta. Tablica III przedstawia maszynę /fatslaila, Tuve a i Da/da, która różni się od poprzedniej tym. że na ze wnątrz ku I i naładowanej do wy sokiego potencjału jest umie szczona koncentrycznie większa kula, której potencjał ma wartość pośrednią między potencjałem naj wyższym i potencjałem ziemi. Rura służąca do przyśpieszeń wychodzi z wnętrza kuli naładowanej, obok niej znajdują się przyrządy służące do otrzymania wiązki jonowej. L Rvs;1 B lVti:I:Y ( y w re:ł<qa:tl 1. Komora rozprężeń Wilsona została opisana szczegółowo w książce pani Sklodowskiej-Curie (str. 167). Opiszemy tylko bardzo prostą postać tego przyrządu, obmyśloną przez C. T. Ii. Wilsona. Tłok jest zastąpiony błoną kauczukową, oddzielającą komorę rozprężeń od zbiornika, w kté rym możemy zmieniać ciśnienie. W chwili początkowej ciśnienie w zbior niku jest większe od ciśnienia atmosferycznego i błona jest wydęta ku wnętrzu komory. Rozprężenie powstaje w chwili nagiego przywrócenia ciśnienia atmosferycznego w zbiorniku, wskutek czego błona szybko opada. W celu uniknięcia wirów i innych zaburzeń umieszczamy w cylindrze siatkę metalową, która dzieli go na dwie części: część górną, służącą do obserwowania torów mgiełkowych oraz dolną, w której odbywają się przesunięcia błony kauczukowej. W ostatnich czasach opracowano w Cavendish Laboratory ulepszony mo del tej komory (rys.4). W chwili początkowej ciśnienie wewnątrz komory jest równe ciśnieniu atmosferycznemu; ruch błony M w dół zachodzi wsku tek tego, że zbiornik łączymy nagle z innym zbiornikiem opróżnionym. Zamiast siatki metalowej umieszcza się w komorze krążek D z licznymi otworami, przykryły czarnym aksamitem, co lepiej zabezpiecza od wirów. Stopień rozprężenia można regulować za pomocą innego, przesuwanego krążka li, na który błona opada w.swym ruchu ku dołowi. ’) W celo zmniejszenia tych zjawisk opracowano plan wielkiej komory wysokiego ciśnienia, w której można by było umieścić maszynę elektrostatyczna. Zjawiska te ulegają również osłabieniu, jeżeli powietrze jest zmieszane z czterochlorkiem węgla (Ja/iat). Ge nerator zbudowany przez Herbu, Parkinsona i Kersta, wytwarzający ok. 2.10° iv, znajduje siq wewnątrz stalowej komory zawierającej powietrze pod ciśnieniem 6, 5 utm. TABL. III Generator elektrostatyczny Hafstada, Heydenburga Tuve’a. 2. Licznik Geigera-MUl/era jest to przyrząd niezmiernie użyteczny w badaniach reakcyj jądrowych oraz promieni kosmicznych. Przyrzą dowi temu poświęcono wiele prac doświadczalnych i teoretycznych; nie zdołano jednak wyjaśnić w zupełności zjawisk, które w nim zachodzą, toteż budowa «dobrego» licznika opiera się raczej na danych natury empirycznej. Badając liczbę JV wyładowań zachodzących w ciągu okre ślonego czasu jako funkcję różnicy potencjałów V pomiędzy osłoną i nitką, otrzymujemy krzywą posiadającą część poziomą, po której następuje szybki wzrost. Część pozio ma odpowiada zakresowi na pięć używanych do liczenia cząstek. Szerokość tego prze działu waha się bardzo znacz nie w różnych licznikach, niekiedy zdarza się nawet, że tej części wcale nie ma. Przy użyciu napięć odpowia dających wspomnianemu ob szarowi każde wyładowanie jest następstwem przejścia jednej jonizującej cząstki i wygasa natychmiast po ustaniu przyczyny (po upły wie czasu rzędu wielkości 10“, 3 — 105 sek); szybki wzrost liczby wy ładowań w części następującej po części poziomej wynika z tego, że wyładowanie powstające z tego lub innego powodu trwa przez dłuższy czas i posiada natężenie zmieniające siew sposób nieciągły. Dobry licz nik powinien posiadać «zakres liczenia» możliwie największy, tj. dawać chwilowe wyładowania bez zjawisk wtórnych nawet w tym przypadku, gdy napięcie jest znacznie (o kilkaset woltów) większe od napięcia, przy którym licznik zaczyna działać. W celu szybkiego wygaszenia wyła dowania posługujemy się różnymi sposobami. W licznikach napełnio nych trwałymi gazami (powietrze, wodór, gazy szlachetne) nitka na ładowana dodatnio jest połączona z ziemią poprzez bardzo wielki opór (rzędu kilku tysięcy megomów); podczas przejścia wyładowania powstaje przeto znaczny spadek potencjału wzdłuż tego oporu; różnica zaś po tencjału pomiędzy osłoną i nitką opada poniżej wartości, przy której jest możliwe istnienie wyładowania. Ta metoda posiada niektóre ujemne strony, zwłaszcza w przypadku, gdy impuls pochodzący od wyładowania jest przekazywany siatce pierwszej lampy wzmacniacza poprzez konden sator; w istocie nabój udzielony kondensatorowi spływa ku ziemi przez opór w ciągu stosunkowo długiego czasu, wskutek czego impuls pojawia jący się natychmiast po pierwszym nie może być wzmocniony. Z tego powodu zastępujemy obecnie używane dawniej lekkie gazy ciężkimi pa H II i I I I I I II t H I M: I H inTTT RYS. 4. M. Curie-Sklodowska. Promieniotwórczość. 31 481 482 rami organicznymi (aceton, alkohol), których jony dodatnie, posiadające bardzo małą ruchliwość, nagromadzają się podczas wyładowania i wy twarzają ładunek przestrzenny, kompensujący częściowo przyłożone na pięcie i powodujący zanikanie wyładowania. W licznikach tego typu nitka może być połączona z ziemią oporem rzędu wielkości 1 megoma; stała czasu jest znacznie niniejsza niż w poprzednim urządzeniu i ((zdol ność rozdzielcza*, tj. liczba wyładowań w sekundzie, które przyrząd może zliczyć, osiąga wartość zbliżoną do 100. Nie będziemy zajmowali się szczegółami dotyczącymi budowy liczni ków (materiał nitki i sposób przygotowania jej powierzchni, metal użyty jako osłona, sposób uszczelnienia, substancje izolujące, natura miesza niny gazowej itd.). Opiszemy tylko model używany w laboratorium che mii jądrowej (profesor Jo/iot) w College de France (rys. 5). Licznik składa się z rury cylindrycznej, wyrobionej z duralmninium, której ścianki posiadają w części środkowej (długość ok. 4 cm, średnica ok. 2 cm) grubość zbliżoną do 0, 1 mm. Natomiast części końcowe po siadają grube ściany i służą do umieszczenia izolujących korków eboni towych, w których osi są umo cowane części metalowe, służą ce do umocowania i naprężania nici. Można używać nitki z wol fram u I u b ze stal i. Jedno z za kończeń, do których jest przy twierdzona nitka, ma kszł;ili ru rki, na którą nakłada się ru r kę szklaną zaopatrzoną w prze wężenie. W tym miejscu rurkę zatapia się po napełnieniu licz nika parą acetonu pod ciśnie niem 10 IIIIII / i g. Zakres licze nia jest rzędu 300 woltów, na pięcie użytkowe jest zbliżone do 1300 wo Itów. Jako źródła napię cia można używać bądź baterii akumulatorów, bądź odpowied nio stabilizowanego prostownika wysokiego napięcia. Nader dogodna me toda stabilizacji polega na tym, że wyprostowany prąd przechodzi przez szereg lamp neonowych. Ponieważ spadek napięcia w lampie neonowej jest stały (około 100 woltów), przeto zużytkowując odpowiednio dobraną liczbę lamp neonowych i regulując w razie potrzeby napięcie za po mocą dodatkowego potencjometru, otrzymujemy pożądaną stałość na pięcia osłony licznika. Impulsy są przekazywane siatce wzmacniacza bądź bezpośrednio, bądź przez kondensator. Rysunek 6 przedstawia je den z używanych schematów. Ujemny impuls po wzmocnieniu przez rurka do oJijO*an«  .-tak +y tbonil lic Rys. 5. pierwszą lampę zmienia znak i ładuje dodatnio siatkę tyratronu, kté rego prąd anodowy uruchamia licznik telefoniczny, zaopatrzony w prze kaźnik służący do gaszenia łuku powstającego w tyratronie. Ponieważ cały proces odbioru, a mianowicie wyładowanie w licz niku Geigera-Miil/era, rozładowywanie się kondensatorów, ruchy ko twicy licznika telefonicznego, trwa w ciągu określonego czasu, przeto wzmacniacz nie notuje wszystkich impulsów. Liczenie jest przeto obcią -/ww LtczntA Getyera Licimk UUfontcmy i pr/ekaimiieir> Rys. fi. żone błędem systematycznym, którego wartość zarówno względna jak i absolutna wzrasta szybko wraz z częstością wyładowań w liczniku. Istnieje kilka wzorów przedstawiających liczbę IV impulsów zarejestro wanych przez wzmacniacz w zależności od liczby No wyładowań w licz niku Geigera-Miil/era. Żaden z tych wzorów nie jest zupełnie dokładny; granice stosowalności różnych wzorów są zależne od warunków doświad czalnych. Przytoczymy tylko jeden wzór wyróżniający się prostotą i dobrą zgodnością z doświadczeniem w dosyć szerokim zakresie: N=N/I + NoxJ, ( i ). gdzie x jest to najmniejszy odstęp czasu między dwoma kolejnymi impul sami, które mogą być wzmocnione i zarejestrowane. Uzasadnienie tego wzoru jest następujące: Jeżeli liczby iV i A, są odniesione do jed nostki czasu, całkowity czas s t r a c o n y dla rejestracji w jednostce czasu wynosi Nx, liczba impulsów straconych wynosi przeto NNox. Mamy zatem: N + NNox = NQJ l. czego wynika (I). Zgodnie z tym wzorem A’ powinno dążyć do wartości granicznej i/x, gdy Aro wzrasta nieograniczenie. W rzeczywistości jednak stwierdzamy, że A’ osiąga maximum zbliżone do lit, po czym zmniejsza się i dąży do z e r a. W z ć r (1) n i e s t o s u j e s i ę P r z e t o w p r z y p a d k u b a rd z o w i e I k i c h NQJ natomiast zdaje dobrze sprawę z doświadczenia w zwykłych warunkach, tj. wtedy, gdy A’a jest mniejsze od liT lub nieznacznie przekracza tę wartość. W pomiarach bardzo dokładnych lepiej zrezygnować z wzo rów teoretycznych i wyznaczyć doświadczalnie zależność Ar=I“(Ap), co można uczynić za pomocą urządzenia dającego znaną i dowolnie regu lowaną liczbę wyładowań. Z drugiej strony poprawka jest zawsze tym 484 mnieJsza, Im mniejsze jest t; należy przeto dążyć do tego, aby ta stała posiadała możliwie najmniejszą wartość. W najlepszych używanych obecnie układach (WynnWilliams, Neher-Harper) ta siała jest tego sa mego rzędu wielkości, co czas trwania wyładowania w liczniku. Oprócz systematycznego błędu, wynikającego z gubienia impulsów, liczby dawane przez układy liczące wyładowania podlegają fluktuacjom statystycznym. Zgodnie z teorią podaną w książce p. Sklodowskiej Curie (str. 152), średni kwadrat e 2 fluktuacji równa się liczbie impul sów, tj. lv. 3. Metoda koincydencyj używana w badaniach promieni kosmicz nych wchodzi również w coraz to częstsze użycie w pracach z dziedziny promieniotwórczości i fizyki jądrowej. Metoda polega na tym, że 2 lampy, których siatki otrzymują impulsy liczników Geigera-Mdilera, lub większa liczba takich lamp, są połączone równolegle w ten sposób, że wszystkie anody łączą się z dodatnim biegunem baterii przez wspólny opór anodowy R, rzędu wielkości 1 megoma. Jeżeli napięcie baterii jest zbli żone do 200 woltów, całkowity prąd anodowy I jest bardzo mały; jest to oczywiście słuszne a torliori dla prądów indywidualnych iu i., itd., tak iż punkt charakterystyki lamp odpowiadający ich funkcjonowaniu znajduje, się w okolicy, w której rzeczywiste napięcie anodowe V“ jest bardzo małe, «opór wewnętrzny» zaś zmienia się szybko wraz z napię ciem. W tych warunkach całkowity prąd zachowuje wartość prawie niezmienną, gdy prąd anodowy przestaje przechodzić przez jedną lub dwie lub nawet wszystkie lampy z wyjątkiem tylko jednej. W istocie, nawet jeżeli zmiana tego prądu At jest bardzo mała, potencjał anodowy wzrasta o RAI, wartość, która jest znaczna wobec, gdyż opór R jest wielki i wskutek tego prąd w lampie «nie zgaszonej» wzrasta tak znacznie, że ta lampa zastępuje sama wszystkie inne, tj. przepuszcza prąd anodowy równy w przybliżeniu l. Ten prąd I zostaje niejako usunięty tylko w przypadku, gdy wszystkie lampy są jednocześnie «zablokowane»; po tencjał anodowy wzrasta wówczas o RI, wartość, która jest rzędu kilkudziesięciu woltów; ta zmiana przekazana dalszym organom wzmacnia cza wystarcza na ogół do zarejestrowania impulsu. Ponieważ «gaszenie» lamp, tj. usuwanie z nich prądu anodowego, zachodzi wskutek przybywania impulsów, które ładują siatki ujemnie, przeto impulsy indywidualne nie mogą być zanotowane i przyrząd funkcjonuje tylko w przypadku, gdy wszystkie lampy wejściowe są «blokowane» wskutek pojawienia się jed noczesnego impulsu na wszystkich siatkach, a zatem wskutek wyłado wania przebiegającego przez wszystkie liczniki w tej samej chwili. Na leży wszelako odróżniać koincydencje rzeczywiste, wynikające z jedno czesnego przejścia jednego lub kilku elektronów przez wszystkie liczniki, od koincydencji przypadkowej, pochodzącej od wyładowań, które wskutek statystycznego charakteru zjawisk tego rodzaju pojawiły się we wszystkich licznikach w m n i e j w i ę c e j tej samej chwi I i. Liczba tych przypad kowych koincydencyj nie jest bynajmniej do zaniedbania wobec liczby koincydencyj rzeczywistych, zwłaszcza w przypadku, gdy mamy do czy nienia z koincydencjami podwójnymi. Liczba la, v, może jednak być obliczona, jeżeli znamy czas, t, w ciągu którego lampa po pochwy ceniu impulsu pozostaje niezdolna do przekazania następnego impulsu. Jeżeli IV, i N 2 są to liczby wyładowań w jednostce czasu w oddzielnych licznikach, to mamy v = 2Ar, A’, x; stalą x wyznaczamy licząc v, Ni i N 2 w warunkach, w których prawdziwe koincydencje nie zachodzą, np. w przypadku gdy liczniki znajdują się w dostatecznej odległości jeden od drugiego. W przypadku koincydencyj potrójnych, poczwórnych itd., wzór wyrażający liczbę koincydencyj przypadkowych jesl bardziej skom plikowany, liczba ta jest jednak znacznie niniejsza, gdyż jest proporcjo nalna do x\ x 3 itd. W najlepszych używanych obecnie układach koin cyde n cyj nych stała jest n i n iejsza od 1 0“, 5 sek; liczba ko i n cyde n cyj przypadkowych jest wówczas bardzo mała, np. w przypadku, gdy N x = N 2 = 550/min, wynosi mniej niż. jedną koincydencję na 10 mirt. 4. Wzmacniacz proporcjonalny. W znacznej liczbie zagadnień fi zyki jądrowej jest rzeczą ważną wyznaczać nie tylko liczbę cząstek joni zujących, lecz również wielkość jonizacji spowodowanej przez te cząstki w określonych warunkach. W tym celu używamy komór jonizacyjnych napełnionych gazem, najczęściej pod ciśnieniem atmosferycznym; napię cie dobieramy w ten sposób, aby mieć do czynienia z. prądem nasyce nia i aby jonizacja zderzeniowa nie odgrywała żadnej roli. Jeżeli jedna z elektrod (której potencjał jest zbliżony do zera) komory jest połączona z wejściową siatką wzmacniacza, słaby impuls wynikający z przejścia jednej cząstki przez komorę powinien być wzmocniony w ten sposób, aby na wyjściu otrzymać skutek, który można by było wykryć za pomocą stosownego przyrządu pomiarowego, np. za pomocą oscylografu. Po damy przykład liczbowy. Załóżmy, że komora jonizacyjna posiada głę bokość 5 mm i że badane są cząstki a. Liczba jonów utworzonych przez jedną cząstkę jest wówczas rzędu wielkości 15000, co odpowiada wy dzieleniu ładunku w ilości 7, 2.106 j. es. Jeżeli pojemność układu siatka elektroda wynosi 2 cm, potencjał zmieni się o 7, 2.106.30012 = 1, 08.103 wolta; jest zatem rzeczą oczywistą, że chcąc otrzymać na wyjściu zmianę potencjału rzędu 30 woltów, musimy dbać o to, aby wzmacniacz posiadał wzmocnienie rzędu 30000. Osiągnięcie współczynnika wzmoc nienia tego rzędu wielkości nie jest rzeczą trudną, wystarcza układ czterolub pięciolampowy, w którym kolejne ogniwa są połączone sprzę żeniem pojeninościowo-oporowym. Należy jednak zachować szereg ostrożności w celu uniknięcia drgań relaksacyjnych, oraz zmniejszenia za kłóceń wynikających ze zjawiska Johnsona i z innych analogicznych powodów. Te okoliczności sprawiają, że nie jest rzeczą wskazaną prze kraczać wymieniony stopień wzmocnienia i z tego powodu metoda bywa stosowana na ogół tylko do cząstek silnie jonizujących, tj. do cząstek a, 486 do protonów lub deuteronów. Chociaż jednak nie umiemy dotąd mie rzyć za pomocą wzmacniacza proporcjonalnego jonizacji spowodowanej przez elektrony, ta jonizacja sprawia często wiele trudności, zwłaszcza wówczas, gdy chcemy badać nieliczne cząstki ciężkie wysyłane w zja wiskach transmutacji w obecności silnego promieniowania 7. W tym bowiem przypadku przez komorę przebiegają nieustannie w wielkiej liczbie elektrony Comptona, a chociaż indywidualne działania pocho dzące od tych elektronów nie dają wskazań na wyjściu, to jednak na kładanie się tych efektów uniemożliwia często wykrywanie ciężkich czą stek. W celu uniknięcia tej niedogodności należy dbać o to, aby ładu nek udzielony wzmacniaczowi wskutek przejścia jednego elektronu odpływał w ciągu czasu znacznie krótszego niż przeciętny odstęp czasu pomiędzy chwilami pojawienia się dwóch elektronów. Wynik ten osią «iiy dobierając jemnosci C kondensatorów przekazujących impulsy a/1 pływów s R siatek tak, aby iloczyn RC, tj. «stała czasu», żone“ IfJ J I ’“' tatecznie m ałą. Jest równ ież rzeczą kon ieczną, o <Iwy. I\osiadał bardzo wielką zdolność rozdzielczą, tj. bardzo k okres d rg ań włas nych, np. rzęd u wiei kości 1 0-* sek. naw/r ROZDZIAŁ 11 REAKCJE JĄDROWE A LW:g qp. e Przez «reakcję jądrową» rozumiemy zjawisko, v którym jądro tra fione przez stosowny pocisk (cząstkę materialną k’ Von) ulega r mianie połączonej z emisją cząstki naładowanej,.. < lub tA. «  Z g o d n i e z d z i s i e j s z y m i p o g ląd a m i n a b u d o w ę j ą u “ “’ I n do reakcyj jądrowych przypadek, gdy jądro wysyła ząstkę go s rodzaju, co cząstka trafiająca jądro, tj. przypadek sprężystego luji sprężystego rozproszenia nadbiegających cząstek. W celu spowodow reakcyj jądrowych posługujemy się cząstkami a, protonami, deuU nami, neutronami oraz fotonami o bardzo wielkiej energii. Źródła tyc. pocisków są to bądź pierwiastki promieniotwórcze, bądź generatory or; sane w poprzednim rozdziale. Te «sztuczne źródła» są be Jeal.«  potężniejsze od naturalnych w tym znaczeniu, że dosU lona większej liczby cząstek bombardujących; ponadto w przyrzą używanych energia indywidualnych cząstek dorównywa, a na przewyższa energię cząstek a. Należy rozróżniać pociski dosta pośrednio przez wymienione źródła oraz pociski powstające w reaK n jądrowych, transformujących niejako cząstki pierwotne. Źródła promie niotwórcze dostarczają bezpośrednio cząstek a o energii równej co naj wyżej 8, 6.10° ew (ThC) oraz fotonów f o energii nie przewyższającej 2, 6.10° ew (ThC“). Przyrządy używane obecn ie do przyśpieszania czą s t e k d o s t a r c z aj ą p r o t o n ć w o m a k s y m a I n e j e n e r g i i 4. 1 O ° ew, d e u t e r o n ów o energii 5, 5. 1 O ° e w i cząstek a o energii 11. 1 O ° ew. Przyrządy obecnie budowane pozwolą niewątpliwie przekroczyć te wartości. Pociski otrzy mywane drogą pośrednią są to neutrony lub fotony o bardzo wielkiej energii. Źródła naturalne dostarczają neutronów o maksymalnej energii 14.10° ew, ich średnia energia wynosi jednak zaledwie kilka milionówew. Te szybkie neutrony powstają w berylu bombardowanym cząstkami a. Ponadto działanie promieni i RaC i ThC“ na beryl dostarcza neutronów p o w o I n y c h o e n e r g i i r z ę d u w i e I koś c i 1 O 5 ew. Bez p o rów n a n i a p o tęż n i ej s z e źródła neutronów otrzymujemy drogą działania deuteronów na niektóre lekkie pierwiastki, mianowicie na deuterium (reakcja 2Z) + 20 = 311e + In, energia zbliżona do 2, 5 Mew, w przypadku deuteronów o energii 0, 5 Mew), na lit (reakcja TLi + 20 = 2?e + In, maksymalna energia równa 17 Mew, w przypadku deuteronów o energii ok. 4 Mew) oraz na beryl (o/?e + 20 = inB + ’w, energia równa 8.10° ew). O ile chodzi o promie nie Y wielkiej energii, to promienie tego rodzaju powstają pod działa niem promieni a na beryl (5.10 6 ew), natężenie ich jest jednak niewy starczające do doświadczeń transmutacyjnych. Natomiast otrzymujemy promienie odpowiednie dla doświadczeń tego rodzaju bombardując proto nami lit CLi + iH= *Be + hv, energia 17.10 6 ew), beryl (Be + xH= “>B + hv, e n e r g i a 6. 1 0 6 ew) oraz b o r (“ Z? + I / / = i2 C + hv, e n e r g i a 1.4, 5. 1 O“ ew). W celu oznaczania w dogodny sposób reakcyj spowodowanych przez te cząstki oznaczamy «pociski» oraz cząstki wysyłane wtórnie literami p roton, n neutron, ddeuteron, a-cząstka a oraz yfoton, i cha rakteryzujemy reakcję jądrową nawiasem zawierającym te litery, z kté rych pierwsza stosuje się do cząstki padającej, druga do cząstki wysy łanej. Tak np. (n, Y), oznacza, że neutron został pochłonięty, foton zaś wysłany. Podobnie (d, p) oznacza, że deuteron został schwytany powo dując emisję protonu. Sposób badania tych reakcyj bywa rozny w zależności od tego czy w reakcji powstaje jądro trwałe, czy nietrwałe. W pierwszym przypadku rozpoznajemy wysyłaną cząstkę oraz badamy jej energię i tor za pomocą komory Wilsona lub wzmacniacza proporcjonalnego. Emisja fotonu może być wyznaczona drogą badania elektronów Comptona lub par (elektronu oraz pozytonu) powstających wskutek materializacji. Jest rzeczą oczy wistą, że te metody mogą być stosowane również w przypadku, gdy utworzone jądro jest nietrwałe. Jest jednak wówczas rzeczą bez porów nania dogodniejszą badać wydajność i istotę reakcji jądrowej w inny sposób, mianowicie drogą pomiarów promieniotwórczości utworzonego pierwiastka i rozpoznawania jego typu chemicznego za pomocą stosow nych reakcyj. Należy zaznaczyć, że źródła sztuczne, a zwłaszcza cyklo tron, pozwalają otrzymywać nowe radiopierwiastki w ilości porównywalnej z. ilością radiopierwiastków naturalnych. Badanie sztucznej promienio twórczości posiada zresztą wielką doniosłość nie tylko z punktu widzenia reakcyj jądrowych, w których ta promieniotwórczość powstaje; jest to ponadto nowa i rozległa dziedzina nauki o promieniotwórczości czystej i stosowanej. Tymi zagadnieniami zajmiemy się w jednym z późniejszych rozdziałów. W tym zaś rozdziale będzie mowa tylko o reakcjach jądro wych. Ze względu na różnorodność zjawisk tego rodzaju wiadomości na sze o tej dziedzinie nie są jeszcze całkowicie usystematyzowane. Możemy jednak już obecnie sformułować kilka prawo charakterze ogólnym. Jako prawo podstawowe wymienimy zasadę zachowania energii w po staci zasady równoważności Einsteina: IE + AMd = O. W celu spraw dzenia tej zasady dokonano licznych i bardzo dokładnych pomiarów energii wydzielonej lub pochłoniętej w reakcjach jądrowych. Pomiary te polegają na tym, że porównywa się energię kinetyczną cząstki wywołują cej reakcję (lub energię kwantową fotonów) z sumą energij kinetycznych produktów reakcji (do której w razie emisji fotonu należy doliczyć energię tego ostatniego). Energia odpowiadająca stanowi początkowemu jest na ogół znana zarówno w przypadku, gdy mamy do czynienia z substancją promieniotwórczą jako źródłem pocisków, jak i wówczas, gdy tym źród łem jest przyrząd wytwarzający przyśpieszenia i dostarczający cząstek O określonej energii. Jeżeli jednak cząstki powstają w następstwie zja wiska wtórnego (neutrony lub fotony o bardzo wielkiej energii), to do obli czenia ich energii musimy się posługiwać zasadą równoważności; jest przeto rzeczą oczywistą, że reakcje spowodowane przez te cząstki nie mogą służyć do sprawdzenia wymienionej zasady. Go się tyczy energii kinetycznej, to jej wyznaczenie jest stosunkowo łatwe w przypadku emisji naładowanej cząstki materialnej. Mierzymy zasięg tej cząstki w komorze Wilsona lub za pomocą komory jonizacyjnej, połączonej ze wzmacniaczem’proporcjonalnym; na tej podstawie wyliczamy jej energię kinetyczną w chwili emisji i następnie posługujemy się zasadą zachowa nia pędu dla wyliczenia energii jądra powstającego w reakcji. Równania potrzebne do wykonania tego rachunku są podane w dziele p. Curie na str. 256. Dla wykonania rachunku konieczna jest znajomość natury czą stki, gdyż związek między zasięgiem i energią jest różny w przypadku różnych cząstek. Związek ten wyraża się ogólnie wzorem postaci R = m.f(c)/z2 e 2, gdzie R jest to zasięg, m masa, ze--ładunek, e prędkość cząstki. Widzimy zatem, że w przypadku trzech rodzajów czą stek najczęściej obserwowanych, mianowicie p, d i a, zasięgi cząstek p i a odpowiadające danej prędkości są równe, natomiast zasięg deute ronu tej samej prędkości jest dwa razy większy. Ponieważ funkcja /’(c) jest, przynajmniej w ograniczonym zakresie (i w grubym przybliżeniu), proporcjonalna do sześcianu prędkości, przeto możemy powiedzieć, że prędkości v odpowiadające danej długości zasięgu pozostają do siebie w stosunku I:2-’/ i: I w przypadku trzech wymienionych cząstek, energie zaś w stosunku 1:2 1, 3:4 = 1:1, 22:4. W celu rozpoznania natury cząstki w sposób zupełnie niewątpliwy należałoby dokonać pomiaru odchylenia elektrycznego lub magnetycznego (co zresztą daje tylko e/w); doświadcze nie tego rodzaju jest jednak możliwe tylko w wyjątkowych warunkach 1 najczęściej rozróżniamy cząstki na podstawie wytworzonej przez nie jonizacji: mianowicie jonizacja właściwa, odpowiadająca danej długości zasięgu pozostałego, jest cztery razy większa w przypadku cząstek a niż protonów, oraz 3 razy większa niż deuteronów. W celu zmierzenia tej jonizacji posługujemy się płytką komorą jonizacyjną lub niekiedy dwiema komorami, stanowiącymi układ różnicowy. Opisane metody pozwoliły stwierdzić, że zasada równoważności spraw dza się z wielką dokładnością w przypadku, gdy masy atomowe cząstek biorących udział w reakcji są dokładnie znane. Jest rzeczą wysoce inte 490 resującą, że rozbieżności pomiędzy teorią i doświadczeniem, ujawnione w niektórych reakcjach jądrowych (w przypadku berylu i boru), dały pobudkę do dokładniejszego wyznaczenia mas atomowych. Po dokonaniu tej rewizji zgodność z doświadczeniem została całkowicie przywrć cona. Sprawą tą będziemy się jeszcze zajmowali w jednym z dalszych ustępów. Inny uderzający rys reakcyj jądrowych polega na ich niezmiernie wielkiej obfitości. Gdy 20 lat temu sądzono, że jądro jest niedostępne dla wszelkich sposobów działania, obecnie po odkryciu odpowiednich metod doświadczalnych stwierdzamy, że jądra są bardzo podatne dla najróżnorodniejszych reakcyj. Ta różnorodność występuje w sposób jaskrawy zwłaszcza w przypadku lekkich pierwiastków, których prze miany zostały zbadane z największą starannością. Jako przykład wy mienimy reakcje będące następstwem zderzeń między pociskami jądro wymi i jądrami litu: 6 Li + I H 6 Li + 2 H «Li + in

• Li + 2<H
• Li + 211
• He + %He

2*He --*He + VI

• He + *He + in

“ L. I + ill 6Li + 2H „Be’ + ’n ») „Li + 2H 2*He + in „Li + *H — * 2*He\ „Li +! / / *Be“ + hi „Li + In 8 Li’ + hv „Li + *He-> TMB + in „Li + 2H — *Li’+iH „Li + 211 — tHe+ We Można* by powiedzieć, że spotykane są wszystkie reakcje zgodne z zasadą zachowania energii i tylko ich wydajność bywa mniejsza lub większa. Istnieją jednak niektóre ograniczenia analogiczne do optycz nych reg uł wyboru. Ponadto należy zaznaczyć, że cząstki naładowane nie mogą opuszczać jądra w dostrzegalnej ilości, jeżeli ich energia nie jest porównywalna z wysokością bariery potencjału. Wreszcie trzecia uwaga dotyczy roli liczby atomowej przeobrażanego jądra. Jak wiemy, w przypadku cząstek a pochodzenia naturalnego nie otrzymujemy żadnych wyników z pierwiastkami położonymi poza wa pniem 2 ). Natomiast za pomocą sztucznych pocisków zdołano zrealizować ’I Gwiazdki oznaczają jądra nietrwale. S) W ostatnich czasach zdołano znacznie rozszerzyć zakres działania naturalnych cząstek a. gdyż zaobserwowano transmutacje tytanu, skandu i cynku pod działaniem czą stek a TkC. transmutację zarówno najcięższych jak i najlżejszych pierwiastków. Możli wość działania na ciężkie jądra tłumaczy się łatwo w przypadku, gdy jako pocisków używamy neutronów, cząstek, które nie napotykają przeszkody w postaci bariery potencjału, postępy zaś osiągnięte w przypadku pro tonów, deuteronów i cząstek a. należy przypisać z jednej strony bardzo wielkiemu natężeniu promieniowania otrzymywanego za pomocą sztucz nych źródeł (źródła używane obecnie są równoważne pod względem liczby neutronów i cząstek a ilości radu rzędu 1 kg), z drugiej zaś strony temu, że zdołano osiągnąć energie cząstek przewyższające energię na turalnych cząstek a. Zapewne nie jesteśmy zbyt oddaleni w fizyce jądrowej od sytuacji, która istnieje od dawna w innych gałęziach fizyki, np. w badaniu zjawisk magnetycznych; wiemy przecież, że naturalne źródła magnetyzmu odgrywają znikomą zupełnie rolę wobec pól magne tycznych otrzymywanych sposobami technicznymi. Jest rzeczą użyteczną podzielić reakcje jądrowe na trzy grupy: 1) re akcje spowodowane przez naładowane cząstki, 2) reakcje spowodo wane przez neutrony, 3) reakcje pochodzące od promieni YZgodnie z uwagą uczynioną poprzednio, zajmiemy się.również zjawiskami roz proszenia, tj. zjawiskami, w których cząstka wysyłana jest identyczna co do natury z cząstką pierwotną. Ponadto w ustępie poświęconym neutronom, zajmiemy się nie tylko charakterystycznymi reakcjami neu tronowymi, lecz również bardzo interesującymi własnościami «gazu neutronowego)), które znamy głównie dzięki pracom u’er. mi’ego i jego współpracown i ków. B Fb:k::;j9 ( y ł 1. Cząstki a. Jak wiadomo, pierwsze pomyślne próby transmutacji zostały dokonane za pomocą promieni a. Wyniki te stanowią podstawę współczesnej fizyki jądrowej. W r. 1919 (Promieniotwórczość, str. 306), Rutherford stwierdził, że jądra niektórych lekkich pierwiastków bom bardowanych cząstkami a wysyłają protony. Cząstka a łączy się z tra fionym jądrem. W r. 1934 małżonkowie Joliot-Curie (Promieniotwór czość, str. 318), dokonali doniosłego odkrycia sztucznej promieniotwór czości i dali początek nowej bardzo rozległej dziedzinie badań. Sztuczna promieniotwórczość wzbudzona działaniem cząstek a jest również na stępstwem przyłączenia cząstki a do jądra; syntezie tej towarzyszy jednak najczęściej emisja neutronu, nie zaś protonu. W ostatnich czasach zasób wiadomości o reakcjach cząstek a został znacznie rozszerzony. Z jednej strony stwierdzono, że naturalne cząstki a wzbudzają sztuczną promieniotwórczość w całym szeregu lekkich pierwiastków, z drugiej strony stosując cząstki a o wielkiej energii otrzymywane za pomocą cyklotronu zdołano zrealizować transmutację ciężkich jąder. Najczęściej badamy te transmutację nowego typu, posługując się promieniotwór czością pierwiastków powstających w tych reakcjach. Ponieważ jest rzeczą wskazaną rozpatrywać radiopierwiastki powstające pod działaniem promieni a obok radiopierwiastków wytwarzanych innymi sposobami, przeto w tym ustępie ograniczymy się do następujących uwag: a) W dziedzinie lekkich pierwiastków sztuczna promieniotwórczość jest prawie zawsze następstwem reakcji (a, n). Okoliczność ta tłuma czy się tym, że pierwiastki ulegające przemianie tego typu posiadają najczęściej nieparzysty ciężar atomowy i nieparzystą liczbę atomową, i wskutek tego reakcja (a, ń) daje w wyniku pierwiastek o nieparzy stym Z i parzystym A. Otóż poza azotem pierwiastki tego typu są zawsze nietrwałe, muszą być zatem promieniotwórcze; przemiana pro mieniotwórcza musi być związana z emisją pozytonów, gdyż utrata neutronu sprawia, że w utworzonym jądrze powstaje nadmiar względnej liczby protonów. Jedyny znany przypadek, w którym promieniotwórczość wynika z reakcji (a, p), jest to przypadek magnezu, a zatem pier wiastka parzystego. Reakcje są następujące: 25. 26 J/g. — ł4“ o 28, 2 9 A J 1 II. Obie powstające odmiany glinu są [3 promieniotwórcze, tj. wysycają elektrony. b) Reakcja (a, ń) została zaobserwowana w przypadku wszystkich pierwiastków, o których wiedziano dawniej, że wysyłają protony pod działaniem cząstek a, z wyjątkiem krzemu i siarki, z których mogłyby p o w s t a wać r a d i o P i e r w i a s t k i 31 S i 35 A, a k t ć r e t ej r e a kc j i n i e daj ą. c) Reakcja (a, p) odznacza się na ogół znacznie większą wydaj nością niż reakcja (a, n). Ta ostatnia zachodzi tylko w przypadku, gdy energia cząstek a jest dostatecznie wielka; np. dla spowodowania prze m iany IV na radiopierwiastek należy rozporządzać energią cząstek a z b I i ż o n ą d o 7. 1 O 6 ew. Ta róż n i c a d z i a ł a n i a wy n i k a stąd, że re a kc j a (a, n) pochłania więcej energii niż (a, p); w istocie masa neutronu jest więk sza od masy protonu, ponadto zaś znaczna część energii dostarczonej jądru musi być niejako przechowana jako źródło energii następującej później przemiany promieniotwórczej. Wysokość bariery potencjału nie odgrywa w tym przypadku roli decydującej, o ile energia cząstek a jest dostatecznie wielka. cI) Badając wydajność reakcji (a, n), tj. ilość utworzonego radiopier wiastka w zależności od energii kinetycznej cząstek a, stwierdzamy istnienie poziomów rezonansowych, których położenie jest dokładnie takie samo jak w przypadku reakcji (a, p) dotyczącej badanego pier wiastka. Ponadto stwierdzamy, że całkowita liczba przemian jądrowych, tj. suma liczb protonów oraz neutronów wysyłanych przez jądra tra fione cząstkami a, jest w przybliżeniu niezależna od energii cząstek a. Teoria Bohra tłumaczy te fakty w następujący sposób: cząstka a zostaje najpierw schwytana tworząc tzw. jądro złożone; to jądro rozpada się na stępnie wysyłając bądź proton, bądź neutron. Obserwowane poziomy są w obu przypadkach identyczne, gdyż reprezentują wzbudzone stany jądra złożonego. e) Powyższe uwagi stosują się tylko do pierwiastków położonych po za azotem. Izotopy wodoru i helu nie ulegają przemianom pod działa n iem cząstek a 1). W przypadku ILi, 9Be i uB reakcja (a, n) daje pier wiastki trwałe: lOB, /2C i „n. Natomiast izotop lOB zachowuje się po dobnie do pierwiastków cięższych, gdyż. powstaje z niego radiopier wiastek nN, jeden z trzech rad i opi erwi astków od krytych w podstawo wych pracach małżonków Joliot-Curie. Reakcja berylu wyróżnia się wyjątkowo wysoką wydajnością i jest stale używana w laboratoriach w celu otrzymywania neutronów. Najdogodniejsze «naturalne» źródło neutronów stanowi mieszanina drobno sproszkowanego berylu oraz soli radowej, zawarta w szczelnej rurce szklanej lub platynowej. W miesza ninie tego rodzaju wytwarzanie neutronów zachodzi pod działaniem wszystkich czterech grup promieni a. Dla otrzymywania neutronów można również posługiwać się radonem. W tym celu ekstrahuje się z roztworu w prawidłowych odstępach czasu radon, który po oczyszcze niu bywa wprowadzany do rurek szklanych, napełnionych sproszkowa nym berylem i zaopatrzonych w przewężenia służące do odlutowania rurki. Zgodnie z najnowszymi oznaczeniami, źródła tego ostatniego typu dostarczają około 20000 neutronów na sekundę i na 1 milicurie radonu. Reakcja (a, n) w berylu została zbadana w sposób bardzo szczegółowy. Jeżeli energia Ea cząstek a nie jest zbyt wielka, mianowicie jeżeli nie przekracza 5.10° ew (przypadek Po), to zachodzi tylko ta reakcja. Jej końcowy produkt jest to 12C; z wartości mas atomowych wynika, że maksymalna energia neutronów odniesiona do środka masy układu utwo r z o n e g o z c z ą s t k i a i ją d r a b e r y I u P o w i n n a w y n o s i ć ( 5, 8. 1 O“ e w + E:), gdzie E: jest to rozporządzalna energia cząstek a, tj. energia odnie siona do tego samego środka masy; mamy przy tym E: = 9/13 Ea. Analizując awidmo neutronowe» źródła (Be + Ra) za pomocą jonizacji wytworzonej przez odskok protonów w komorze połączonej ze wzmac niaczem proporcjonalnym, stwierdzamy, że te najszybsze neutrony wy stępują w niewielkiej liczbie; natomiast wykrywamy kilka grup neutro nów o mniejszej energii; emisja tych grup jest następstwem powstawa nia /2C w stanie wzbudzonym i pozostaje w ścisłym związku z promie niowaniem Y berylu, którego badanie doprowadziło, jak wiadomo, do odkrycia neutronu. Jeżeli energia cząstek a jest dostatecznie wielka, to zachodzi inna, bardziej skomplikowana reakcja; jądro «złożone» 13C (zakładamy mia nowicie zgodnie z poglądami Bohra, że pierwszy etap reakcji jest to ’) W ostatnichczasach Joliot i Kowarski stwierdzili powstawanie trwałego jądra ’-lic pod działaniem cząstek a polonu na ciężki wodór. 494 9Be + *He = 13C) powstaje w stanie bardzo silnie wzbudzonym, wskutek czego zachodzi możliwość rozproszenia niesprężystego, polegającego na tym, że jądro wysyła cząstką a, której energia, jakkolwiek znacznie mniejsza od pierwotnej, wystarcza w zupełności do przekroczenia bariery potencjału. W tych waru n kach powstaje z powrote m j ąd ro 9Be, wb u dzone stosunkowo nieznacznie resztą energii pozostałą po zjawisku roz proszenia niesprężystego. To jądro rozpada się natychmiast w sposób następujący: >Be(wzb) = e + >n, ponieważ zaś j ąd ro BBe jest n i etrwałe, przeto rozpada Się na dwie cząstki a. Całość reakcji możemy opisać symbolicznie jako (a, 2a + n) lub wy raźniej „Be

• /Ie = 3*fle + In.

W przypadku szybkich cząstek a ta reakcja zachodzi bardzo obficie i dostarcza neutronów o małej energii (1.10 6 ew), występujących w wiel kiej ilości w promieniowaniu źródeł (Be + Bń) lub (Be + Ba). t) W przypadku ciężkich pierwiastków reakcja (a, n) jest spotykana częściej niż (“.1 A co należy przypisać coraz to większej roli bariery po tencjału, przeciwstawiającej się emisji protonów. 2. Protony i deuterony. Jakkolwiek reakcje spowodowane przez deuterony różnią się w charakterze od reakcyj wywołanych przez pro tony, to jednak jest rzeczą pożyteczną opisać działania obu rodzajów cząstek w tym samym ustępie. W istocie te cząstki są używane naj częściej w przyrządach wytwarzających pociski jądrowe i służą bądź jako źródła działania bezpośrednego, bądź też jako źródła promieniowań wtór nych (neutrony, promienie f), wywołujących, rzecz prosta, zupełnie inne zjawiska. Reakcje spowodowane bezpośrednio przez protony i deuterony zostały zbadane w niektórych przypadkach w sposób szczegółowy i bar dzo dokładny, i dostarczyły wyników pierwszorzędnego znaczenia dla fizyki jądrowej. Najważniejsze z tych %vyników dotyczą odkrycia nie których trwałych izotopów poprzednio nieznanych, doświadczalnego sprawdzenia prawa równoważności Einsteina, wreszcie rewizji ciężarów atomowych lekkich pierwiastków. W pierwszych doświadczeniach trans mutacyjnych, opartych na działaniu aparatów wysokiego napięcia, wyko nanych w roku 1932 posługiwano się protonami, gdyż ciężki wodór był podówczas jeszcze nieznany. Po transmutacji litu dokonanej przez Cockcrotta i Wal/ona nastąpiło natychmiast badanie innych pierwiastków, spośród których otrzymano wyniki dodatnie z berylem, borem i fluorem, natomiast środki techniczne, którymi rozporządzali ci badacze, nie wy starczały do osiągnięcia przemiany pierwiastków położonych poza fluorem. Ten stan rzeczy zmienił się zasadniczo z chwilą odkrycia deuterium i zbudowania cyklotronu; okazało się bowiem, że deuterony przy śpieszone za pomocą cyklotronu są znacznie skuteczniejszym czyn nikicm przemiany niż protony; obok neutronów są to obecnie cząstki, których działaniu zawdzięczamy największą liczbę znanych reakcyj ją drowych. W tym ustępie zajmiemy się głównie reakcjami lekkich pier wiastków. Jakkolwiek te reakcje są na ogół bardzo skomplikowane, wszelako zdołano zanalizować je szczegółowo za pomocą komory Wilsona i wzmacniacza proporcjonalnego. Trudność rozwikłania otrzymywanych wyników jest szczególnie wielka w przypadku, gdy bombardowany pier wiastek składa się z kilku izotopów, których względna zawartość jest tego samego rzędu wielkości (np. lit i bor). W celu przypisania obser wowanych zjawisk oddzielnym izotopom posługujemy się zazwyczaj ro zumowaniami opartymi na znajomości ciężarów atomowych i bilansów energetycznych; te wnioski mogły być sprawdzone w przypadku litu, gdyż za pomocą spektrog rafu mas zdołano rozdziel ić izotopy 6Li i 7 L i. Ilości rozdzielone były niezmiernie małe, a jednak wystarczające do do świadczeń transniutacyjnych. Najważniejsza reakcja, mianowicie powsta wanie cząstek a pod działaniem protonów na 7Li, oraz deuteronów na 6Li, została opisana w książce pani Curie (str. 380). Ta ostatnia reakcja wy dziela znacznie więcej energii co pozostaje w związku I.c znacznym nadmiarem masy atomowej deuteronu i prowadzi do emisji dwóch czą stek a wybiegających w przeciwnych kierunkach. Cząstka a wyrzucona pod prostym kątem do kierunku deuteronów posiada zasięg o długości 12, 7 cm; wyliczamy, że wydzielona energia wynosi 22, 07.10° ew. Nowe rodzaje jąder. Bombardując protonami 6Li otrzymujemy cząstki O zasięgach 11 mm i G mm. Mamy zatem do czynienia ze zjawiskiem, w kté rym wyzwala się bardzo mała ilość energii, co świadczy o powstawaniu jąder o wielkim nadmiarze masy. W istocie zachodzi tu reakcja 6 Li + ’ / / = 4/fe + We. Mamy zatem do czynienia z nieznanym dotąd izotopem helu; ponie waż wydzielona energia wynosi tylko 3, 72.10° ew, znajdujemy, że masa sHe powinna wynosić: 6, 01(>86 + 1, 0081 (0, 00107.3, 727 + 4, 00389) = 3, 017)’). Nowy izotop helu jest szczególnie interesujący z tego powodu, że jądro

• He posiada więcej protonów niż neutronów. Można by zatem przypu

szczać, że to jądro jest nietrwałe; nie zdołano jednak dotąd otrzymać żadnej wskazówki świadczącej o nietrwałości tego izotopu. Istnienie 311e wynika również z doświadczeń Rutherforda, Kinsleya 1 Oliphanta dotyczących bombardowania związków deuterium, op. ND 4 CI, deuteronami o niezbyt wielkiej energii. Bombardowane ciało staje się w tych warunkach obfitym źródłem neutronów, których energia (mie rzona za pomocą odskoku protonów) jest zbliżona do 2, 58.10° ew (jeżeli deuterony posiadają energię 0, 5.10° ewy. Prawdopodobny przebieg re akcji jest następujący 2//+ 2// 3//e + 1/t ’) Por. tab!. I Uzupełnień 496 Jeżeli Q jest to wydzielona energia (w milionach elektronowoltów), możemy wyliczyć masę 3lfe za pomocą następującego wzoru %He = 2 2 11 ’n 1, 07.10“, 3C. Ponieważ jest to reakcja typowa i dosyć ważna, przeto podamy szcze gółowo sposób obliczenia. Niech będzie E energia neutronu wybiegającego pod prostym kątem do kierunku deuteronów o energii Eo. Niechaj Mv M2’ M3’ c“ 1»2, c 3 będą masy i prędkości deuteronu, jądra 311e oraz neutronu, wreszcie 6 kąt pomiędzy kierunkiem ruchu jądra i neutronu. Mamy M 2 v 2 cos 6 = Mw x (składowa pędu 311e w kierunku ruchu deuteronu), M 2 V 2 s i n 6 = M3 V 3 (s kła d o w a p r o s t o p a d ł a d o k i e r u n k u d e u t e r o n u ). Stąd: M 2 \ 2 = J f, V, * + ’Mfy\ 2M 2 [M 2 v 2 2 /2] = 2Ms [Jł/, </2] + 2N1, [M/\/2] = 2MsE + 2i/, l<o; dalej wyliczamy Q == M 2 v 2 */2 + EEo = [M/M2 + 1] E + [MJM 2 1] Eo = 4L/3 kJ3. Doświadczalnie znaleziono E = 2, 53 1/ew przy Eo = 0, 5 J/en’. Mamy zatem Q = 3, 37 0, 17 = 3, 2 Mew. Kładąc 211 = 2, 0147, n = 1, 009 otrzy mujemy 311e = 4, 02941, 009 — 0, 00342 = 3, 0171. Ta wartość zgadza się bardzo dobrze z wartością uzyskaną na podstawie reakcji poprzedniej. Działanie deuteronów na deuterium jest godne uwagi również z tego powodu, że prowadzi do powstawania jeszcze innego trwałego izotopu, mianowicie izotopu wodoru o masie. 3. W istocie bombardowane pre paraty wysyłają oprócz neutronów protony o zasięgu 14, 3 cni. Protony te należy przypisać reakcj i 2 / / + 2 / / = 3 / / + i/f. Jest rzeczą bardzo interesującą, że energia protonów przewyższa tylko nieznacznie energię neutronu, masa 311 jest zatem nieomal do kładnie równa masie 311e. Znaczenie odkrycia 311 i 3He polega na tym, że te izotopy wypełniają lukę pomiędzy 211 i 411e. Sposób powstawania i warunki trwałości tych postaci «pośrednich» mają wielkie znaczenie dla teorii kolejnej syntezy pierwiastków drogą łączenia się protonów i neutronów. Dokładna znajomość mas 311 i 311e pozwala porównywać z. doświadczeniem różne hipotezy dotyczące jądrowych sił spójności. W przeciwieństwie do 311e, 311 posiada budowę normalną, tj. nadmiar neutronów; można było przeto przypuszczać, że ten izotop istnieje co najmniej w postaci śladów w zwykłym wodorze, a zatem w stosunkowo większej zawartości w deuterium. Wszelako próby frakcjonowania 43, 4 kg ciężkiej wody, przedsięwzięte z inicjatywy Rutherforda przez Norske Hydroelektrisk Kwaelstofaktienselskab, nie dały żadnych dodatnich wyników. Inne izotopy, wypełn iające I u ki w zbiorze izotopów dotąd znanych i powstające w różnych reakcjach spowodowanych przez protony i deu terony, są to iHe i sBe. Pierwszy z tych izotopów odkryty w ostat nich czasach przez Joliota i Kowarskiego, powstaje drogą działania czą stek a polon u na ciężki wodór. I stn ien ie 8Be jako «jądra złożonego» w zna czeniu teorii Bohra odgrywa wielką rolę w reakcjach “’Li-\-Hi 6Li-\-H. 8Be powstaje wówczas w stanie silnie wzbudzonym i rozszczepia się na dwie cząstki a o wielkiej energii. Istnieje jednak inna ważna reakcja, w której 8Be może powstawać w stanie normalnym. Jest to reakcja „Li + iH = 8Be + hv, wydzielająca energ ię w postaci em isj i fotonów o energii 17 Mew i posiadająca typowe cechy reakcji rezonansowej, gdyż występuje tylko wtedy, gdy energia protonu przekracza pewną wartość krytyczną. Okoliczność, że jądro zamiast rozłożyć się na dwie cząstki a wysyła foton, należy przypisać pewnym szczególnym wartościom spinu oraz momentu obrotowego tego jądra. Masa sBe obliczona na podstawie wymienionej energii kwantowej oraz na podstawie innych reakcyj jest równa 8, 0079, tj. tylko bardzo nieznacznie większa od sumy mas dwóch cząstek a. Z tego wynika, że 8Be musi być samorzutnie promienio twórczy i wysyłać cząstki a, których energia jest zresztą niedostrze galnie mała. Pomimo to jednak okres tego radiopierwiastka powinien być niezmiernie krótki (zapewne mniejszy od 1013 sek), gdyż bariera poten cjału berylu posiada niewielką wysokość (3, 9.10“ ewy. Chociaż jądro sBe jest to forma wybitnie nietrwała, jednakże zachowuje się w licznych reakcjach jądrowych jako cząstka posiadająca dobrze określoną masę. 8Be odgrywa zwłaszcza rolę w tzw. reakcjach wielocząstkowych, którymi zajmiemy się w następnym paragrafie. Reakcje wielocząstkowe. Jak wiemy, najprostsze reakcje jądrowe charakteryzują się emisją jednej lub kilku grup izokinetycznych (np. pro tonów w reakcjach (a, p), opisanych w książce p. Curie, str. 366 i 398). Jeżeli natomiast trafione jądro dzieli się na trzy lub na większą liczbę części, to rozkład energii jest na ogół ciągły. Tak np. w re akcji ILi + 2H =211e + In nie znajdujemy cząstek a o określonym za sięg u, lecz cząstki, których zasięg waha się pom iędzy 1 i 7, 8 cm. Fakt ten tłumaczy się łatwo z punktu widzenia teorii zderzeń: w przypadku trzech cząstek istnieje nieskończenie wielka liczba sposobów zadośćuczy nienia zasadom zachowania pędu i energii. Wszelako nowoczesne teorie nie ujmują tego zagadnienia w taki prosty sposób. Sądzimy mianowi cie, że jednoczesna emisja kilku cząstek jest to zjawisko niezmiernie mało prawdopodobne i że w rzeczywistości reakcja odbywa się w kilku etapach, z których każdy może być opisany jako reakcja znanego nam prostego typu. «Widmo ciągłes wynika po prostu z tego, że siedliskiem następnej reakcji jest jądro posiadające prędkość uzyskaną wskutek od skoku i że cząstki wysłane w tej reakcji wybiegają w kierunkach two rzących dowolny kąt z prędkością środka masy układu. Rozpatrzymy z tego punktu widzenia reakcję nB+ IH = 3 4 //e. Prędkości trzech czą M. Curie-Sklodowska. Promieniotwórczość. 32 498 stek a tworzą niekiedy między sobą kąt 120°, jest to jednak przypa dek wyjątkowy. Z drugiej strony stwierdzamy, że jedna z cząstek po siada zawsze zasięg 2, 4 cm, tj. energię 3, 64 Mew. Zakładamy, że ta cząstka bierze początek w reakcji uB + II = 8Be(wzb) + 411e, stanowią cej pierwszy etap reakcji złożonej. Z zasady zachowania pędu wynika, że jeże I i energ ia proto n u jest mała, j ąd ro sBe uzyskuje energ ię w ee 2)2 1 nieomal dokładnie równą 4/8maca2 = 3, 64.4/8 = 1, 82 Mew. Całko 2 wita wydzielona energia wynosi zatem 5, 46 Mew i jest mniejsza od energii wynikającej z rachunku mas atomowych (8, 7 Mew). Z tego wy nika, że sBe musi powstawać w stanie wzbudzonym i natychmiast po utworzeniu dzielić się na dwie cząstki a, z których każda posiada ener gię mt>r212 1, 62 Mew odniesioną do środka masy jądra S/?e, posiadającego prędkość V e. Absolutna wartość energii kinetycznej musi zatem wahać się pomiędzy m (Ye + c, l12 oraz m (v e <vr/2, tjmiędzy 4, 96 Mew i 0, 04 Mew. Jak widzimy, pojawianie się widma ciągłego jest w tych wa runkach zupełnie zrozumiałe. Analogiczne rozważania stosują się rów nież do innych reakcyj wielocząstkowych. Wtórne źródła otrzymywane za pomocą protonów I deuleronów. Używane obecnie «sztuczne» źródła neutronów oraz promieni Y bardzo wielkiej częstości otrzymujemy drogą bombardowania niektórych lekkich pierwiastków protonami i deuteronami. Mamy wówczas do czynienia 7. r e a kc j a m i (d, n) i (p, (). Źródła promieni? Wspominaliśmy już o reakcji ’. Li + llf=*Be + /I. Ta reakcja dostarcza najtwardszych znanych obecnie promieni 7. 7>V, lOB, 11 B, L2C, 14(9, 19 F dają również promienie 7 o wielkiej energii, która w przypadku 11 li osiąga 14, 5 Mew. Reakcja (/>, t) polega na schwytaniu protonu przez jądro, kté re następnie pozbywa się nadmiaru udzielonej mu energii drogą emisji tego promieniowania. Zjawiska tego typu wyróżn iają się charakterem rezonanso wym, niespotykanym na ogół wśród reakcyj’ l li ’-'II, którym towarzyszy emisja ciężkich cząstek. Tak np. w r e a k c j i \Li + ’I l s t w i e r dzamy istnienie ostrego re zonansu przy energii pro tonów wynoszących 440, oraz 850 kew. Zjawiska Rys. 7. rezonansu występują rów 1 1 \/ I f I ł 1 — A A K fi n i e ż b a r d z o W y raź n i e w r e a kc j i i a F + 2 ° N e + h v (I u b l 6 O + 4 tfe + / f v ), jak to widać z krzywej na rys. 7 przedstawiającej natężenie powsta jącego promieniowania y w zależności od energii protonów. Źródła neutronów. W celu wytwarzania neutronów drogą ekspery mentalną posługujemy się najczęściej preparatami 2H, “’Li oraz 9Be, które bombardujemy deuteronami. Każde z tych źródeł posiada właściwe mu zalety. Neutrony dawane przez deuterium są dosyć powolne (ener gia Zi/4 + 2, 4 Mew w kierunku prostopadłym do ruchu deuteronów, gdzie E jest to energia deuteronu), badane jednak w określonym kierunku są dokładnie izokinetyczne, co sprawia, że to źródło jest bardzo użyteczne w niektórych badaniach. Lit 7 dostarcza neutronów posiadających ciągły rozkład energii (reakcja trój cząstkowa), natomiast maksymalna energia neutronów jest bardzo wielka i osiąga 20 Mew w przypadku deuteronów o energ i i 6 Mew. Beryl daje 4 jednorodne g ru py neutronów, odpowia dające różnym stanom wzbudzenia jądra I°Be (reakcja iBe + 2H=10B + ’«). Najszybsza grupa posiada energię 3, 8 + E (E energia deuteronu) i wy stępuje bardzo słabo, natomiast całkowita wydajność reakcji jest bardzo wielka. Używając do bombardowania wiązki deuteronów przenoszącej prąd o natężeniu 7 mikroamperów i napięciu 5 Mew, otrzymujemy około 2, 5.10 n neutronów w sekundzie. Ażeby otrzymać natężenie tego rzędu wielkości za pomocą źródeł naturalnych należałoby mieć do rozporzą dzenia ok. 10 kg Ra. To potężne promieniowanie neutronowe może spo wodować niebezpieczne uszkodzenia wewnętrzne, głównie wskutek joni zującego działania odskoku protonów, pochodzących od związków wodoru zawartych w organizmie. Doświadczenia wykazały, że skuteczność biolo giczna neutronów jest znacznie większa niż promieni A’, oczywiście jeżeli porównywamy dawki równoważne, tj. wytwarzające jednakową cał kowitą jonizację. Reakcje (p, n), (d, a), (d, ń) i (d, p) w ciężkich pierwiastkach. Te reakcje są najczęscleJ badane metodą pośrednią, tj. za pomocą pro mieniotwórczości przeobrażonych jąder. Liczba poznanych dotąd reakcyj tego rodzaju jest bardzo wielka i wzrasta nieomal z każdym dniem w miarę jak używamy pocisków o coraz to większej energii. Na ogół deuterony oddają większe korzyści niż protony, a to z następujących powodów. Nadmiar masy deuteronu (0, 0147) jest znacznie większy od nadmiaru masy protonu (0, 0081), schwytanie przeto deuteronu przez jądro musi powodować silniejsze działania energetyczne, co na ogół po ciąga za sobą większą wydajność reakcji jądrowej. Po wtóre, przyrząd najczęściej używany do przyśpieszania cząstek, cyklotron, dostarcza deuteronów, których energia kinetyczna jest w przybliżeniu dwa razy większa niż protonów. Wreszcie deuteron przenika stosunkowo łatwiej do jądra niż proton, pomimo że wysokość bariery potencjału broniącej obu cząstkom dostępu do jądra jest w obu przypadkach w przybliżeniu jednakowa. Przyczyna tego faktu leży w szczególnym mechanizmie od krytym przez Oppenheimera i Phillipsa. Dzieje się mianowIcie tak, że w silnym polu elektrostatycznym otaczającym jądro deuteron polary zuje się i prosta łącząca neutron z protonem ustawia się w kierunku jądra, przy czym neutron jako cząstka przyciągana znajduje się bliżej, proton zaś dalej od jądra. W tych warunkach przyciąganie neutronu może być tak silne, że deuteron ulega dysocjacji (energia wiązania deu teronu jest stosunkowo niewielka i wynosi 2, 3 Mew), mianowicie neutron zostaje schwytany, proton zaś odbiega. Ponieważ w tym zjawisku bariera p o t e n c ja ł u ją d r a n i e o d g r y war o I i, P r z e t o r e a kc ja (d, p) z a c h o d z i z w i ę k s z ą łatwością niż reakcja (d, n). W istocie stwierdzamy w przypadku cięż kich pierwiastków większą obfitość reakcyj pierwszego rodzaju niż drugiego. c. Neutrony. 1. Uwagi ogólne. Reakcje spowodowane przez neutrony są nie zmiernie ważne zarówno z punktu widzenia teoretycznego jak i doświad czalnego. Ponieważ neutron jest to cząstka nienaładowana, przeto przenika bardzo łatwo do jądra; wskutek tego reakcje neutronów są nader liczne i różnorodne i nadają się bardzo dobrze do badania wewnętrznej budowy jąder. Chociaż nie posiadamy jeszcze dostatecznych wiado mości o istocie sił występujących w tych reakcjach, to jednak posia damy zupełnie zadowalającą teorię tych zjawisk, opartą na ogólnych zasadach mechaniki kwantowej. Okoliczność tę zawdzięczamy temu, że neutron jest w wielu przypadkach najskuteczniejszym czynnikiem przemiany wówczas, kiedy jego prędkość jest niezmiernie mała. Wiązka powolnych neutronów może być w tych warunkach rozpatrywana jako ciąg falo długości fali znacznej wobec rozmiarów jądra. Obserwowane zjawiska mogą być przeto opisane za pomocą teorii ruchu falowego jako zjawiska dyfrakcji i rezonansu. Wreszcie badanie tych zjawisk stało się punktem wyjścia teorii jądra «pośredniego» lub «złożonego», którą zawdzięczamy Bohrowi i która w zadowalający sposób zdaje sprawę z licznych faktów dotyczących reakcyj jądrowych. W tym ustępie zaj miemy się najpierw warunkami powstawania oraz własnościami po wolnych neutronów. Jest rzeczą do pewnego stopnia umowną, jakie mianowicie neutrony mamy charakteryzować jako «powólne», jakie zaś jako «prędkie». Naj częściej jednak mówimy, że neutrony są powolne, jeżeli posiadają ener g ię ki netyczną m n iejszą od 1000 ew. N e utro ny, kté rych energ ia jest zawarta między 1000 i kilkuset tysiącami ew., nazywamy neutronami « p o ś r e d n i m i », w re s z c i e n e u t r o n y o e n e r g i i r z ę d u w i e I koś c i 1 O 6 ew. n a z y wamy neutronami prędkimi. Najczęściej używane źródła naturalne pręd kich neutronów, tj. preparaty sproszkowanego berylu bombardowanego cząstkami a ciał promieniotwórczych, dostarczają neutronów o maksy malnej energii 13 Mew i o dosyć skomplikowanym rozkładzie energii. Mianowicie w «widmie» tych neutronów stwierdzamy istnienie kilku «prążków» oraz (w przypadku cząstek a o dostatecznie wielkiej energii) widmo ciągłe, reprezentowane z dużym natężeniem i posiadające maximum w okolicy 1 Mew. Cząstki a polonu nie dają tego widma; przypisujemy Je reakcji wielocząstkowej „Be + 4 / / e == 9Be(wzb) + *He = »Be + In + ’He = « + 7>xHe, pochłaniającej znacznie więcej energii niż reakcja główna 9Be + *He = 12C + >«. Sztuczne źródła prędkich neutronów zostały opisane w poprzednim ustępie. Jako typowe źródło neutronów «pośrednich» wymienimy beryl bom bardowany promieniami 7 RaC. Neutrony te są w przybliżeniu izokine tyczne i posiadają energ ię zbliżoną do 100000 ew; ich liczba wyn osi ok. 3000 neutronów na sekundę i na miligram radu w przypadku, gdy promienie Y przechodzą przez 100 g berylu rozmieszczonego w warstwie kulistej dookoła źródła. Nie posiadamy żadnego bezpośredniego źródła neutronów powolnych. Jak to jednak wykazał Fermi, źródło to możemy zrealizować drogą zwolnienia neutronów pierwotnych w środowisku obfi tującym w protony. 2. Zderzenia prędkich neutronów z protonami. Zderzenia pomiędzy neutronami i jądrami prowadzą między innymi do sprężystego lub niesprężystego rozpraszania neutronów. Rozproszenie sprężyste cha rakteryzuje się tym, że całkowita energia kinetyczna cząstek nie ulega zmianie wskutek zderzenia. Natomiast w zderzeniu niesprężystym część energii zostaje przekazana jądru w postaci energii wzbudzenia i wyzwala się następnie jako energia fotonu. W przypadku ciężkich jąder te oba rodzaje rozproszenia występują jednakowo często. Biorąc rzeczy ogólnie rozproszenie sprężyste lub niesprężyste nie może być źródłem powstawania powolnych neutronów nawet wówczas, gdy neutrony są rozpraszane w stosunkowo wielkiej ilości materii. W istocie zderzenie sprężyste zmniejsza energię neutronów w bardzo nieznacznym stopniu, gdyż odskok ciężkiego jądra jest bardzo słaby (energia odskoku wynosi c o n a j w y że j iM/ (M + 1 y e n e r g i i P i e r w o t n e j, g d z i e M j e s t t o m as a ją d r a ). Strata energii kinetycznej jest większa w przypadku zderzenia niesprę żystego, wszelako zderzenia tego rodzaju zachodzą tylko wtedy, kiedy neutron posiada prędkość dostatecznie dużą, aby jądro mogło ulec wzbudzeniu. Proces ten zatrzymuje się przeto z. chwilą, gdy energia neutronu spada poniżej pewnej wartości krytycznej. Zderzenia sprężyste z jądrami mogą jednak spowodować bardzo znaczną stratę prędkości w wyjątkowym przypadku, gdy uderzane jądra są bardzo lekkie; w szczególności neutron zderzający się z pro tonem może utracić prawie całkowitą energię kinetyczną na rzecz tego 502 ostatniego. Dzieje Się to wówczas, gdy proton wybiega w kierunku zgodnym z kierunkiem pierwotnego ruchu neutronu; jest to zjawisko «klasyczne», analogiczne do znanego przypadku zderzenia kul bilardo wych. Jeżeli proton wybiega ukośnie, to strata energii neutronu jest mniejsza. Po zderzeniu kierunki ruchu obu cząstek tworzą kąt w przy bliżeniu prosty (wskutek przybliżonej równości mas protonu i neutronu). Kład ’ c M = M’ otrzymujemy na podstawie równań dotyczących zde rzenia elastycznego (Promieniotwórczość, str. 256) c = Co cos G, czyli E = Eo cos 2 6; (Eo E)/E = E/E = tgQ, gdzie E i Eo są to energie neutronu przed zderzeniem i po zderzeniu, E’ — eLo-ia protonu. Widzimy, że jeżeli kąt odchylenia nie jest zpv* “ to wzg lęd na strata en e rg i i jest rzędu wi e I kości 1. Średn ia za/\ ’i i, I ia neutronu po zderzeniu jest równa Eo cos 2 6, tj. połowie początkowej. Z tego wynika, że w miarę jak liczba zderzeń w postępie arytmetycznym, energia zmniejsza się w postępie ’ś, — cznym, zwolnienie jest przeto bardzo skuteczne i może dopro wa. II. o zupełnego wyczerpania energii kinetycznej. wn’oski teoretyczne zostały sprawdzone w doświadczeniach, v, t>y Oh źródło neutronów (Rn + Be) było otoczone wielką ilością ancji obfitującej w wodór (woda lub parafina). W jednym z póź 1 zych ustępów opiszemy jądrowe reakcje neutronów «prędkich» -powolnych)); na tym miejscu ograniczymy się do stwierdzenia, że leji.. ilościowe działania proporcjonalne do liczby neutronów, przy czym współczynnik proporcjonalności jest zależny od energii neutronów. Posługując się detektorami, w których działania tego rodzaju mogą być zużytkowane, Fermi i jego współpracown icy przekonal i się, że neutrony wychodzące ze środowiska «wodorowego» lub poruszające się w tym środowisku posiadają zupełnie inne własności niż neutrony wychodzące bezpośrednio ze źródła. Najbardziej interesujące były zjawiska otrzymane z neutronami poruszającymi się wewnątrz środowiska, gdyż świadczyły O tym, że zwolnione neutrony znajdują się w stanie zupełnego rozpro szenia, analogicznego do stanu drobin gazu. W celu interpretacji tych faktów Fermi założył, że w następstwie zderzeń między neutronam i 1 protonami, powstaje stan niemal stateczny, w którym średnia energia neutronów jest równa średniej energii kinetycznej drobiny gazu w tem peraturze doświadczenia. Jest to możliwe w założeniu, że neutrony posiadają dostatecznie krótką drogę swobodną, tak iż można je trakto wać jako drobiny «gazu neutronowego* o koncentracji w przybliżeniu jednostajnej. Nie należy jednak rozumieć dosłownie tej koncepcji gazu neutronowego. W istocie, jakkolwiek z biegiem czasu wszystkie neutrony muszą znaleźć się w wymienionym stanie (z wyjątkiem neutronów, które w. L

zdołały opuścić środowisko rozpraszające lub uległy absorpcji zanim zo stały dostatecznie zwolnione), w środowisku muszą być również reprezen towane wszystkie pośrednie prędkości. Z drugiej strony można by mniemać, że liczba neutronów cieplnych, rozproszonych w dostatecznie wielkiej masie substancji zwalniającej, nie powinna być stała, lecz stale wzrastać (jeżeli źródło jest stałe), ponieważ neutrony są wciąż wy’waivane, liczba zaś neutronów wybiegających na zewnątrz, z wielkiej objęt ści jest stosunkowo bardzo mała i może być zaniedbana. Jest przeto rzec ą oczywistą, że stan stateczny może ustalić się tylko w przypadku, gdy neutrony znikają w miarę powstawania. To znikanie neutronów jest następstwem ich łączenia się z. protonami, przy czym energia wydzie lona w reakcji ujawnia się w postaci promieniowania i. Zjawisko odwrotne, tj. rozkład deuteronów na protony i neutrony pod działaniem promieni — j (promienie — j ThC’j, zostało odkryte przez Chadw““. Id haber a. T e o r i ę t Y c h z j a w i s k o p r a c o wal i n a j p i e r w Bethe i Peierls. “ u M a tecznej postaci teorii podanej przez Fermiego zakładamy, że v padku małych prędkości czynny przekrój rekombinacji z ’e mi (prawdopodobieństwo rekombinacji odniesione do natężenia j/\ wego, tj. wiązki przenoszącej 1 neutron na sekundę i cm 2 ) jest t tnie proporcjonalny do prędkości neutronów. Z tego wynika, że liczba binacyj w jednostce czasu, określona jako iloczyn koncentracji 1. nów przez ich prędkość i przez przekrój czynny, jest niezależi prędkości. Wynik ten możemy sformułować inaczej mówiąc, że czas życia poprzedzający zn i kn ięcie n e utro n u w danej substancj i za< rającej wodór jest to wielkość stała. Oznaczmy przez N liczbo neu.W nów cieplnych znajdujących się w danej chwili w substancji rozprasza jącej, przez x średni czas życia, przez v liczbę rekombinacyj w jednostce czasu. Między tymi wielkościami zachodzi związek v = lV/x. Z drugiej strony w stanie statecznym v musi być równe liczbie n neutronów wy syłanych przez źródło w jednostce czasu; mamy zatem N=n%. Zgodnie z pomiarami Amaldiego i Fermiego x = 1, 8.104 sek. W przy padku źródła dostarczającego 10’ neutronów w sekundzie (400 milicurie) całkowita liczba neutronów cieplnych jest zbliżona do 1800. Te neutrony są z natury rzeczy rozmieszczone w wielkiej objętości. Koncentracja tego «gazu» jest różna w różnych odległościach od źródła, jest jednak zawsze bardzo mała, co najwyżej rzędu jedności. Jest rzeczą niezmiernie interesującą, że, jak to wykazał E. Fermi, klasyczne rozważania kine tycznej teorii gazów mogą być stosowane do «gazu neutronowego». 3. Sposób powstawania powolnych neutronów. W przebiegu zwal niania neutronów wskutek zderzeń z protonami, główną rolę odgrywa energetyczny rozkład cząstek obu rodzajów po każdym zderzeniu. Teoria tych zderzeń stanowi ciekawy przykład zgodności pomiędzy wnioskami wynikającymi z mechaniki klasycznej i mechaniki kwantowej, gdyż funkcja falowa opisująca zjawisko przybiera w danym wypadku postać niezmiernie prostą. Jeżeli odnosimy ruchy obu cząstek do środka masy układu, to znajdujemy, że rozkład przestrzenny jest kulisto symetryczny, innymi słowy, liczba neutronów wybiegających w dowolnym kierunku, w kącie bryłowym określonej wielkości, jest stała. W tym układzie mamy przeto dN/N= sin 8 d 8/2, gdzie 8 jest to kąt odchylenia, N-całkowita liczba cząstek, które uległy zderzeniu. Ponieważ prędkość względna c nie zmienia się w zderzeniu, przeto obie cząstki wybiegają w dokładnie przeciwnych kierunkach z prędkością a/2. Jeżeli natom iast rozpatruj emy zjawisko w układzie, w którym proton znajduje się w spoczynku, to dla otrzymania prędkości obserwowanych należy utworzyć wektorową sumę prędkości względnej i prędkości środka masy, wynoszącej f/2; znajdujemy wówczas, że rze czywisty kąt odchylenia cp = 8/2, liczba zaś neutronów wybiegających w kierunkach tworzących z kierunkiem pierwotnym kąt zawarty pomiędzy cp i cp + do jest równa dN/N = 2 s i n cp cos qDCp = dcos 2 cp = dE/E o, (2) gdzie dE jest to strata energii neutronu. Sprawdzenie powyższego wzoru (2) było przedmiotem licznych do świadczeń. Doświadczenia polegają na tym, że bada się kątowy rozkład torów odskoku protonów w komorze Wdsona wypełnionej wodorem, w której biegną neutrony wychodzące ze źródła punktowego. Główna trudność wynika z tego, że niekiedy nie mamy pewności co do początko wej energi i oraz początkowego kieru nku ruchu neutron u; w istocie oprócz neutronów wysyłanych bezpośrednio przez źródło mamy do czy nienia z licznymi neutronami rozproszonymi wskutek odbicia od ścian komory i innych przedmiotów, a zatem biegnących w kierunku, którego nie sposób oznaczyć. Inna trudność wynika z tego, że prawie wszystkie źródła wysyłają neutrony, których prędkość waha się w szerokich gra nicach. Nic przeto dziwnego, że pierwsze doświadczenia poświęcone temu zagadnieniu, wykonane przez różnych autorów, dawały wyniki sprzeczne. Jak się jednak wydaje, doświadczenia wykonane w ostatnich czasach przez Oee oraz przez Krugera i Schoupa rozstrzygnęły zaga dnienie w zupełności. Ci autorzy używali neutronów izokinetycznych, powstających w reakcji 277 + 2f1 = 3// e + In i potwierdzili słuszność wzoru (2). Z wzoru (2) wynika, że średnia energia neutronu po zderzeniu jest równa EJ2. W celu obliczenia następstwa wielu zderzeń kolejnych jest rzeczą użyteczną wziąć pod uwagę średni logarytm energii zamiast średniej energii; w istocie po każdym zderzeniu średni logarytm zmniejsza się o 1, a zatem po n.zderzeniach zmniejsza się o n. Z tego wynika, że zwolnienie neutronów posiadających energię początkową 5 Mew aż do 1 e w n a s t ę P u j e po I i c z b i e z d e r z e ń w y n o s z ą c e j I n (5. 1 O 0) = 1 5, 4. Jeż e I i posługujemy się średnia energią zamiast średniego logarytmu energii, znajdujemy, że liczba zderzeń prowadząca do tej samej energii końco wej wynosi około 24. Tak czy inaczej widzimy, że zwolnienie nastę puje stosunkowo szybko, gdyż swobodna droga neutronów (w wodzie) jest krótka: mianowicie waha się tylko między 5 i 1 cm dla neutronów, których energia waha się pomiędzy 5 Mew i 1 ew, prędkość zaś zmienia się od 3, 2.10 9 cm/sek do 1, 4.10“ cm/sek. Możemy przyjąć, że zwolnienie odbywa się w czasie rzędu 1 0“, 6 sek i dokonywa się po przebyciu od ległości rzęd u 1 O cm. Jest rzeczą oczywistą, że całkowita długość d rog i neutronu jest wielokrotnie większa, gdyż ta droga jest to linia łamana, składająca się z bardzo wielu odcinków. Zwolnienie «ostateczne», tj. zamieniające neutrony o energii ew na neutrony cieplne wymaga znacznie dłuższego czasu. W istocie warun kiem stosowalności wzoru (2) jest, że proton musi być traktowany jako swobodny, tj. że można zaniedbać energię jego wiązania chemicznego wobec energii kinetycznej neutronu. Warunek ten przestaje być speł niony z chwilą, gdy obie energie stają się porównywalne. W granicz nym przypadku neutronów bardzo małej energii proton zachowuje się tak, jak gdyby był sztywno związany z pozostałymi atomami drobiny, do której należy (woda, parafina); rozprasza przeto neutrony tak, jakby to czynił ciężki atom, tj. nie zmienia prawie wcale prędkości. W przypadku pośrednim mamy do czynienia z pewną stratą energii wskutek wzbudza nia drgań protonów w drobinie, stosunek jednak tej straty do energii początkowej neutronu jest znacznie mniejszy niż w przypadku zderzenia prędki ego n eutro n u. W następstwie tego stan u rzeczy ostatn ia faza zwolnienia wymaga stosunkowo znacznej liczby zderzeń i na ogół nie prowadzi do doskonalej równowagi cieplnej, charakteryzowanej jak wia domo rozkładem prędkości, zgodnym z prawem Maxwella. Natomiast jest rzeczą łatwą obliczyć rozkład energii powolnych neu tronów powyżej 1 ew. Bierzemy pod uwagę przedział E, E + dE I PI szemy, że liczba neutronów znikających z tego przedziału wskutek zde rzeń oraz wskutek tworzenia deuteronów jest równa liczbie neutronów przenikających do wymienionego przedziału wskutek zderzeń neutronów, których energia przewyższa /*, ’. Posługując się wzorem (2) znajdujemy, że koncentracja neutronów należących do wymienionego przedziału jest dana przez wzć r 1\ N(E) dv = 2Qlvdvi(y + l/z) *, gdzie Q jest to liczba zderzeń pierwotnych neutronów w jednostce czasu i objętości, / średnia swobodna droga oraz x średni czas życia neutronów o prędkości v. Wyraz l/x może być na ogół zaniedbany z wyjątkiem przypadku, gdy neutrony są bardzo powolne, w tym przy padku jednak wzór (2) nie może być stosowany. Znajdujemy przeto, że koncentracja jest odwrotnie proporcjonalna do kwadratu prędkości. Z tego wynika, że neutrony, których energia jest najmniejsza, znajdują się 506 w znacznie większej ilości niż wszystkie pozostałe. W największej ilości są reprezentowane, rzecz prosta, neutrony cieplne. Porównajmy np. koncentrację Po neutronów cieplnych oraz koncentrację p neutronów o energ i i zawartej pom iędzy 2 i 200 ew. Mamy p 2QI j dwo 2 = 2QI (I/c, l/t;, ), gdzie ej, f 2 są to prędkości odpowiadające granicom rozpatrywanego przedziału energii. Mamy V x =V2EJm = 1/4 X 1, 59.10-“ X 6.03.10 23 = = 1, 96.10° cm/sek, oraz U 2 = 1, 95.10’ cm/sek; zakładając przeto, że dłu gość swobodnej d rog i n eutron ów «dosyć powolnych)) 1 =1 cm, otrzy mUJemy p 1 2 00 1\ = OX9, 2.1 0-*. ’.' drugiej zaś strony mamy Po = Oz = O X 1, 8 X 10-“. L 3zba neutronów należących do badanego przedziału jest przeto około 20C nzy mniejsza od liczby neutronów cieplnych. Należy jednak wziąć pod uwagę, że w przypadku, gdy chodzi o porównanie wydajności neu tronów należących do określonych grup neutronowych, o przebiegu zja wisk decyduje nietyle koncentracja, ile natężenie, tj. iloczyn koncen tracji przez prędkość. Ta okoliczność poprawia nieco stosunki na ko rzyść ne-tronów, których energia jest większa od energii neutronów cieplnv Inne interesujące zagadnienie dotyczy odległości od źródła, którą rony muszą przebiec, aby dana grupa neutronów wykształciła się w pełności. W istocie, jak to zaznaczaliśmy poprzednio, średnia liczba zderzeń potrzebna do tego, aby została osiągnięta dana energia końcowa, jest tym większa, im ta energia jest niniejsza; neutron zaś od dala się od źródła tym bardziej, im liczba zderzeń jest większa. Obliczenia tego rodzaju zostały wykonane przez Fermiego. Rzecz prosta, wymieniona odległość jest to pewna wielkość średnia, gdyż zja wisko przebiega zgodnie z prawami statystycznymi i neutrony w danej grupie znajdujemy nie tylko w odległości średniej lub poza nią, lecz również w każdym innym miejscu. Przy pomocy niektórych założeń upraszczających Fermi zdołał obliczyć przestrzenny rozkład neutronów o danej określonej energii K. Rozkład ten charakteryzuje się przede wszystki m współczyn n i ki em proporcjonal nym do l/f, który spotykamy we wszystkich zjawiskach o charakterze promieniowania. W celu wyrugowania tego współczynnika mnożymy wszystkie wyliczone kon centracje przez f, tj. obrachowujemy liczbę P neutronów zawartą w warstwie kulistej stałej grubości, w zależności od promienia tej warstwy. Rys. 8 przedstawia rozkład neutronów cieplnych (C), oraz neu tronów o energii 3 ew (A) według Bethego (krzywe kreskowane) oraz we dług doświadczeń Amaldiego i Fermiego (krzywe pełne); jak widzimy, zgodność między teorią i doświadczeniem jest wystarczająca. Wszyst kie krzywe posiadają początkową rzędną równą O, co wynika z mno żenia wszystkich wartości przez r\ następnie jednak wykazują szybki wzrost, świadczący o stopniowym wykształcaniu się grupy. Po osią gnięciu maximum P zmniej sza się według prawa wy kładniczego charakteryzująceNin go absorpcję pierwotnego pro mieniowania neutronowego. Odległość odpowiadająca naj większej wartości P jest większa w przypadku neutro nów cieplnych niż I\neutronów o e n e r g i i 3 ew; j e s t t o rz e cz ą zrozumiałą, gdyż w pierw szym przypadku potrzebna jest większa liczba zderzeń do osiągnięcia tego maximum. 4. Własności gazu neutronowego. Te własności są zupełnie ozna czone, jeżeli znamy swobodną drogę neutronu I i średni czas życia neu tronu T. Za pomocą nader pomysłowych doświadczeń Fermi i Amaldi zdołali oznaczyć doświadczalnie obie wymienione wielkości. Rolę zbiornika gazu neutronowego odgrywa wielki blok parafinowy, np. o średn icy 20 cm i wysokości 20 cm. Źródło neutronov n njd uj c się w osi cylindra, na głębokości kilku cm poniżej górnej p< zchni. W celu oznaczenia liczby neutronów wychodzących z bloku o prze biegających wewnątrz parafiny posługujemy się receptorami w postaci płaskich płytek, uzyskującymi promieniotwórczość pod działaniem neu tronów, oraz absorbentami, również w postaci płaskich płytek. Jak to już zaznaczaliśmy poprzednio, w zbiorniku znajdują się neutrony posia dające wszelkie możliwe prędkości. Jest jednak rzeczą możliwą badać oddzielnie neutrony cieplne. Możliwość ta wynika stąd, że neutrony cieplne są bardzo silnie pochłaniane przez niektóre pierwiastki, np. przez kadm, który całkowicie absorbuje te neutrony nawet wówczas, gdy gru bość ekranu kadmowego wynosi tylko 0, 5 mm. Wszystkie liczby doty czące neutronów cieplnych otrzymujemy w ten sposób, że badamy osobno efekty dawane przez neutrony przepuszczone przez kadm oraz w nieobecności kadmu, i tworzymy różnicę tych efektów. Średnia droga dyfuzji. Absorpcja neutronów cieplnych. Bezładne ruchy neutronów cieplnych mogą być rozpatrywane jako ruchy dyfu zyjne, gdyż neutron znajdujący się w stanie «cieplnym» pozostaje w tym stanie pomimo zderzeń z drobinami dopóty, dopóki nie zostanie schwytany przez proton. Ta uwaga nie stosuje się do neutronów na leżących do określonej grupy energetycznej, ponieważ w tym przy padku każde zderzenie przenosi neutron do grupy o mniejszej wartości 508 energii. Średni czas wędrówki «dyfuzyjnej» neutronu cieplnego jest to wymieniony poprzednio średni czas życia; w ciągu tego czasu neutron d o z n aj e I i c z b y A’ z d e r z e ń, d a n e j p r z e z w z ć r Nlli> = t, g d z i e I j e s t t o droga swobodna, v średnia prędkość (arytmetyczna) ruchu cieplnego. Możemy określić średni kwadrat drogi «dyfuzyjnej», L2, jako średni kwadrat rzutu na dowolny kierunek drogi przebytej przez neutron od chwili powstania neutronu cieplnego, aż do chwili jego schwytania przez proton. Jest to wielkość do pewnego stopnie analogiczna do średniego kwadratu przesunięcia cząsteczki koloidalnej w ruchach Browna. Mamy f = Oz = PNIZ luzl3; IIL = (3/A01/2, gdzie O jest to współczyn n i k dyfuzj i gazu neutronowego. Wi e I kość IIL może być rozpatrywana jako współczynnik absorpcji neutronów ciepl nych. W istocie wyobraźmy sobie, że w płaszczyźnie położonej na głę bokości x poniżej górnej powierzchni bloku pojawia się p neutronów cieplnych. Te neutrony dyfundują we wszystkich możliwych kierunkach i w szczególności w kierunku prostopadłym do płaszczyzny, w stronę zwróconą na zewnątrz bloku. Spośród tych neutronów tylko część dobiega do zewnętrznej powierzchni, mianowicie neutrony, które pod czas dyfuzji nie zostały schwytane przez protony. Jeżeli L jest to średnia droga dyfuzyjna, liczba neutronów, które uniknęły schwytania, jest dana przez wzć r pe“’x/\ a zatem przez fu n kcj ę ch arakte ryz uj ącą zjawisko absorpcji. W celu oznaczenia L umieszczamy na górnej powierzchni detektor neutronów i mierzymy jego aktywność; następnie powtarzamy pomiary umieszczając wewnątrz bloku na różnych głębokościach X płytkę kad mową, pochłaniającą neutrony cieplne. Załóżmy najpierw, że gęstość neutronów wewnątrz parafiny jest stała. W tym przypadku liczba neu tronów /; usuniętych przez absorbent jest niezależna od głębokości x wszelako liczba neutronów padających na receptor nie zmniejsza się o p, gdyż spośród p neutronów, które biegły w kierunku receptora, tylko część, mianowicie pe“’x,. zdołałaby osiągnąć cel: zmniejszenie aktyw ności jest przeto proporcjonalne nie do p, lecz do pe“, X/L. W zasadzie zatem, badając to zmniejszenie w zależności od x, otrzymujemy war tość L. W rzeczywistości sprawa jest nieco bardziej skomplikowana, gdyż koncentracja neutronów, a zatem również p, nie jest to wielkość stała; zmianę tej wielkości wraz z głębokością wyznaczamy umieszcza jąc receptory również wewnątrz bloku na różnych głębokościach. Do świadczenia tego rodzaju wykonane przez Amaldiego i Fermiego dały L = 2, I cm. Jest również rzeczą możliwą oznaczyć osobno I i N. W celu ozna czenia pierwszej z tych wielkości umieszczamy receptor małych rozmia rów w odległości O od «punktowego» źródła neutronów cieplnych i na drodze wiązki umieszczamy ciało rozpraszające, w postaci cienkiej płytki parafinowej. (Źródło w przybliżeniu punktowe otrzymujemy przykry wając blok parafinowy płytką kadmową z małym otworkiem). Niech będzie d grubość płytki parafinowej, pliczba neutronów padających na płytkę, 1długość średniej drogi swobodnej w parafinie. Wskutek zderzeń w parafinie liczba p (1 e-/Ij’) ulegn ie rozproszeni u i n ie osiąg nie detektora, jeżeli jego rozmiary są małe, odległość zaś D dostatecznie wielka. W przypadku cien kiej płytki możemy zastąpić fu nkcję wykład n iczą dwoma pierwszymi wyrazami jej rozwinięcia i znajdujemy, że aktywność receptora zmniejsza się o wielkość proporcjonalną w pierwszym przy bliżeniu do d/I. W ten sposób Amaldi i Fermi znaleźli d = 0, 3 cm. Pomiar.Vjest nieco bardziej skomplikowany; ograniczymy się przeto do opisania metody w najogólniejszych zarysach. Jeżeli wewnątrz bloku neutrony posiadają koncentrację p, efekt zmierzony za pomocą receptora jesl proporcjonalny do «prądu neutronowego)), tj. do pt>. Natężenie tego prądu nie jest stale wewnątrz bloku, lecz zmniejsza się stopniowo w miarę zbliżania się do górnej powierzchni bloku. W istocie, zgodnie z prawami dyfuzji natężenie prądu wynosi Dd(t/dx, z czego wynika, że p wzrasta wraz z ar. Równanie zjawiska dyfuzji w stanie statecznym jest następujące o = p/x DAp = (p L2Ap)/t. Równanie to wyraża, że zachodzi stan równowagi pomiędzy powstawa niem neutronów cieplnych (O), przybywaniem neutronów wskutek dy fuzj i (DAp) oraz zanikaniem neutronów wskutek łączenia się z proto nami (p/x). Rozpatrując zagadnienie jako jednowymiarowe otrzymujemy rozwiązanie postaci: p = Ox(\ e * I L) + ae-*“-. Współczynnik a jest to gęstość neutronów w płaszczyźnie x = O. (Ot + a) D/L = OL + aUt jest to prąd neutronowy na po wierzchni wyjściowej (znak ujemny oznacza, że prąd jest skierowany na zewnątrz bloku). Z drugiej strony na dostatecznej głębokości mamy p = Ot, prąd neutronowy wynosi zatem Qit>. Zaniedbując w pierwszym przybliżeniu a, otrzymujemy jako stosunek /{ prądów neutronowych (mierzonych jako wielkość aktywacji) wewnątrz i zewnątrz bloku R = ZK/L = NI/L = (3A), /A (p. str. 508). Dokładniejszy rachunek, w którym bierzemy pod uwagę okoliczność, iż w płaszczyźnie x = O gęstość jest różna od zera i że neutrony padają na detektor oraz na absorbent z różnymi pochyleniami, daje stosunek R nieco inny, miano wicie NI/2. Jest rzeczą godną uwagi, że można na podstawie takich prostych doświadczeń oznaczyć liczbę zderzeń poprzedzających schwy tanie neutronu przez proton. Amaldi i Fermi znaleźli, że R = 11 i stąd N= 1 2 1. Znajomość I, L i N pozwala sprawdzić wzór wyrażający zależność między tymi wielkościami. Otrzymujemy L2 = 1 2 N/3 = (0, 3)2.121/3 = 3, 63, co daje L = 1, 9 cm, natomiast wartość doświadczalna wynosi 2, 1 cm; zgodność jest zatem zadowalająca. Wreszcie zaznaczymy, że na pod stawie znajomości L możemy obliczyć średni czas życia T. W istocie L = (Z) T) “2 = ( 1\ T / 3), /2. Kła d ą c v = (8 k T m) m = 2. 4 8. 1 0 5, tj. T = 2 9 3 o 510 znajdujemy 4, 41 = 2, 48.1 04T; t = 1, 78.10-* sekjest to wartość, którą posługiwaliśmy się poprzednio. Dokładna znajomość tej stałej posiada wielkie znaczenie dla teorii budowy deuteronu oraz sił działających pomiędzy protonem i neutronem. Za pomocą analogicznych metod możemy badać własności powol nych neutronów, należących do grup w przybliżeniu izokinetycznych. Możliwość wydzielania i badania grup tego rodzaju wynika z istnienia selektywnej absorpcji neutronów. Zanim jednak zajmiemy się tą sprawą, musimy zaznajomić się w ogólnych zarysach z jądrowymi reakcjami neutronów. 5. Reakcje neutronów. a) U wag i o g ć I n e. Jak to zaznaczaliśmy poprzednio, dla badania neutronów posługujemy się prawie zawsze promieniotwórczością wzbu dzoną działaniem neutronów w różnych pierwiastkach. Rozpoznanie chemicznej natury utworzonego radiopierwiastka pozwala w wielu przy padkach scharakteryzować jednoznacznie rodzaj reakcji, w której ten pierwiastek został utworzony. Oznaczmy przez Z i Zł liczby atomowe pierwiastka naświetlonego oraz powstającego radiopierwiastka. Jeżeli Z Zł = 1, reakcja musi polegać na emisji protonu (emisja deuteronu jest zjawiskiem bardzo mało prawdopodobnym i nie została dotąd nigdy zaobserwowana). Jeżeli Z Zł = 2, to mamy do czynienia z emi sją cząstki 8. Przypadek Z = Zł jest bardziej skomplikowany, gdyż reakcja może polegać bądź na schwytaniu neutronu (n, i), bądź na emisji dwóch neutronów (<<, 2«)’); rozróżnienie tych możliwości wymaga uwzględnienia różnych okoliczności, w których powstaje dany radiopier wiastek (rząd wielkości energii neutronów, izotopowy skład naświetlo nego pierwiastka oraz pierwiastków sąsiednich, porównanie transinuta cyj wywołanych przez pociski innego rodzaju). Pomiar aktywności pozwala wyznaczyć bezpośrednio wydajność reakcji. Możemy zmieniać tę wydajność przepuszczając neutrony przez różne ciała, które zależnie od położenia działają bądź jako absorbenty, bądź jako ekrany rozpra szające; w ten sposób zdobywamy wiadomości dotyczące pochłaniania i rozpraszania neutronów wywołujących daną aktywację. W doświadcze niach tego rodzaju radiopierwiastek odgrywa rolę wskaźnika reakcyj jądro wych zachodzących w ciałach, które modyfikują promieniowanie neutro nowe. Jest to metoda bardzo cenna, zwłaszcza w przypadku, gdy mamy do czynienia z ciałami, które pod działaniem neutronów nie uzyskują promieniotwórczości; w innych przypadkach metoda dostarcza wiadomości uzupełniających wyniki otrzymane na podstawie badania aktywności. Znamy obecnie z pewnością 5 typów reakcyj neutronowych (n, p), (ra, a), (<<,?), (n, 2n), (n, n); ten ostatni symbol oznacza rozproszenie ’) Według najnowszych doświadczeń może zachodzić jeszcze inny rodzaj reakcji «izotopowej“, mianowicie powstawanie jądra oizomerycznegon (por. rozdz. IV, C). sprężyste, lub niesprężyste. Ponadto jest rzeczą prawdopodobną, że istnieje szósty rodzaj (n, 3n!). Reakcje (II, p) i (n, a) są najczęściej endoergiczne; jeżeli zaś wydzielają energię, to zazwyczaj w bardzo ma łej ilości; ponadto naładowana cząstka może opuścić jądro tylko w tym przypadku, gdy posiada dostateczną energię kinetyczną, aby przejść przez barierę potencjału. Z tego powodu reakcje tego typu mogą być spo wodowane tylko przez prędkie neutrony i zachodzą ze szczególną łatwością w lekkich pierwiastkach, których bariera potencjału posiada niewielką wysokość. Reakcja (n, 2«) jest zawsze wybitnie endoergiczna, co pozostaje w związku z wielkim nadmiarem masy neutronu; otrzy mujemy ją również tylko za pomocą neutronów o wielkiej energii; na tomiast wysokość bariery potencjału nie odgrywa w tym przypadku żadnej roli, ponieważ wysyłana cząstka nic jest naładowana. Co się tyczy reakcji (n, n), to neutrony powolne, których energia nie wystarcza do wzbudzenia poziomów rozpraszającego jądra, mogą doznawać tylko rozproszenia sprężystego; prędkie neutrony mogą być rozpraszane za równo sprężyście jak i niesprężyście. Wreszcie reakcja (<<,?), tj. schwy tanie neutronu z jednoczesną emisją protonu t oraz przemianą danego izotopu na cięższy izotop lego samego pierwiastka, zachodzi na ogół z tym większą łatwością, im energia neutronów jest mniejsza. Badania poświęcone tej reakcji odegrały bardzo wielką rolę w rozwoju poglą dów na przebieg reakcyj jądrowych. a) Reakcja (n, t). Absorpcja selektywna. Na ogół dany pier wiastek (lub raczej izotop) może ulegać jednocześnie przemianom wyni kającym ze wszystkich wymienionych reakcyj. Wszelako w przypadku lekkich jąder przeważają reakcje (n, a) i (n, l;), gdy tymczasem pier wiastki o większym ciężarze atomowym dają z większą łatwością reakcję (n, i). W tym przypadku zachodzą dwie możliwości. Jeżeli pierwiastek naświetlony jest nieparzysty, np. srebro posiadające izotopy 107 i 109, to w następstwie reakcji (n, f) powstają izotopy 1081\1g i IIOAg, z koniecz ności nietrwałe (nieparzystej liczbie atomowej nie może odpowiadać parzysty ciężar atomowy), a zatem promieniotwórcze. Natomiast pier wiastki parzyste, np. kadm, posiadające wielką liczbę izotopów, których ciężary atomowe różnią się o 1, mogą chwytać neutrony nie uzyskując promieniotwórczości, gdyż z jednego izotopu trwałego może powstać cięższy izotop, również trwały. Badanie aktywacji typu (n, t) pierwiast ków nieparzystych, np. V, Mn, Br, liii, Ag, J itd., doprowadziło Fer miego do odkrycia pierwszorzędnego znaczenia, dotyczącego działania bardzo powolnych neutronów. Rozpatrzymy w sposób nieco bardziej R a d i o i z o t o P Y lOB Ag i 110 Ag, o k t ć r y c h b y ł a szczegółowy przypadek Ag. mowa poprzednio, posia ’) W tej klasyfikacji pomijamy zjawisko podziału ciężkich jader uranu toru (p. rozdz. IV, D). 512 dają okresy 2, 3 mln i 22 sek i drogą emisJI promieni p zamieniają się w trwałe izotopy losCd i nOCd). Dla przykład u podamy, że płytka srebrna o rozmiarach 2 X 2c/«, naświetlana w ciągu 5 »u*fl neutronami ze źródła Ra + Re (100 me) w odległości ok. 3 cm od źródła, umieszczona natychmiast po ekspozycji tuż obok cienkościennego licznika Geigera Mili/era daje początkowo ok. 20 impulsów na min. Jeżeli pomiędzy źródłem i receptorem umieszczamy płytką parafinową, liczba ta wzrasta wraz z grubością najpierw powoli, a później bardzo prędko. Np. aktyw ność podwaja się przy użyciu płytki o grubości 1 cm i wzrasta 10-krotnie, jeżel i grubość parafi ny wyn os i 3 cm. Te n wz rost aktywności jest znacznie większy w przypadku, gdy posługujemy się «źródłem powolnych neutronów», tj. umieszczamy preparat Ra + Be wewnątrz bloku parafi nowego, jak to było objaśnione poprzednio. Płytka Ag położona na bloku uzyskuje promieniotwórczość 40 razy większą niż «normalnie», tj. w tej samej odległości, lecz. bez. parafiny. Wreszcie umieszczając płytkę «w gazie neutronowym», tj. po prostu przykrywając ją innym blo kiem parafiny, otrzymujemy współczynnik wzrostu rzędu 200. Maksy malna wartość tego współczynnika jest to wielkość charakterystyczna dla naświetlonego pierwiastka (lub, mówiąc dokładniej, dla izotopu, z kté rego powstaje radiopierwiastek o danym okresie). Ponieważ powiększe nie objętości parafiny prowadzi do zwiększenia liczby powolnych neutro nów, przeto na podstawie tych doświadczeń, możemy wyciągnąć wniosek, że neutrony powolne wywołują reakcję (n, Y) ze znacznie większą łatwo ścią niż neutrony prędkie. W jednym z późniejszych ustępów zajmiemy się teoretycznym uzasadnieniem tej różnicy działania; obecnie zajmiemy się zagadnieniem związku pomiędzy wydajnością reakcji (n, t) i pręd kością neutronów. W celu badania tego związku osłaniamy receptor od źródła róż nymi ciałami odgrywającymi rolę absorbentów. Stwierdzamy, że istnieją pierwiastki pochłaniające bardzo silnie neutrony, które powodują badaną aktywację. Niektóre spośród tych absorbentów działają w sposób mniej więcej jednakowy na wszystkie aktywowane pierwiastki. Krzywe absorpcji otrzymane drogą zwiększania grubości absorbenta wykazują, że czynne promieniowanie zawiera co najmniej dwa składniki, z których jeden jest pochłaniany według prawa wykładniczego (w rzeczywistości analiza krzy wej daje pewne odchylenie od prawa wykładniczego, które tłumaczymy tym, że neutrony padające na absorbent są pochłaniane tym silniej, im pochylenie jest większe), drugi zaś jest pochłaniany przez absorbent w bardzo nieznacznym stopniu. Pochłanianie pierwszego składnika w niektórych pierwiastkach odznacza się bardzo wielkim współczynni kiem absorpcji, jak to widać na następującej tablicy. ’) Sztuczna promieniotwórczość będzie rozpatrywana w rozdziale IV. Niektóre fakty podane w tym ustępie są konieczne dla zrozumienia okoliczności zachodzących w absorpcji neutronów. TABLICA Pierwiastek Współczynnik Przekrój czynny abso rpcj i p. cnt Ig 3 = p. Aj. \ cm 2 L i t. 6, 3 72.10-“ Bor 35 620 13, 9 2600 116 30000 16, 2 4300 Rtęć 1, 33 440 Jak to J uz zaznaczyliśmy poprzednio, kadm pochłania neutrony cieplne i wywiera bardzo małe działanie na inne neutrony. Ta uwaga stosuje się również do niektórych innych absorhentów, np. do gadolinu, samaru, rtęci; ponieważ, jednak kadm zosta] najlepiej zbadany, przeto zajmiemy się tylko absorpcją w kadmie. Przykrywając kadmem srebro lub inne ciała ulegające reakcji (<<, 7) stwierdzamy, że aktywność otrzy mana za pomocą powolnych neutronów wybitnie sic; zmniejsza (np. dwu krotnie w przypadku Ag i czterokrotnie w przypadku Rh), Fakt ten dowodzi, że neutrony cieplne wytwarzają znaczną część obserwowanej aktywności. Badanie aktywności pozostałej, tj. pochodzącej od neutro nów przefiltrowanych przez kadm. ujawniło fakt wielkiego znaczenia. Mianowicie stwierdzono (Moon i TiI/mann, Cha/mers i Szilard, Fermi i Amaldi), że działanie pochodzące od tych neutronów zmniejsza się w bardzo znacznym stopniu, jeżeli użyjemy absorbenta z tego samego materiału, co detektor. Innymi słowy, mamy do czynienia z selektywną absorpcją neutronów. Tak np. płytka Ag o grubości 0, 05 mm\ użyta jako d r u g i absorbent (po uprzedniej absorpcji neutronów cieplnych w ka dmie), zmniejsza dwukrotnie pozostała aktywność cienkiego receptora srebrnego, gdy tymczasem nawet gruby ekran z innego materiału nie wywiera na ogół żadnego działania. Selektywność absorpcji dotyczy nie tylko natury absorbenta, lecz również rodzaju promieniotwórczości; np. w wymienionym przykładzie zmniejsza sic wydatnie tylko promie niotwórczość o okresie 23, ve/r. Zupełnie podobne zjawiska zostały zau ważone w przypadku innych pierwiastków, np., I, Rh, Br, Au i Id. W celu interpretacji tych zjawisk zakładamy, że każdemu z tych pierwiastków odpowiada jedna grupa lub kilka grup neutronów w przy bliżeniu izokinetycznych, bardzo silnie absorbowanych w danym pIer wiastku. Mechanizm tej absorpcji polega po prostu na schwytaniu neu tronów, czemu towarzyszy, jak wiemy, powstawanie radioizotopu. Jeżeli mamy do czynienia z tylko jedną grupą, absorpcja tej grupy w bada nym pierwiastku powinna charakteryzować się prostym prawem wykład niczym, a zatem istnieniem określonego współczynnika absorpcji. W rze M. Curie-Sklodowska. PnmiirtMolwórcsOĆĆ. 514 czywistości absorpcja ma charakter wykładniczy tylko w przypadku, gdy warstwa absorbenta jest bardzo cienka, wiązka zaś równoległa; ogra niczając się jednak do cienkich warstw możemy oznaczyć współczynnik absorpcji z dosyć wielką dokładnością. W przypadku kilku grup jest rzeczą konieczną rozłożyć krzywą absorpcji drogą analizy matematycz nej na kilka składników, co jest możliwe tylko wtedy, kiedy współczyn niki absorpcji nie są zbytnio zbliżone do siebie. Na poniższej tablicy są podane wartości współczynników selektywnej absorpcji niektórych pierwiastków (ze wskazaniem odpowiednich okresów). TABLICA II Pierwiastek Okres? p-A/N u. cm.}9 3 = 22“ 39, 3 14000.1 oa4 Rod 44“ 35 6000 Iryd. 19, 2 9 1, 9 600 Złoto. 2, 7 d 7, 7 2500 Interpretację grup utrudnia okoliczność, że nie posiadamy na ogół metod pozwalających zmierzyć bezpośrednio prędkość neutronów. Pręd kość tę zdołano zmierzyć tylko w kilku przypadkach, a m. i. w przy padku absorpcji neutronów cieplnych w kadmie. Użyta metoda jest po d o b n a d o m e t o ł Y z a s t o s o w a n e j p r z e z Laporlća w b a d a n i u r u c h I i wo ś c i jonów ga OWj T-omieniotwórczość, str. 21). Dwa równoległe krążki umiesz„a w odległości 1 od siebie obracają się dookoła tej samej Na Wcjżkach są umieszczone wycinki z blachy kadmowej, przedzie .inkami pustymi mniej więcej tej samej wielkości. Neutrony schodzące przez «okna», tj. puste wyci n ki pierwszego krążka w ki e runku równoległym do osi 1 ), ulegają pochłonięciu przez pełne wycinki drugiego krążka, jeżeli te ostatnie obrócą się w ciągu czasu, w którym neutrony przebiegają odległość I, o kąt O = 2nn//t> = %jm, gdzie n jest to liczba obrotów w sekundzie, i>prędkość neutronów, m — liczba pełnych sektorów. Kładąc n = 50, 1 = 50, o = 2, 5.10 5 znajdujemy e = 6, 25.102 “-J 3, 5°. Zastosowanie metody wymaga przeto użycia bardzo wąskich wycinków i w bardzo znacznej liczbie. Za pomocą tej metody zdołano przekonać się, że neutrony pochłaniane przez kadm posiadają prędkości «cieplne», których rozkład nie różni się zbytnio od rozkładu zgodnego z prawem Maxwella. ’) W celu utworzenia wiązki neutronów równoległej do osi posługujemy sic. krążkiem nieruchomym, umieszczonym między źródłem i pierwszym, krążkiem ruchomym i posia dającym takie same wyci n ki. Opisana metoda nie nadaje sie. do mierzenia prędkości grup absor bowanych selektywnie, gdyż te prędkości są wielokrotnie większe od prędkości neutronów cieplnych. Prędkości te zdołano jednak oznaczyć pośrednio w inny sposób. W odróżnieniu od kadmu bor i lit pochła niaj;! nic tylko neutrony cieplne, lecz również neutrony powolne w ogól nym znaczeniu tego słowa, tj. neutrony, których energia waha się od O do ki I kuset ew. Jak wyn ika l. rozważań teoretycznych, współczyn n i ki absorpcji neutronów określonej prędkości w borze lub w licie są od wrotnie proporcjonalne do prędkości. Te wnioski teoretyczne zostały potwierdzone doświadczalnie. Doświadczenie polegało na tym, że neutrony cieplne padały na warstwę boru złożoną na brzegach krążka obracają cego się z wielką prędkością, tak iż prędkość liniowa ekranu była tego samego rzędu wielkości, co prędkości cieplne. Odwracając kierunek obrotu krążka zmieniano w znacznym stopniu prędkość neutronów od n i e s i o n ą do jąder boru, tj. prędkość względną, a zatem ten właśnie czynnik, od którego zależy wartość współczynnika absorpcji. Jest rzeczą jasną, że doświadczenie tego rodzaju może dotyczyć tylko bardzo wąs kiego przedziału prędkości. Niemniej jednak prowadzi ono do wniosku, że absorpcja jest istotnie odwrotnie proporcjonalna do prędkości; mo żemy z dużym stopniem prawdopodobieństwa przyjąć, że to prawo sto suje się w znacznie większym przedziale, np.“ aż do 000 elektronowol tów. Tę własność boru zastosowano do badania se’iitywnej absorpcji w następujący sposób. Najpierw usuwa się neutrony cieplne za pomocą ekranu kadmowego, następnie zaś bada się absorpcję pozostałych neu tronów w borze. Jeżeli istnieje tylko jedna grupr ab orpcja ma charakter wykładniczy (w idealizowanym przypadku.’. I.ki — I\wnoległej, w rzeczywistości jednak, jak to było zaznaczone, krzywa i 1\ ada prze bieg różny od wykładniczego) i można oznaczyć wartość w»j. yi absorpcji. Fakt ten dowodzi, że grupa «selektywna» składa sit,: tronów, których prędkości są w przybliżeniu jednakowe. W celu obi (/ciiia prędkości konieczna jest znajomość współczynnika absorpcji neu tronów cieplnych w borze. Zagadnienie jest dosyć skomplikowane wskutek istnienia Maxwellowskirgo rozkładu prędkości neutronów ciepl nych. Rachunek wykazuje, że współczynnik absorpcji jest zależny od grubości boru; możemy jednak na podstawie danych doświadczalnych obliczyć wartość współczynnika absorpcji odpowiadającą jakiejś okre ślonej energii wybranej z przedziału energij cieplnych, np. energii hT. Niech będzie At wartość współczynnika absorpcji tych neutronów, As-współczynnik absorpcji neutronów należących do badanej grupy selektywnej, Es energia neutronów tej grupy. Mamy: Es=kT(A/Asl= = O, 0257.(28, 7/A)2 ew, jeżeli współczynniki absorpcji są wyrażone w cm 2 /g. Następująca tablica zawiera niektóre wartości energii grup absorpcji selektywnej w różnych pierwiastkach lub w oddzielnych izotopach. S 1 6 TABLICA III Pierwiastek Okres Es (ew) Kod 44“ 1, 3 3, 9’ 1, 1 22“ 3, 0 5, 5 (druga grupa) 150’ 60 18’ 100 2, 7 d 3, 0 Jest rzeczą użyteczną wyrażać współczynniki absorpcji jako przekroje czynne, czyi i współczyn n i ki absorpcji odniesione do jednego atom u. Znaczenie fizyczne tej wielkości posiadającej wymiary pola jest nastę pujące. Istnieje pewne pole związane z danym jądrem, określone wa runkiem, że neutron, który pada wewnątrz tego pola, ulega pochłonięciu. Jak to wynika z tablicy II, absorpcja różnych grup w niektórych pier wiastkach jest bardzo wielka, niekiedy nawet większa niż absorpcja promieni a. Ten fakt może wydawać się zadziwiający, zwłaszcza jeżeli zważymy, że neutron został odkryty na podstawie wprost przeciwnej własności, mianowicie na podstawie bardzo wielkiej przenikliwości. Ten kontrast uderza w jeszcze większym stopniu, jeżeli posługujemy się pojęciem przekroju czynnego. W istocie przekrój czynny prędkiego neutronu jest rzędu wielkości 1 02 ’1 cm-, tj. rzędu wielkości przekroju samego jądra; natomiast czynne przekroje w absorpcji powolnych neu tronów są wielokrotnie większe, np. czynny przekrój kadmu względem ciepl nych neutronów wyn os i 2, 6.1 0“, 21 cm 2, co znaczy, że neutro n może być schwytany nawet wtedy, gdy przebiega w odległości od jądra 50 razy większej od jego promienia. Niemniej uderzający jest fakt istnie nia selektywnej absorpcji neutronu, ponieważ zjawiska tego rodzaju cha rakteryzują zazwyczaj promienie falowe, nie zaś korpuskularne. Wszyst kie te fakty, niezrozumiałe z punktu widzenia teoryj klasycznych, zna lazły zupełnie zadowalające wytłumaczenie w mechanice kwantowej. Można by powiedzieć, że badanie powolnych neutronów dostarczyło no wych i wysoce przekonywających dowodów słuszności falowej teorii materii. W istocie długość fali de Broglie a przynależnej neutronowi o energii E ew jest dana przez wzór X =8.10 5 /i/i/2I\E = 8.105.6, 55.10-27.5, 5.1011/1/L = 2, 85.10“9/j/fi Cni. Z tego wynika, że neutron cieplny (E = 0, 025) posiada długość fali rów n ą 1, 8. 1 08 cm. Z d r u g i e j s t r o n y, jak w y n i k a z t e o r i i f a I o w e j, p r z e krój czynny, charakteryzujący oddziaływanie jakiegokolwiek zjawiska fa lowego na atom, zawiera jako czynnik kwadrat długości fali (ściślej bio rąc, X2/4rc Z ) i może osiągnąć wartość porównywalna z tą ostatnią wiel kością. Widzimy zatem, że w przypadku neutronów cieplnych przekrój czyn ny mógłby w zasadzie osiągnąć wartość 1 Q“ 17 CW 2, a zatem wartość niezmiernie wielką w porównaniu z rozmiarami jądrowymi. W świetle tych danych wymienione poprzednio wielkie wartości współczynników absorpcji stają się zrozumiałe. Mechanika kwantowa tłumaczy absorpcję selektywną jako zjawisko rezonansu. Schwytaniu neutronu towarzyszy wydzielenie się wielkiej ilości energii, równej sumie deficytu masy W“ oraz energii kine tycznej En. Ta energia pozostaje niejako uwięziona w jądrze, zanim nastąpi emisja fotonu 7..Iak wynika z zasad mechaniki kwantowej, zjawisko to zachodzi z bardzo wielkim stopniem prawdopodobieństwa , w przypadku rezonansu, tj. wówczas, gdy rozporządzalna energia E“-\-V\I,, jest równa energii jednego ze wbudzonych poziomów utworzonego jądra. Przekrój czynny, tj. współczynnik absorpcji atomowej wyraża się w tym przypadku wzorem q = g-x» r» T T / 4 * \ (En EoY + n / 4 ], (3) g d z i e X j e s t t o d ł u g ość f a I i de /I roglie a, E“ e n e r g i a k i n e t y c z n a, k t ć r ą neutron posiadałby w przypadku dokładnego rezonansu. F“, r“ posia dają następujące znaczenie. Dany stan wzbudzenia jest nietrwały i za nika (mówiąc ściśle, prawdopodobieństwo znalezienia jądra w tym sta nie zmniejsza się) z czasem według prawa wykładniczego e“, 3rrj; P jest to zatem wielkość analogiczna do stałej przemiany promieniotwórczej; I’“ i Ty mogą być traktowane jako stałe «oząstkowe», odpowiadające róż nym sposobom zanikania wbudzonego stanu; mianowicie I’“ charaktery zuje prawdopodobieństwo reemisji neutronu, 1\ emisji fotonu; mamy przy tym P“ + I’y = V. Wreszcie g jest to współczynnik zależny od «spinów» neutronu i jądra, a zatem od liczby możliwych wzajemnych ustawień cząstek biorących udział w reakcji. Powyższy wzór (3) jest zupełnie analogiczny do wzoru wyrażającego współczynnik absorpcji fotonu świetlnego o częstości v watoniach, których częstość własna wynosi V o. X2JA 0= 8«[(v-v o )2 A + rV4]’ W zgodności z teorią doświadczenie poucza, że w przypadku powolnych neutronów reemisja neutronu jest to zjawisko bardzo mało prawdopo dobne w porównaniu z emisją fotonu; innymi słowy, P“ jest małe w po równaniu z I’... i możemy położyć 1\ = 1“. W tych warunkach wzór (3) pisze się Or« = g-X 2 i’,, /7cr. Z tego wyn i ka, j ak to już zaznaczai iśmy, że p rze krój czynny może osiągnąć wartość tego samego rzędu wielkości, co kwadrat długości fali. Jest zatem rzeczą jasną, że absorpcja selektywna jest największa wtedy, kiedy długość fali odpowiadająca dokładnemu rezo nansowi je „Audzo wielka. Z drugiej strony, jak wiemy, wielkiej dłu gości fali odpowiada mała prędkość. Rezonansowe poziomy silnie po chłaniających pierwiastków muszą zatem odpowiadać bardzo małym wartościom energii kinetycznej elektronu, rzędu wielkości kilku elektro nowoltów. Jest rzeczą godną uwagi, że znaczna liczba pierwiastków posiada poziomy rezonansowe spełniające ten warunek. W istocie absolutna wartość energ i i tych poziomów jest bardzo znaczna, gdyż równa się su mie energii kinetycznej neutronu oraz wyrażonego w jednostkach ener getycznych deficytu masy, “ wynoszącego około 8 Mew. Jest przeto rzeczą zadziwiającą, że w tak ych przypadkach energie rezonansowe róż nią się zaledwie o kilka <deKtronowoltów od energii wiązania neutronu. Zgodności tej nie przypisujemy przypadkowi, lecz zakładamy, że silnie wzbudzone jądra posiadają bardzo liczne poziomy, położone bardzo gęsto. Jak o tym będzie mowr w następnym rozdziale, założenie to stanowi jedną z podstaw «termoA naniicznej» teorii jądra podanej przez Nie/sa Bohra. Inny interesujący fakt dotyczy ostrości ((absorpcyjnych pasm» jądrowych. Podobnie jak w optyce, możemy zdefiniować szerokość pasma absorpcyjnego jako wartość współczynnika P we wzorze (3), gdyż w przypadku E,, Eo = P/2 współczynnik absorpcji wynosi połowę war tości maksymalnej. Z punktu widzenia doświadczalnego należy rozróż niać szerokość «naturalną», tj. wymienioną wartość oraz szerokość ob serwowaną, która wskutek istnienia zjawiska Oopp/era jest większa od naturalnej. W istocie należy pamiętać o tym, że jądra pierwiastka po chłaniającego neutrony wykonywają ruchy cieplne, prędkość względna neutronu waha się przeto w pewnym przedziale nawet wtedy, kiedy izka ’, i dokładnie izokinetyczna. Niech będzie E energia neutronu, ratura; bezwzględna prędkość c neutronu o masie m wynosi ,. I ., ’., /«)’., średnia prędkość jądra M w określonym kierunku wynosi T/2xMyf; fi uktuacja Ac prędkości wzg lęd nej jest zatem rzędu wi e 1 ości fikT/izMyP, fluktuacja zaś energii względnej wynosi w przybliże niu mv\i> = 2{mEkT/%Myi* = 0, 192(/i/J/)’/\ jeżeli E jest wyrażone w elek tronowoltach. Dla przykładu podamy, że w przypadku jądra o masie 100 energii rezonansowej E = iew wymieniona fluktuacja, tj. szerokość prążka Dopplera, wynosi 0, 038 ew. Ha/ban i Paxton wykazali, że do świadczalna szerokość rezonansowego pasma srebra jest tego samego rzędu wielkości, co szerokość Dopplera. Ci autorowie badali zależ ność pomiędzy absorpcją rezonansowych neutronów srebra w cienkiej blaszce srebrnej oraz temperaturą tej blaszki, mianowicie porównywali absorpcję w temperaturze pokojowej oraz w temperaturze wynoszącej około 800°. W tym ostatnim przypadku szerokość wynikająca ze zjawiska Oopp/era powinna być prawie dwa razy większa niż w temperaturze po kojowej. Gdyby szerokość naturalna była znacznie większa od szero kości Dopplera, ten wzrost zjawiska Oopp/era nie mógłby wywierać żadnego wpływu. Jeżeli jednak szerokość naturalna jest $0 samego rzędu wielkości, co szerokość Dopplera, podwyższenie temperatury o 800 0 musi prowadzić do wyraźnego powiększenia sze “’kości, pasma, a zatem, jak to wykazuje rachunek, do zmniejszenia współczynnika absorpcji. W istocie Ha/ban i Paxton znaleźli, że srebrc pochłania neutrony w mniejszym stopniu w 800 0 niż w temperaturze pokojo wej; względna różnica współczynników absorpcji wynosi około 4X. Na tej podstawie wnioskujemy, że szerokość naturalna jest z’.hzona do 0, 1 ew. Należy zaznaczyć, że teoria selektywnej absorpcj i opracowana przez Bre/ta i Wignera, a następnie udoskonalona przez Be/hego i P/a czeka, prowadzi do wniosku, że pasma rez? — owe powinny być bardzo wąskie; szerokość teoretyczna jest tego samego.zędu wielkości, co sze rokość oznaczona doświadczalnie. Na podstawie wzoru (3) możemy wykreślić krzywą pochłaniania neu tronu w zależności od jego energii (rys. 9). 1*1 tej krzywej rozróżniamy co najmniej dwa przedziały «wielkiej absorpcji.. W-okolicy E = O o jest w przybliżeniu proporcjonalne do X2T“, gdyż inne wyrazy są w przy bliżeniu stałe; należy bo wiem wziąć pod uwagę, że r“ dotyczy reemisji neutronu posiadającego energię początkową E, współczynnik F“ jest zatem szybkozmienny w okolicy E = o. Z teorii wynika, że T“ E/e, tj. do prędkości c; z drugiej strony X l/c, mamy przeto a l/c. Szerokość przedziału, w którym współczynnik absorpcji jest odwrotnie proporcjo nalny do prędkości, jest tym większa, im Eu lub T są większe; natomiast w okolicy E= Eo krzywa przybiera typowy wy g ląd krzywej rezonansowej, tj. posiada m axi m u m, którego ostrość jest zależna od szerokości pasma, w dalszej zaś części krzywej absorpcja zmniejsza się w sposób prawidłowy aż do ewentualnego ukazania się no wego maximum. Dokładna postać krzywej jest zależna od wartości Eo oraz współczynników T. Niekiedy zdarza się, że-.E o jest bardzo zbliżone do O lub posiada nawet wartość ujemną; w pierwszym przypadku początkowa część krzywej jest spłaszczona, w drugim zaś przypadku początkowy spadek może być nawet szybszy niż to odpowiada prawu proporcjonal Enargia Rys. 9. 520 ności absorpcji do l/e. W celu badania tej początkowej części krzywej absorpcji, możemy posługiwać się opisaną poprzednio metodą rucho mego ekranu; jest jednak rzeczą znacznie prostszą badać absorpcję w zależności od temperatury neutronów cieplnych. (Średnia energia ki netyczna tych neutronów jest proporcjonalna do temperatury bezwzględ nej). W tym celu zmieniamy temperaturę środowiska, przez które prze chodzą neutrony, np. umieszczamy w termostacie do niskich temperatur płytkę parafinową o grubości wystarczającej do tego. aby neutrony, które prt vi. nią przeszły, osiągnęły stan równowagi cieplnej z otocze niem, i następnie badamy absorpcję tych neutronów w różnych pier wiastkach. Liczne doświadczenia tego rodzaju wykonane w szeregu laboratoriów wykazały, że współczynnik absorpcji neutronów cieplnych w niektórych pierwiastkach, np. w borze i srebrze, jest proporcjonalny d o (I/Tli, n a t o m i a s t i n n e p i e r w i a s t ki, jak n p. ka d m i rt ę ć, n i e s t o s uj ą się do tego prawa. Tak np. absorpcja w kadmie nie zmienia się pra wie wcale, gdy temperaturę kadmu obniżamy do 20° A’, gdy tymczasem absorpcja w rtęci wzrasta szybciej niż (I/T„r 2. Możemy przeto trakto wać kadm i rtęć jako absorbenty realizujące dwa wymienione poprzed nio szczególne przypadki prawa absorpcyjnego. Zakładamy, że poziom rezonansowy Cd odpowiada energii +0, 1 7 ew, poziom rezonansowy Hg energii 0, 3 ew. c) Absorpcja w borze w licie. Dotąd zajmowaliśmy się tylko reakcją (n, Y), jako typową reakcją powolnych neutronów. Wsze lako absorpcja powolnych neutronów 8 i Li nie jest związana z reakcją tego typu. Doświadczenia Chadwicka i Goldhabera, jak również Fer miego i jego współpracowników wykazały, że w tym przypadku zacho dzą następujące reakcje: 6 Li + ’n = „He + *8 “>8 + I n = *He + ’Li, a zatem należące do typu (n, a). Reakcje (<<, a) zachodzą na ogół tylko pod działaniem prędkich neutronów, gdyż cząstka a musi posiadać energię wystarczającą do przekroczenia bariery potencjału. Pierwiastki 8 i Li stanowią zatem wyjątek, który tłumaczy się tym, że wymienione reakcje są wybitnie egzoergiczne oraz tym, że bariery potencjału pier wiastków 3//, 7Li posiadają bardzo małą wysokość i wskutek tego są «przezroczyste» nawet dla cząstek a o stosunkowo małej energii. Jak to już zaznaczaliśmy, absorpcja w borze i w licie stosuje się do kładnie do prawa l/e. Z punktu widzenia teoretycznego proporcjo nalność do l/c oznacza, że obserwowana krzywa odpowiada początkowej części typowej krzywej (rys. 9) lub innymi słowy, że pasmo rezonan sowe jest bardzo oddalone od początku. Poziom, na którym neutrony są schwytane przez jądra boru lub litu, musi zatem odpowiadać stosun kowo wielkiej energii kinetycznej neutronu. Zakładamy, że ta energia jest rzędu 100000 ew i że «stała promieniotwórczości)) (którą w tym przypadku możemy po prostu rozpatrywać jako stałą przemiany a) jest tego samego rzędu wielkości. d) Reakcje (n, a), (n, p), (n, n) i (n, 2n). Jak to już zaznaczaliśmy, reakcje (<<, a) i (n, p) wymagają na ogół użycia neutronów o wielkiej energii kinetycznej. Reakcje te zostały odkryte nieomal bezpośrednio po odkryciu neutronu; pierwsze obserwacje dotyczące lekkich pierwiast ków (C, N, O) zostały dokonane za pomocą komory Wilsona. W przy padku ciężkich pierwiastków wszystkie wiadomości o tych reakcjach zawdzięczamy badaniu sztucznej promieniotwórczości. Pod względem bilansu energetycznego reakcje (n, a) są na ogół uprzywilejowane w sto sunku do (<<, p), ponieważ nadmiar masy cząstki cc jest mniejszy niż. nadmiar masy protonu; różnice te kompensuje jednak częściowo okolicz ność, że wysokość bariery potencjału jest dwa razy większa dla cząstki a niż dla protonu; aby zatem emisja odbywała się w obu przypadkach z jednakową łatwością, cząstki a muszą posiadać energię dwa razy więk szą n iż protony. Z tego powodu reakcje (<<, p) są obserwowane częściej niż (n, a), z wyjątkiem lekkich pierwiastków, których wysokość bariery potencjału odgrywa mniejszą rolę. Obserwowane czynne przekroje są rzędu wielkości 1 O M cm\ tj. znacznie niniejsze niż w reakcji (n, 7). Reakcja (<<, «), tj. rozproszenie neutronów, zachodzi zarówno w przy padku neutronów prędkich jak powolnych. Z punktu widzenia teo retycznego rozproszenie sprężyste jest równie prawdopodobne jak rozproszenie niesprężyste. Ostatnie badania So/fana oraz Grahame’a i Seaborga dowodzą, że rozproszenie obu rodzajów jest tego samego rzędu wielkości. Istnienie rozproszenia niesprężystego zostało udo wodnione przez Werlensleina i współpracowników w następujący sposób. Badano reakcję (<<, t) za pomocą prom i en i otwórczości wzbudzonej w srebrze; neutrony powodujące tę reakcję przechodziły przez, war stwę substancji rozpraszającej neutrony. Znaleziono, że w tych wa runkach reakcja (<<, f) ulega wzmocnieniu, co świadczy o tym, że neutrony zostały zwolnione wskutek zderzeń w substancji rozpraszającej, tj. że doznały rozproszenia niesprężystego. W zjawisku rozproszenia zarówno sprężystego jak i niesprężystego przekrój czynny wzrasta wraz z cięża rem atomowym pierwiastka rozpraszającego. Inny sposób badania rozproszenia niesprężystego wynika z tego, że energia utracona przez neutron w zderzeniu ujawnia się w postaci energii promieniowania f wysyłanego przez, trafione jądra. W istocie stwier dzono (Lea, Kikuchi, A oki i Musi/ni), że promieniowanie y towarzyszy przejściu prędkich neutronów przez materię; energia kwantowa jest rzędu wielkości kilku milionów elektronowoltów; przekroje zaś czynne nie różnią się zbytnio od przekrojów czynnych obserwowanych w re akcjach (<<, p) i (n, a). Reakcja (<<, 2n), w której mamy do czynienia z reemlsJą neutronu pierwotnego oraz z emisJą drugiego neutronu odłączonego od jądra, może być ti >I\ana jako szczegól ny przypadek rozproszen ia n iesprę żystego; w istocie po odrzuceniu pierwotnego neutronu jądro pozostaje w stanie wzbudzenia tym większego, im znaczniejsza była strata energii kinetycznej neutronu. Może nawet zdarzyć się, że energia wzbudzenia jądra jest większa od energii wiązania (8 do 9 Mew) neutronu należącego do tego jądra. W tym przypadku odłączenie neutronu jest zjawiskiem bardziej prawdopodobnym niż emisja fotonu. Istnienie reakcji (n, 2n) zostało udowodnione drogą otrzy wania radioizotopów, które nie po wstają pod działaniem powolny. neutronów i posiadają ciężar atomowy mniejszy od ciężaru atomów bombardowanego pierwiastka. Biorąc rzeczy ogólnie. damy znacznie mniej wiadomości o rea kcjach neutronów prędkich niż o reakcjach neutronów powolnych, co tłumaczy się głównie tym, r neutrony prędkie nie dają zjawisk rezo nansu, na których podstaw e można by było przypisać daną reakcję neutronom o określonej e “. git. D R:X:ry. Fłx!<:j::ł (-(, <<). Do niedawna znano trzy rodzaje absorpcji promieni f, a mianowicie: absorpcję fotoelektryczną, rozproszenie związane z efektem CompIona oraz absorpcję wsk>’te“ materializacji, tj. wytwarzania par. Obecnie znamy czwarty rodzaj, m ianov i’e absorpcję fotonów w jąd rze. Absorpcję tę m 0 żemy badać za pomocą tzw. zjawiska fotojądrowego, tj. rozkładu jądra, które pochłonęło foton o bardzo wielkiej energii. We wszystkich ba danych dotąd przypadkach ten rozkład należy do typu (f, n), tj. polega na emisJI n c i i ro n u. Zjawisko fotojądrowe zostało odkryte przez Chadwicka Goldha którzy wykazali, że deuterium naświetlane promieniami f T’ C“ — ia kwantowa 2, 6 Mew) staje się źródłem emisji neutronów. ( to posiada duże znaczenie, gdyż pozwala oznaczyć energię w v, za.,.« deuleronu. W istocie energia wiązania jest równa energii fo tonu zmniejszonej o energię kinetyczną O“ + O“ cząstek powstających w reakcj i: 2// + hi = in + W+ On + Qp, W = hi O“ Qp. Z drugiej strony On jest w przybliżeniu równe Op, pierwsza zaś z tych wielkości może być mierzona w zwykły sposób drogą badania ma ksymalnej energii odskoku protonów, np. na podstawie działania jonizacyj nego w komorze wypełnionej wodorem i umieszczonej w pobliżu naświe tlanego deuterium. Chadwick i Goldhaber znaleźli, że On= 150000 ew, mamy zatem W= 2, 3 Mew). ’) Prisch, /lalban i Koch stwierdzili, że ta reakcja zachodzi również pod działaniem promieni f /laG. Najtrwalszy ze znanych dotąd składników promieniowania f tego pier wiastka posiada energię 2, 2 Mew; należałoby przeto przypuszczać, że istnieje nie wykryty dotąd prążek o energii większej od 2, 3 Mew. Inna ważna reakcja, odkryta przez Szilarda socjacja fotojądrowa berylu. Ghalrnersa, j e s t to d y 0« e + kv = 8/ i e + Ta reakcja zachodzi ze stosunkowo znaczną wydajnością, nawet pod działaniem promieni 7 HaG. Jak wynika z rachunku mas, do wytworzenia dysocjacji potrzebna jest co najmniej energia 1, 6 Mew, w przypadka zatem promieni Y HaG czynne są dwa najtwardsze ski a ’»i o energii 1, 8 i 2, 2 Mew. Rotblat wykazał, że można zmierzyć be/yos ’<dnio absorpcje tych składników w różnych pierwiastkach na podstawi — ’by wytworzonych neutronów; w ten sposól) unika sic konieczności UL niego filtrowani:’ promieni Y, co jest konieczne przy użyciu innych >,...“ Pan et h i Gliickauf udo wodnili, że beryl 8 dzieli siępo utw rżeniu na dwa atomy lidu. Doświadczenie polegało na porównaniu il. — i helu, wytworzonego w be rylu w ciągu oznaczonego czasu pod dz.Ianiem silnego promieniowa nia Yt z ilością helu, nagromadzonego w. iztworze boranu sodowego, w którym neutrony wysyłane przez bery egaly całkowitej absorpcji; jak wiadomo bowiem, w tym ostatnim przypadku pochłonięciu każdego neutronu odpowiada powstanie jednego atomu helu 1 ). Znaleziono zgod nie z przewidywaniami, że stosunek tych ilości jest zbliżony do 2. Neutrony/\ fotojądrowe berylu Si-, hulają sic; z kilku grup izokinctycz nych, z których najliczniejsza posiada energię zl ’iżoną do 100000 wol tów. W niektórych doświadczeniach jest rzei korzystną posługiwać się. izokinetyczną grupą neutronów o energii tego rzędu wielkości. Dysocjacja lekkich pierwiastków pod działaniem promieni Y radio pierwiastków naturalnych jest możliwa dlatego, że jądra tych pierwiast ków posiadają neutron stosunkowo słabo Związany. Ten przypadek jest do pewnego stopnia wyjątkowy, gdyż energia wiązania nf nów jest na ogół rzędu wielkości 8 ew\ zjawisko fotojądrowe jest pr. uoż.liwe w innych pierwiastkach tylko wówczas, gdy rozporządź.,.ny O e n e rg i i większej od 8 Mew. Jak to już zaznaczai iśmy pop...... t“ fotony o bardzo wielkiej energii mogą być otrzymane drogą bombardo wania lekkich pierwiastków protonami. lIotfie i Gen/ner naświetlali szereg ciał promieniami 7 o energii 17 Mew, wysyłanymi przez lit bombardo wany protonami, i znaleźli, że niektóre pierwiastki ulegają w tych wa ru n kach przem ian ie (Y, “) We wszystki ch badanych przypadkach po wstaje radiopierwiaslek izotopowy względem pierwiastka naświetlanego 1 posiadający ciężar atomowy o 1 mniejszy. Przytoczymy następujące przykłady: »Ca +hv = »Cu+Jn, mAg+ hV=106Ag + 11. Wszystkie te radiopierwiastki mogą być otrzymane również działa niem prędkich neutronów. Oczywiście może to być tylko reakcja (n, 2n), ’) Na podstawie re akcj i ’« + “’Be Ile +?Li. 523 524 ponieważ powolne neutrony jej nie dają. Jest to ciekawy przykład rozpoznania charakteru reakcji oraz utworzonego radioizotopu na pod stawie wyników otrzymanych drogą zastosowania dwóch zupełnie różnych c z y n n i k ów. N a I e ż y z az n a cz y ć, żer e a kc j a (Y, n) s p o t y k a s i ę s t o s u n k o w o rzadko i jak się zdaje, możliwość tej reakcji wynika nie tylko z ko rzystnego bilansu energetycznego, lecz. jest uzależniona od innych, bli żej nie znanych czynników. ROZDZIAŁ III BUDOWA JĄDRA A R..H. I Hy jcpc3. D:H:I:t„e V\B:Ł:śj rTH; W ostatnich czasach wykonano wiele prac teoretycznych poświęco nych zagadnieniu budowy i trwałości jąder. Dane doświadczalne, na których opierają się te prace, wynikają ze znajomości masy, spinu oraz rozmiarów jąder. Wielkość spinu wielu pierwiastków zdołano wyznaczyć na podstawie spektroskopowego badania subtelnej budowy prążków widmowych oraz stosunku natężeń pomiędzy prążkami parzystymi i nieparzystymi w nie których widmach pasmowych. W przypadku lekkich pierwiastków zdo łano sprawdzić, a nawet uzupełnić te dane na podstawie reakcyj jądro wych. W istocie istnieją znane reguły wyboru. Jedna z tych reguł opiewa, że suma spinów jądra i bombardującej cząstki nie ulega zmia nie w reakcji, jeżeli pierwotne jądra posiadały spin równy O. Co się tyczy rozmiarów jądra, to wzór Gamowa (Promieniotwórczość sir. 327) pozwala obliczyć wielkość promienia jądra na podstawie stałej przemiany a. Z drugiej strony o wielkości jądra wnioskujemy na pod stawie, tzw. anormalnego rozproszenia cząstek a. Rozproszenie staje się anormalne wtedy, kiedy cząstka a przenika wewnątrz bariery poten cjału, tj. gdy posiada energię zbliżoną do wysokości li tej bariery. Możemy oszacować w ten sposób wysokość bariery, a zatem i promień jądra. Mamy bowiem B = 2 Ze 2 j“, gdzie j., czyli odległość najwyższego punktu bariery od środka jądra, może być rozpatrywana jako promień jądra. Wszystkie te fakty prowadzą do wniosku, że «objętość» jądra jest proporcjonalna do liczby masy, tj. do liczby A cząstek elementar nych zawartych w jądrze, i n nym i słowy, mamy (= (oA“’, gdzie j.“ jest to wielkość stała. Istnieje dosyć znaczna niepewność co do war tości tej stałej. Posługując się wzorem Gamowa otrzymujemy ro = 1, 37.1013 cm. Należy jednak zaznaczyć, że wzór ten został otrzy many w założeniu, iż cząstka a istnieje w jądrze jako cząstka indywi dualna. Zgodnie z dzisiejszymi poglądami, składniki jądra są to pro tony i neutrony, cząstka a nie istnieje zatem.jako oddzielny utwór i najpierw musi t-!ć jej synteza z cząstek elementarnych, a później dopiero emir 2.). Ta okoliczność zmniejsza prawdopodobieństwo emisJI: W. tóa ymania obserwowanych wartości stałych promie niotwórczości musimy skompensować to zmniejszenie prawdopodobień stwa drcgą obniżenia wysokości bariery potencjału; ponieważ zaś ta ostatnia wielkość jest zależna, jak to wyjaśniliśmy, od promienia musimy przeto założyć, że promienie jądrowe posiadają większe war t o ś c i. Be/he z n aj d u jer o = = 2, O 5. 1 013 cm; j e g o m e t o d a r o z u m o w a n i a nastręcza jednak poważne wątpliwości i większość autorów skłania się raczej do poglądu, że wartości wynikające z teorii Gamowa są przynaj mniej w przybliżeniu dokładne. Najpewniejsze dane doświadczalne, jakie posiadamy o jądrach, są to wartości mas atomowych czystych izotopów. W celu wyznaczenia tych mas posługujemy się dwiema bardzo dokładnymi metodami, mianowicie metodą bezpośrednią, opartą na spektrografii mas, oraz metodą pośred nią, polegającą na badaniu energii wydzielanej w reakcjach jądrowych. W spektrografii mas osiągnięto w ostatnich czasach znaczne po stępy, które zawdzięczamy głównie Jordanowi i Bainbridge owi, oraz Mattauchowi. Jak wiadomo, spektrograf As/ona skupia w jednym punkcie jony posiadające różne prędkości, lecz jed n akowe e/m. Spektrog raf ten wymaga użycia ’ T 1\ Z O cienkich wiązek promieni kanalikowych. Niedogodność ta została usunięta przez wymienionych autorów. Dzięki za stosowaniu własności soczewek elektrostatycznych umiemy obecnie otrzy mywać prawdziwe «obrazy» szczeliny, tj. skupiać jony biegnące w kie runkach o dosyć znacznej rozbieżności kątowej. Wskutek tego natężenie jest znacznie większe, co pozwala posługiwać się węższymi szczelinami, a zatem otrzymywać ostrzejsze prążki. Ponadto dla otrzymania możli wie największej dokładności w pomiarach względnych posługujemy się nie tylko «dubletami», jak np. /2 CB “’2 i uN, lecz również trypletami, jak n p. n Q-H H i 19 F. Dzięki tym ulepszeniom zdołano osiągnąć bardzo wielką dokładność, która w przypadku lekkich pierwiastków osiąga ki I ka stotysiącznych j ed nostki masy atomowej. Postępom analizy mas towarzyszyły coraz to dokładniejsze oznaczenia energetycznego bilansu reakcyj jądrowych; wyniki zaś tych obu metod uzupełniały się wzajemnie. Co więcej, ba dania niektórych reakcyj ujawniły istnienie sprzeczności w układzie mas, przyjętym aż do roku 1935. Z wartości mas atomowych, podanych w tym układzie, wynikało mianowicie, że przemiany jądrowe polegające na de zintegracji 9 Be, lOB i nB powinny były wydzielać znacznie więcej energii niż to znaleziono doświadczalnie, w szczególności wydawało się, że jądro sBe powinno być nietrwałe i ulegać samorzutnie rozkładowi na dwie cząstki a i na neutron. Oliphant, Rutherford i Kempton zauważyli, że można przywrócić zgodność z doświadczeniem drogą zwiększenia mas atomowych wszystkich najlżejszych pierwiastków aż do litu. Nowe po miary, wykonane za pomocą ulepszonych spe“ “ O. „ów w zupełności stwierdziły słuszność tego poglądu. W pon iżs „y podajemy przyjęte obecnie masy lekkich pierwiastków aż do TABLICA Pierwiastek /H m *H 6Li Masa. 1, 0089 1, 0081 2, 0147 3, 0170 3, 0:171 4, 00389 6, 01686 Pierwiastek ’Li «Be 9Be 10 5 nB 12/; Itą Masa. 7, 01818 8, 00792 9, 0150 10, 0163 11, 0129 12, 00398 13, 0076 Pierwiastek „A’“ *W “0 180 19Jf 20 Ne Masa. 14, 0075 15, 0049 1.6, 00 17, 0045 18, 0037 19, 0045 19, 999 Pierwiastek 21Ne 22 Ne 2/Na *’A T g Masa. 20, 9997 21, 9986 22, 9961 23, 9924 24, 9938 Powyższa tablica zawiera tylko masy atomowe izotopów trwałych. Ponadto znane są również masy izotopów nietrwałych obliczone na pod stawie energii wydzielanej w ich samorzutnych przemianach; wreszcie zdołano oznaczyć masy atomowe niektórych ciężkich pierwiastków z do stateczną dokładnością, aby można było na tych danych oprzeć rozwa żania dotyczące trwałości jąder’). B TE0i3. ca BeJ Ll TI’V\d e

jąjEr.

Rozważania dotyczące trwałości jąder opierają się na hipotezach O naturze sił wiążących cząstki elementarne, tj. neutrony i protony. Jest rzeczą jasną, że te cząstki muszą przyciągać się wzajemnie, gdyż inaczej jądra nie mogłyby powstawać, a ponieważ protony odpychają się siłami Coulomba, musimy założyć, że siły specyficznie jądrowe do minują nad siłami elektrostatycznymi. Znajomość mas atomowych do starcza cennych wskazówek dotyczących istoty tych sił. W istocie zgodnie z zasadą Einsteina masa jest proporcjonalna do całkowitej energii wewnętrznej. Z drugiej strony masy atomowe czystych izoto pów są równe z dosyć znacznym przybliżeniem liczbom całkowitym, które interpretujemy jako liczby cząstek elementarnych zawartych w ją drze. Możemy stąd wyprowadzić następujące wnioski. Masa atomowa jądra jest równa sumie mas składników rozpatrywanych jako cząstki swobodne, zmniejszonej o deficyt masy odpowiadający energii wiązania. Ponieważ pierwszy wyraz jest proporcjonalny do liczby cząstek, przeto 1 drugi wyraz musi być proporcjonalny do tej liczby. Innymi słowy, energia wiązania danego jądra jest proporcjonalna do liczby zawartych w nim składników. Ten wynik jest z pozoru paradoksalny. W istocie ’) P. tab!. 1 Uzupełnień. 528 energia potencjalna układu n cząstek zawiera n(n-1 )/2 wyrazów, a cho ciaż wyrazy pochodzące od par cząstek sąsiadujących z sobą bezpo średnio są większe niż inne wyrazy, to-jednak, biorąc rzeczy ogólnie, wszystkie wyrazy powinny być tego samego rzędu wielkości, całkowita energia potencjalna powinna być zatem w przybliżeniu proporcjonalna do n(n 1), tj. w przypadku ciężkich jąder do kwadratu liczby cząstek zamiast do samej liczby, jak to zaznaczyliśmy poprzednio. Wobec tej oczywistej sprzeczności pomiędzy teorią i doświadczeniem musimy za łożyć, że każdej cząstce odpowiada bądź tylko jeden wyraz, bądź liczba wyrazów niezależna od całkowitej liczby cząstek. Innymi słowy, dana cząstka nie działa na wszystkie inne, lecz tylko na najbliższe sobie cząstki. Siły czynne wewnątrz jądra są zatem analogiczne do sił che micznych, o których wiemy, że również dotyczą tylko atomów lub dro bin stykających się bezpośrednio z sobą. Z tej analogii chemicznej wy nika jeszcze inny ciekawy wniosek. Jeżeli energia wiązania jąder jest po prostu proporcjonalna do liczby cząstek, to jądra muszą zachowywać się j ak skupienia materi i o określonej gęstości, a zatem ich objętość powi n na być proporcjonalna do całkowitej liczby cząstek. Przypominamy, że do tego samego wyniku prowadzą szacowania wielkości promienia jądrowego na podstawie wzoru Gamowa lub zjawisk anormalnego rozproszenia. Wszystkie te wnioski są jednak słuszne tylko w pierwszym przy bliżeniu. Energia wiązania L nie jest dokładnie proporcjonalna do A, co zresztą pozostaje w zgodności z przewidywan iam i teoretycznym i. W istocie przynajmniej część tej energii, mianowicie energia odpycha nia elektrostatycznego musi wyrażać się inaczej niż energia ((specy ficznie jądrowa»; mianowicie musi mieć postać Z (Z1) e 2 /2F, gdzie F jest to średnia odległość pomiędzy dwoma protonami w jądrze. Łatwo wy kazać, że lak określona odległość stanowi ułamek promienia jądrowego R, w przybliżeniu jednakowy dla wszystkich jąder. Ponieważ zaś mamy j. ’“ A 113, a zatem l. Zf3 (w przybliżeniu), przeto znajdujemy, że ener gia elektrostatyczna ciężkich jąder V ’“ Zf3. Widzimy, że energia sił Coulomba wzrasta z źT, a zatem wraz z ciężarem atomowym, szybciej niż energia sił specyficznie jądrowych, ponieważ zaś obie te energie są przeciwnego znaku, przeto całkowita energia wiązania musi wzrastać wolniej niż ciężar atomowy; innymi słowy, energia wiązania jednej cząstki musi zmniejszać się w miarę, jak wzrasta ciężar atomowy. Krzywa jednostkowego deficytu masowego (Promieniotwórczość, rys. 40) po twierdza te wnioski; w istocie widzimy, że po osiągnięciu minimum w okolicy Z = 40 jednostkowy deficyt masowy wzrasta prawidłowo!). ’I Zgodnie z definicja (Promieniotwórczość, str. 57) współczynnik wiązania, tj. jednostkowy deficyt masy A = m1, gdzie m jest to średnia masa cząstki elementarnej w jądrze; energia wiązania zaś jednej cząstki LIA p.ni, gdzie li jest to masa neutronu I u b p r o t o n u n i e z w i ą z a n e g o; z a t e m A + LI A = u. 1, c z Y I i w i e I koś c i w p r z y b I i ż e n i u s t a ł ej; innymi stówy, jeżeli energia wiązania jednej cząstki zmniejsza sic., to A wzrasta. Natomiast można by sądzić, że istnieje sprzeczność pomiędzy tymi roz ważaniami i istnieniem szybkiego spadku w początkowej części krzy wej. I ten fakt zdołano jednak wytłumaczyć (Wiek, We izs a cke r) w spo sób zupełnie zadowalający. Należy, bowiem zaznaczyć, że cząstki znaj dujące się wewnątrz jądra musz.ą zachowywać się inaczej niż cząstki stanowiące niejako warstwę powierzchniową jądra. Podobnie jak to się dzieje w cieczy, te ostatnie cząstkk imiszą być słabiej przyciągane niż cząstki położone głębiej, co możemyjtakźfe opisać mówiąc, że energii wiązania przeciwstawia się energia an«alagie/*a do energii sił kapilar nych, proporcjonalna do pola powierzchni jądra, a zatem do kwadratu pioniicnia. Stosunek tej energii powierzchniowa do energii całkowitej jest tego samego rzędu wielkości, co stosunek powierzchni do objęto ści, a zatem «wpływ powierzchnia, wyrażający się w osłabieniu energii wiązania, powinien zaznaczyć się tym silniej, im promień jądra, tj. im ciężar atomowy jest mniejszy. Ten wniosek jest zupełnie zgodny z tym, co dostrzegamy na krzywej Astona. Jak widzieliśmy, całkowita energia wiązania L jest to suma (alge braiczna) trzech głównych wyrazów, energii K wiązania «zupełnego» (tj. dotyczącego cząstek położonych głęboko), energii elektrostatycznej V i energii powierzchniowej S. Jest rzeczą interesującą, ż;’ możemy w przybliżeniu obliczyć wielkość tych wyrazów opierając się na danych doświadczalnych i posługując się możliwie najmniejszą liczbą hipotez. Ograniczymy się do podania kilku przykładów zaczerpniętych z «Nuclear Physics» (Rev. ot. Modern Physics, str. 167) (Be/ke i Bacher). W przypadku izotopu s2Kr całkowita energia wiązania wynosi około 0, 74 jednostek masy, tj. około 690 Mew.; energia powierzchniowa S wy nosi w przybliżeniu 0, 27, energia Cou/ombn zaś ok. 0, 19 jednostek masy. Ponieważ oba ostatnie wyrazy posiadają znak przeciwny niż właściwa energia wiązania, przeto gdyby tych wyrazów nie było, cał kowita energia ((wiązania zupełnego* E wynosiłaby 1, 20. Mamy zatem S/E = 0, 225 oraz V/E = 0, 16. W przypadku 258«7 znajdujemy S/E = 0, 165, oraz V/E = 0, 27, wreszcie E = 3, 3 (tj. 3, 1 miliardów elekronowoltów). Widzimy zatem, że zgodnie z poprzednimi rozważaniami, wpływ po wierzchni zmniejsza się, rola zaś energii elektrostatycznej powiększa się w miarę, jak wzrasta ciężar atomowy. Istnieją wzory empiryczne wyrażające w dosyć dobrej zgodności z doświadczeniem zależność pomiędzy masami atomowymi i liczba ato mową, oraz liczbą masy. Be/he i Bacher podają w cytowanym dziele następujący wzór: M N r H a + Zn z + L (N, Z), gdzie L jest to całkowita energia wiązania (w tysiącznych jednostki masy): L = 14.9A + 21 (A 2Zrz4 + 14, 9A 2 t + O, 625Z 2.4-’/3. (4) Teoria nie przewiduje w zasadzie żadnej zależności pomiędzy licz bami A i Z. Doświadczenie wykazuje jednak, że liczba trwałych izoba M. Curie-Sklodowska. Promieniotwórczość. rów jest na ogół bardzo ograniczona (niekiedy 2, tylko w wyjątkowych przypadkach 3). Jest rzeczą nieomal pewną, że trwałe izobary odpowia dają minimum energii dla danej wartości A. Wyrazimy najpierw masę jako funkcję A i Z i otrzymamy: M = Am“ + Z(m z m) 14, 9, 1 + 21 (A 2ZYA + 14, 24 23 + 0, 625Z 2 /ł-, /3. W celu obliczenia minimum napiszemy, że pochodna M względem Z jest równa o: 84 (A 2Z)/ A + 1, 25Z.I-’r = O, m/ mn skąd (168/A + 1, 254-»1») Z= 84 + m“ m z = 84, 8, 8 * 3 168/ A + 1, 25. 4 ’3 A 84, 8 1 68 + I, 2 54 a, 3 Powyższy wzór daje np. w przypadku 4 = 200 (Hg), Z = 80, 6; w przy padku A = 238 (U), Z = 89 (zamiast 92), co zgadza się dosyć dobrze z doświadczeniem. Z wzoru (4) można wyprowadzić interesujące wnioski, dotyczące samorzutnego rozpadu jądra. Rozważmy najpierw możliwość emisji protonu i neutronu. Przemiana promieniotwórcza tego rodzaju jest „możliwa tylko w przypadku, kiedy jej towarzyszy strata masy, tj. gdy różnica pomiędzy ciężarami atomowymi pierwiastka pierwotnego i pochodnego jest większa od masy atomu wodoru lub neutronu. Ta różnica wynosi (wzór 4): m x + L (N, Z) L (N, Z-I) = m z + ĆL/dZ w przypadku emisji protonu, 1;1“ + L (N, Z) L (NI, Z) = m n + dUdN w przypadku emisji neutronu. Z tego wynika, że warunek, który musi być spełniony, aby mogła zachodzić samorzutna przemiana jednego z wy mienionych rodzajów, możemy napisać w postaci: dL/dZ > O lub dUdN > o. Z drugiej strony, biorąc pod uwagę zależność N+ Z = A kładąc A 2 Z = NZ = 1 (liczba izotopowa), otrzymujemy: dL/dZ = 1 4, 9 21 j 12 + j j + 9, 4. 4 “ 3 + 1, 25 ZA’II * O, 2 O 8 Z 2. 1 4 3 oraz dL/dN = 14, 9 + 21 (2“, 1\ ) + 9, 41\“, ’/3 + O20aZ21\V3. Wykonajmy obliczenie.w przypadku uranu: A = 238, Z = 92, TY = 146, 7 = 5 4. Znajdujemy dUdZ = 6, 56; dL/dN = G, i3. Widzimy więc, że uran jest trwały“ w znaczeniu niemożliwości pro cesu, w którym od jego jądra oddzieliłby się proton lub neutron. Istnieje natomiast możliwość odwrotna: mianowicie cząstka elementarna może być przyłączona do jądra z wydzieleniem energii. Należy jednak zaznaczyć, że to powinowactwo uranu do protonu lub neutronu jest mniejsze niż analogiczna skłonność do syntezy pierwiastka o «średnim» ciężarze atomowym, np. kadmu. W tym przypadku wyliczamy: dL/dZ = 7, 35; dL/dN = 8, 77. Podane obliczenia dowodzą, że w zasadzie mogłyby istnieć pierwiastki znacznie cięższe od uranu. Gdyby rozpad jądra był możliwy tylko drogą utraty protonu lub neutronu, pierwiastki te byłyby zupełnie trwałe. Oczywiście, wobec zmniejszania się bezwzględnej wartości dL/dN i dL/dZ wraz ze wzrostem ciężaru atomowego, musiałby istnieć pewien kres trwałości osiągnięty wówczas, gdy dL/dN = dLldZ = o. Jest rzeczą interesującą, że ciężar atomowy odpowiadający tym wartoś ciom granicznym byłby zbliżony do 700. W rzeczywistości jednak granica trwałości osiągnięta jest znacznie wcześniej, a to wskutek tego, że decyduje o niej zupełnie inne zjawisko, mianowicie przemiana jądrowa / emisją cząstki a 1 ). Przemiana ta może nastąpić samorzutnie, jeżeli róż nica między ciężarem atomowym danego pierwiastka oraz pierwiastka powstającego drogą utraty cząstki a jest większa od masy atomowej helu, tj. jeżeli ]11\ A) Y/i Z 1\ A Ą ) > co możemy również napisać w postaci: 2 m“ + 2 m z + 2dL/dN + 2 dL/dZ > mile. Kładąc m n = 1, 0089, m z = 1, 0081, m„e = 4, 0039, znajdujemy dL/dN + dL/dZ> 15.10-» lub innymi słowy: Promieniotwórczość typu przemiany a jest możliwa w pierwiastkach, które posiadają średnie powinowactwo do protonu lub neutronu mniej sze od 15/2 = 7, 5 tysiącznych części jednostki masy, tj. 7 milionów elektronowoltów. Jest rzeczą interesującą, że ten warunek jest już speł niony w przypadku pierwiastków, których ciężar atomowy przekracza 150. Emisja cząstek a zachodzi jednak w dostrzegalnej ilości tylko wów czas, gdy prawdopodobieństwo przejścia cząstki przez barierę potencjału jest dostatecznie duże, tj. gdy energia kinetyczna cząstki a jest porów nywalna z wysokością bariery potencjału. Tym się tłumaczy okolicz ność, że przemiany a znamy tylko wśród pierwiastków o ciężarze ato mowym większym od 200 (z wyjątkiem samaru). Nie zajmowaliśmy których jest zależna ciągania pqsiadające tycznego protonów. G Sy a się dotąd hipotezami dotyczącymi natury sił, od budowa jądra. Wiemy tylko, że są to siły przy większe natężenie od sił odpychania elektrosta Ponieważ mamy do czynienia z cząstkami elemcn ’) W ostatnich rtiasach odkryto jeszcze inna postać rozpadu bardzo ciężkich jader (por. ustęp o sztucznej promieniotwórczości uranu i toru). 331 tarnymi dwóch rodzajów, przeto należy w zasadzie siły jądrowe podzielić na trzy typy: 1) siły działające między neutronami i protonami, 2) między neutronami i neutronami, 3) między protonami i protonami. Zrazu sądzono, że siły wiążące cząstki różnoimienne są znacznie potężniejsze od sił między cząstkami jednoimiennymi; pierwsze teorie budowy jądra (Hei senberg) były oparte na tym założeniu upraszczającym. Dzisiaj wiemy, głównie na podstawie doświadczeń dotyczących anormalnego rozprasza nia protonów, że wspomniane trzy typy nie różnią się zbytnio między sobą ani natężeniem, ani matematyczną postacią prawa sił. Podkreśliliśmy już poprzednio, że prawo to nie może posiadać uży wanej zwykle w mechanice postaci fC 1P. W celu wytłumaczenia przybliżonej proporcjonalności między energią wiązania i liczbą cząstek w jądrze można uczynić różne hipotezy. Po pierwsze można założyć, że siły jądrowe zanikają nadzwyczaj szybko wraz ze wzrostem odległości, np. według prawa wykładniczego (Wigner). Po wtóre jest rzeczą moż liwą, że prawo rządzące tymi siłami nie może być wyrażone za pomocą pojęć mechaniki klasycznej i że siły jądrowe należą do kategorii tzw. «sił wymiennych», które spotykamy w wielu zagadnieniach mechaniki kwantowej. Zgodnie z założeniem teorii kwantów energia potencjalna jest to operator przekształcający funkcję falową badanego układu. W szcze lności energia wymienna oddziaływania dwóch cząstek jest to opera permutacyjny, wymieniający w funkcji falowej współrzędne obu jząstek między sobą. Sprawa komplikuje się nieco, jeżeli oprócz współ rzędnych przestrzennych bierzemy pod uwagę spin. Rolę spinu możemy ująć w różny sposób. Według Heisenberga operator wymiany? między protonem i neutronem może być z pewnym zastrzeżeniem traktowany jako energia potencjalna, zależna od wzajemnego położenia i wzajemnej orientacji spinów, natomiast spin nie odgrywa żadnej roli w teorii Ma jorany, która z tego powodu jest matematycznie prostsza. Jest rzeczą w zasadzie możliwą rozstrzygnąć na podstawie doświadczenia, która z tych teoryj jest słuszna; jak się wydaje, należy przyjąć, że energia składa się z dwóch wyrazów: «wyrazu Majorany» i «wyrazu Heisenberga>y, pierwszy z tych wyrazów jest więk szy 1). Nie będziemy zajmowali się ’) Należy zaznaczyć, że posługiwanie się. wyrazami Heisenberga i Majorany miało do niedawna charakter postępowania czysto heurystycznego. Obecnie jednak zarysowuje się możliwość bardziej racjonalnej teorii sil jądrowych, gdyż istnienie sił wymiennych mo żemy uzasadnić logicznie na podstawie teorii ciężkiego elektronu (mezonu). Ta cząstka, posiadająca elementarny ładunek elektryczny i masę około 150 razy większą od masy elektronu, została niedawno odkryta w promieniowaniu kosmicznym i według nowych po glądów stanowi pośrednie ogniwo w emisji promieniowania B radiopierwiastków. Powsta wanie sił wymiennych wyobrażamy sobie w ten sposób, że z neutronu (lub protonu) wy biega ujemny (lub dodatni) mezon i jest następnie chwytany przez proton (lub neutron). W wyniku neutron (proton) zamienia się na proton (neutron) i odwrotnie, co według mechaniki kwantowej musi być związane z istnieniem specyficznej energii potencjalnej o b u cząstek. 533 zawiłymi rachunkami, do których prowadzą te założenia: rozważymy tylko w krótkości zagadnienie budowy najprostszego ze złożonych jąder, mia nowicie deuteronu. W tym zresztą przypadku obie teorie dają jedna kowe wyniki, a nawet mogą być zastąpione do pewnego stopnia kla syczną teorią posługującą się pojęciem zwykłej energii potencjalnej. Istota sprawy jest następująca. Zasięg działania wzajemnego przyciągania neu tronu i protonu jest mały w porównaniu z odległością obu cząstek, in nymi słowy, chociaż te cząstki ciążą ku sobie, niemniej znajdują się w oko licy“ w której pole sił przyciągania znika. Do przyjęcia tego paradoksal nego z. pozoru wn iosku orjJ.?11’“ n a s konieczność wy tłu maczen ia m ałej war tości energii wiązania deuteronu (2$*Jfew). W teornirrl\l\:3L1\1\@fe umiemy wyobrazić sobie modelu spełniającego ten warunek, gdyż cząstki musiałyby odbiec od siebie; wszelako w teorii kwantowej układ tego ro dzaju może być trwały, jeżeli średnia energia potencjalna posiada dosta tecznie wielką wartość ujemną. W istocie «odległość» jest to w me chanice kwantowej wielkość statystyczna; stan układu charakteryzu jemy prawdopodobieństwem, aby cząstki znajdowały się w tej czy in nej odległości od siebie. Jeżeli przeto prawdopodobieństwo znalezienia cząstek w okolicy, gdzie energia potencjalna jest znaczna, posiada stosownie wielką wartość, warunek trwałości może być spełniony. Do kładna postać funkcji, wyrażającej zależność energii potencjalnej V od odległości nie posiada w teorii deuteronu wielkiego znaczenia; możemy np. założyć, że mamy do czynienia z «dołem prostokątnym)), tj. że mamy V = V o (g d z i e >O) d I a r < ro oraz V =0 d I a z > z,,, g d z i e V o j e s t to stała, tzw. «głębokość dołu», z“ zaś zasięg działania sił. Te założe nia oraz znajomość energii wiązania wystarczają do rozwiązania zagad nienia deuteronu. Znajdujemy, że średnia odległość d między neutro nem i protonem wynosi 4, 6.1 013 cm. Co się tyczy zasięgu z,,, to możemy obrać wartość dowolną, lecz małą wobec d. Wybór ten określa jedno znacznie głębokość dołu, gdyż. musimy mieć r02 = xh*J4M.“ Np. kła dąc ro = 2.10“-13 cm znajdujemy V a = 25 Mew. Oczywiście hipoteza dołu prostokątnego może być zastąpiona inną, np. możemy założyć, że V = Voer “ I u b V = Voe*“\ w s z e I a k o z a I e ż n ość m i ę d z y z“ i V o z a chowuje tę samą postać, mianowicie mamy ra2 = const; tylko współczyn nik liczbowy przybiera nieco inną wartość. W celu usunięcia dowolności w wyborze zasięgu ro posług ujemy się rozważa n iam i, w których bie rzemy pod uwagę energię wiązania jąder położonych w układzie perio dycznym poza deuteronem, tj. jąder 3//, ’I/e. Nie wchodząc w szcze góły tych rozważań zaznaczymy tylko, że wyjątkowo wielka trwałość jądra helu (28 Mew) zmusza nas do przyjęcia wielkiej wartości Fa, a za tem małego zasięgu ra; w celu wytłumaczenia tej trwałości wystarcza bowiem przyjąć, że w jądrze helu cząstki elementarne są umieszczone bliżej od siebie niż w deuteronie, a zatem są bliższe okolicy, w kté rej energia potencjalna jest wielka. Usiłowano na podstawie teorii deuteronu opracować teorię ogólną, obejmującą jądra bardziej złożone; pomimo jednak wielkiej liczby prac poświęconych temu zagadnieniu, wyniki nie są zupełnie zadowalające. Teoria daje w gruncie rzeczy tylko ogólną postać zależności pomiędzy energią wiązania oraz liczbami N i Z; natomiast współczynniki liczbowe muszą być wyznaczone do świadczalnie. Wzór (4), którym posługiwaliśmy się poprzednio, jest to uproszczona postać ogólnego wzoru, wynikającego z tych rozważań. rYA JA:. Je jc:p-o (Bahr .....8-““-’y, ““ b selektywnej acSftrpcji neutronów była mowa o wzorze b, La i Wignera, wyrażającym zależność czynnego przekroju w pochła niał, i neutronów przez jądra od energii neutronu. Ten wzór stosuje się do reakcyj jądrowych dowolnego typu, spowodowanych przez neu trony, protony, deuterony, cząstki a lub fotony. We wszystkich tych przypadkach przekrój osiąga znaczną wartość wówczas, gdy zachodzi rezonans, przez co rozumiemy, że suma energii kinetycznej (lub energii kwantowej fotonu) oraz energii wiązania cząstki w jądrze jest dokładnie równa energii wzbudzonego stanu «jądra złożonegon. Koncepcja złożonego jądra stanowi charakterystyczny rys teorii re akcyj jądrowych Bohra. Wyłożymy w krótkości podstawy tej teorii. Reakcje jądrowe stanowią szczególny przypadek rozległej klasy zja wisk noszących nazwę zderzeń atomowych. Dawną klasyczną teorię tych zjawisk zastąpiła teoria oparta na mechanice kwantowej, która daje znacznie lepsza zgodność z doświadczeniem, zwłaszcza w zastosowaniu do zderzeń wywołujących zmiany w zewnętrznej, tj. elektronowej po włoce atomu. Zgodnie z założeniami teorii cząstka wpadająca do atomu porusza się w polu sił atomowych. Tor cząstki (w obrazie klasycznym] lub jej funkcja (w interpretacji kwantowej) ulega zaburzeniom pod d z i a ł a n i e m p o I a; z m i a n ę t o r u I u b f u n kc j i f a I o w e j o p i s u j e m y jak o rozpro szenie. W przypadku, gdy następstwem zderzenia jest odłączenie się jednego z elektronów od atomu, rozumowanie jest zupełnie podobne, choć niekiedy bywa rzeczą korzystną obrać jako podstawę rozważania pole charakteryzujące jon atomowy, tj. atom pozostały po usu n ięci u elektronu wybiegającego w następstwie zderzenia. Usiłowano, bez. wielkiego powodzenia, zastosować tę sama metodę do zderzeń jądrowych. Bohr zwrócił uwagę na to, że między zderze niami elektronowymi i jądrowymi istnieje zasadnicza różnica. W pierw szym przypadku elektron lub inna naładowana cząstka biegnie w obsza rze nieomal pustym; oddziaływania, których doznaje, są na ogół słabe, co pozwala traktować te działania jako «zaburzenia» w znaczeniu, jakie to słowo posiada w zwykłej teorii zaburzeń. Teoria kwantowa opisuje taki stan rzeczy za pomocą funkcji falowej, która jest iloczynem funkcyj cząstki oraz atomu (lub cząstki padającej, wysyłanego elektronu oraz Jonu atomowego). W zderzeniach jądrowych dzieje się zupełnie ina czej. Energia oddziaływania jest w tym przypadku tego samego rzędu wielkości, co energia kinetyczna cząstki, gęstość środowiska, do którego cząstka przenika, jest tak wielka, że prawdopodobieństwo przelotu w odróżnieniu od zderzeń elektronowych jest znikomo małe. Ruch cząstki zostaje niejako zniszczony, nie możemy dzielić funkcji falowej na wyrazy reprezentujące osobno cząstkę i jądro, co matematycznie znaczy, że utworzyło się nowe «złożone» jądro. Złożone jądro przejmuje razem z cząstką całą jej energię, mianowicie energię kinetyczną oraz energię wiązania; ta energia nie zostaje jednak pi zana bezpośrednio żadnej innej cząstce jądrowej; liczne i silne o wania sprawiają raczej, że nadmiar energii zostaje podzielany pom wszystkie cząstki układu, który wkwtek tego znajduje się w dianie wy bitnie wzbudzonym. W tych warunkach nie moiercy opisywać zderzenia li tylko jako zaburzenia stanu początkowego, 00 więcej, musimy wy rzec się obrazu statycznego pola, w którym porusza się nadbiegająca cząstka. W istocie jądro nie posiada ani środka, ani żadnego innego określonego geometrycznie elementu, który umożliwiłby konstrukcję tego pola; wszystkie cząstki jądrowe w równym stopniu biorą udział w wytwarzaniu pola i w równym stopniu ulegają jego działaniu. Innymi słowy zagadnienie budowy jądra oraz zderzeń jądrowych jest to typowe zaganienie «ra ciał»; metody mechaniki niebios, biorące za podstawę za gadnienie dwóch ciał, nie mogą być stosowane w tym przypadku. Cząstka przenikająca do jądra traci energię kinetyczną, która wyróżniała ją spośród innych cząstek i staje się po prostu jednym z wielu elemen tów nowego układu, tj. «jądra złożonego». Jak to zaznaczaliśmy, zło żone jądro powstaje w stanie silnie wzbudzony n i. Ten stan jest nie trwały i po upływie bardzo krótkiego czasu następuje przejście do stanu ostatecznego. Jeżeli mamy do czynienia z syntezą ciężkiego jądra drogą wchłonięcia nadbiegającej cząstki, to stanem końcowym jest pod stawowy (normalny) stan utworzonego jądra; zdarza się jednak również, że wzbudzone jądro ulega rozpadowi na jądro prostsze, oraz. cząstkę jednego ze znanych nam typów. Mogłoby wydawać się, że koncepcja złożonego jądra jest użyteczna tylko w zagadnieniach syntezy; Bahr jednak wykazał, że nawet wówczas, gdy mamy do czynienia z reakcjami c c p o d w ć j n ej w y m i a n y », tj. r e a kc j a m i: ( «, a), ( «, I> ), (d, n), (d, a), (d, p), (p, n), (p, a), (a, n), (a, l» , możemy mówić o złożonym jądrze jako o do brze określonym utworze przejściowym. W istocie skoro początkowa energia wzbudzenia rozkłada się równomiernie pomiędzy wszystkimi cząstkam i j ąd rowym i, to em isja jakiej ś cząstki może nastąpić tyl ko wtedy, kiedy energia zostanie skupiona na tej cząstce, a zatem po upły wie pewnego czasu, którego długość może być określona tylko staty stycznie, mianowicie jako średni czas trwania złożonego jądra. Znany nam wzór Breila Wignera może być traktowany jako matę 536 matyczne uJęcie tego obrazu reakcyj jądrowych. Podobieństwo tego wzoru do wzoru dyspersji optycznej wynika z tego, że niema istotnej różnicy między przebiegiem reakcji jądrowej w rozumowaniu Bohra, a pochłonięciem fotonu przez atom. Jeżeli w reakcji danego typu za leżność między przekrojem czynnym i energią została zbadana doświad czalnie, to wzór Breita i Wignera pozwala wyliczyć wartości współczynni ków T, tj. całkowitego prawdopodobieństwa zaniku stanu początkowego w jednostce czasu, oraz prawdopodobieństw częściowych odpowiadających różnym sposobom przejścia z tego stanu do stanu końcowego. Rachu nek ten można wykonać np. w przypadku zjawisk spowodowanych przez powolne neutrony. Znajdujemy, że współczynnik P całkowitego zaniku I rzędu wielkości 1/10 ew, skąd wyliczamy, że średni czas życia % wynosI l; 6, 60.1 O-“ 2izV 0, 28.0, 1.1, 6-1 0-’

6, 6. 1 O 1 5 sek.

Z drugiej strony, jak to zaznaczaliśmy w rozdziale o neutronach, czas życia «neutronowy» t“ jest bardzo długi w porównaniu z całkowitym czasem życia, co znaczy, że prawdopodobieństwo reemisji neutronu (tj. rozproszenia sprężystego) jest bardzo małe wobec prawdopodobień stwa syntezy jądrowej. Długość czasu 0/0“ możemy oznaczyć na 1 013 sek, a chociaż rach u nek jest tylko z gruba przybliżony, to jednak posiada wielkie znaczenie, gdyż stanowi uzasadnienie koncepcji złożonego jądra. W istocie, gdyby ta koncepcja była niesłuszna i gdyby można było mówić z niejakim prawdopodobieństwem o przejściu neutronu przez, jądro, to czas, w ciągu którego neutron pozostawałby w jądrze, byłby rzędu wielkości «średnicy jądra» podzielonej przez prędkość neutronu, tj. w przypadku cieplnych n e u t r o n ć w z b I i ż o n y d o 1 012 1 2. 1 0 5 = 5. 1 01 8 sek. W i d z i m y j e d n ak, że ne utron pozostaje w jąd rze w ciągu czasu wi e I okrotn i e dłuższego. Z tego wynika, że przejściowy stan związania neutronu z uderzonym jądrem nie jest to bynajmniej błahy epizod w kolejności skutków zderzenia. Chociaż rzeczywisty czas życia złożonego jądra w stanie wzbudzonym jest znacznie krótszy od życia «neutronowego» (1015 sek), to jednak jest wystarczający do tego, abyśmy mogli traktować złożone jądro jako układ zorganizowany, charakteryzujący się istnieniem dobrze określo nych stanów statecznych. We wzorze Breita i Wignera bierzemy pod uwagę tylko jeden stan stateczny; jest to wzór analogiczny do dyspersyjnych wzorów ciał po siadających tylko jeden prążek absorpcyjny. Jest jednak rzeczą jasną, że jądro musi posiadać pewną liczbę stanów statecznych. Możemy nawet twierdzić, że te stany są niezmiernie liczne. W istocie, jak to już zaznaczaliśmy poprzednio, selektywna absorpcja powolnych neu tronów w większości pierwiastków o średnim ciężarze atomowym nie może być sprawą przypadku, lecz świadczy o tym, że odstępy energe tyczne pom iędzy stanam i statecznym i są bardzo wąskie, tj. że gęstość: poziomów jest bardzo wielka. Do tego s; i-niosku. B*QW nież rozważania teoretyczne. Wobec zna iczby cząsi“ tarnych w jądrze, istnieje wielka obfitość komuin. poziomom o nieznacznie tylko różniącej si ii wzbu wiście jeżeli mamy do czynienia ze stanem silnie wzl\udzo Z powyższego wynika, że wzór Breif.a i WIgnera stanowi tylko przybliżenie i musi być zastąpiony wzorem ogólniejszym, uwagę istnienie wielu poziomów. Wzór tego rodzaju, Bethego i Placzeka, ma postać następującą: X 2 a = 2(27+1) L 4w(2t+ 1) (2* + 1) W tym wzorze wielkości H są to wyr draty modułów są analogiczne do wspc i Wignera. Każdy wyraz HcjO odpowiada statecznego złożonego jądra do stanu jako inny stan tego samego jądra, bądź j I na emitowaną (C) cząstkę oraz na prostszt jąd przejście ze stanu początkowego, w którym mamy’ wotnym jądrem oraz nadbiegającą cząstką P, do jedn aj żonego jądra. Litery rJ oznaczają liczby kwantowe I j e s t to liczba azymutalna (spin), Ireprezentuje pozostał towe; p oraz q są to symbole zbioru liczb kwantowych ji f nego oraz jądra utworzonego; P i O odnoszą się do cząstki t, aJLit:y jącej i cząstki emitowanej, wreszcie i i s oznaczają spin jądra pierwot nego i cząstki wywołującej reakcję. Wzór wyraża reakcję określone typu, tj. prowadzącą do emisji określonej cząstki O (która może być identyczna z cząstką P) oraz określonego energetycznego stanu’utwo rzonego jądra. Czynności sumowania wynikają z tego, że cząstka P może być przejściowo związana na różnych poziomach, tj. w różnych stanach (/-, /) złożonego jądra. Wreszcie współczynniki (2*’4“ 1), (2*4-1), (2 I + 1) wyrażają stopień «zwyrodnienia» jądra pierwotnego, cząstki oraz złożonego jądra, tj. mówiąc prościej, liczby możliwych orientacyj odpowiadające wartościom spinów i, s i l. Wzór Breita i Wignera sta nowi przypadek szczególny tego ogólnego wzoru; należy założyć, że i = * = I = O, przyjąć, że istnieje tylko jeden stan II i wykonać ope rację 11\ tj. obliczyć kwadrat modułu wyrażenia w nawiasie. 537 Wzór Bethego i Placzeka tłumaczy, dlaczego na ogół nie dostrze gamy rezonansu w przypadku szybkich cząstek oraz ciężkich jąder. W i s t o c i e z a łóż m y, ż e e n e r g i a E“ j e s t w i e I k a wo b e c ś r e d n i e g o o d s t ę P u między poziomami. Ponieważ nie mamy nigdy do czynienia z cząstkami, których energia jest dokładnie jednakowa i ponieważ wyraz X 2 zmienia się wraz z energią w sposób ciągły i powolny, przeto możemy mówić tylko o średniej wartości przekroju czynnego w pewnym przedziale energetycznym A.E p. Będziemy przeto mieli do czynienia z sumowa 538 niem (oraz całkowaniem) wyrazów, z których nieliczne odpowiadają do kładnemu rezonansowi i są wielkie, inne zaś małe wobec tego, że waru nek rezonansu nie jest spełniony. Jest zatem rzeczą zrozumiałą, że a Im i t n w zależności od I..’ w sposób n ionolon iczny bez wyraźnych >.... m i n i m ów, amin; to w, ków I’ t’ car»nl\C Przypadkach użyteczność wzoru (5) jest stosunkowo I w i« d i L o ’“ i “ i n, e w a A n i e m a m y s p o s o b u t e o r e t y c z n e g o o b I i c z e n i a I u b n>aczenia drogą doświadczalną wielkości, które figurują w Lviii wzorze, dk było rzeczą możliwą posługiwać* się średnimi wartościami w charakteryzi“ n, ych poziomy należące do wąskiego prze . L gdyby gę»iosć poziomów, tj. ich liczba na jednostką by było wyznaczyć te współczyn n i ki do ustępie zajmiemy się niezmiernie orygi jest Niels Bohr i która pozwala obliczyć uczenie poziomów jądra. t drugiej strony, jak t 1a:Jria. jcpa. ’asem życia, co znąl\n royproszenia spy\ syntezy jądro.’.:, ’ iłu y-os c c z» jako układ zdolny do wykonywania drgań tym obrać pewien model mechaniczny. Naj opla «cieczy jądrowe i». Ula uzasadnfen.ia. te.i .-1.,.oczyc szereg’ faktów: gęstoś.ć. jąder po’dóbriie. jak 1\’, n e i cieczy jest (w pierwszym przybliżeniu) niezależna od odległości między cząstkami jądra są małe w stosunku jądra, podobnie jak odległości między drobinami cieczy rozmiarów kropli; wreszcie w obu przypadkach siły spój -ane na siebie wzajemnie tylko przez elementy sąsiadu t’ rX < rozmiarów w stosunku do ności są wyw Jące Na stawie hydrodynamiki możemy obliczyć «normalne» częstości drganiu kropli i liczbę tych drgań na jednostkę przedziału częstości. Teoria kwantów podporządkowująca każdej częstości v energię lvi zamie nia zagadnienie możliwych stanów drgających na zagadnienie możliwych stanów energetycznych. Jak widzimy, zagadnienie to jest w zasadzie identyczne z zagadnieniem ciepła właściwego, co nasuwa myśl o posłu giwaniu się metodami termodynamiki i mechaniki statystycznej. Metody te rozwinęli w zastosowaniu do jądra Frenkel, Weisskopf i Belhe. Jądro wzbudzone możemy traktować jako układ w równowadze cieplnej, posiadający określoną temperaturę. Zero tej skali temperatur jądrowych jest to zgodnie z umową temperatura stanu podstawowego. Wyłania się typowe zagadnienie termodynamiczno-statystyczne, które możemy rozwiązać, jeżeli zależność między energią U i temperaturą T jest znana. W istocie możemy wówczas obliczyć entropię S na pod stawie wzoru dS = dUJT oraz energię swobodną F=U-ST. Znając entropię wyliczamy gęstość poziomów w następujący sposób. J r. Załóżmy, ze jądro znajduje się w równowadze cieplnej z otcczc-uien,. np. z promieniowaniem czarnym, wypełniającym pewien zamknięty 1\ a r i posiadającym“ tem peratu rę T. Średn ia energ ia jąd ra U będzie to fuik> t e m p e r a t u r y U = f(T); b ę d z i e m y j e d n a k m i e I i d o c z y n i e ń ’“ e I e n i cjami tej energii; średni kwadrat fluktuacji AU jest dan; jwiadając, (AUY == 2ft idU/d T, izenia oczy vn i. jeżeli temperatura jest zdefiniowana na mocy założenia, że stała no, nta/ina k = 1. W u kładzi e «skwantowanym», którego stany tworzą zbiór nieciągł;, istnienie fluktuacyj interpretujemy w le.i oposób, że układ może as dować się w dowolnym stanie stateczna dziale AU. Z drugiej strony, zgodnie ze 5 mamy 5 = IgN (jeżeli k = 1), gdzie N je o energii mniejszej od U. Jak wiemy, te .. w naj„bl’rższej“ okolicy m a’ksym a’l n ej energ i i i k i e g o b ł ę d u r o z p a t r u ją c N jak o I i c z b ę st<. fluktuacyj AU. Gęstość rozmieszczenia ty’ jednostkę odstępu energetycznego, wynosi \ IdU\ p = e 5 (2n)-1’2 r 1 11 \d’l I vvarLe J , j„V j Hno e f i n i c j ą e n t i p Eo+ G’a liczba stani . > zbiór skupu azy mącierz.ov } Y Ik o Tw im y przeto x , c z n n zejściu en w p„zedzi ..vego, rozwal’ liczba na wn i k rozpadu teg>, .Yyrazy H: p oznaczy,. czynienia z pier o ze stanów zło ’.':---nxgo jądra: IJez Y LW(1 rie-\t *0 I ’ “ I X. W celu uzupełnienia tych rozważań ’term od y’namiczny ch dać zależność energii od temperatury. Jak to już zaznacz zagadnienie analogiczne do zagadnienia ciepła właściwego lub gęsto; promieniowania czarnego w zależności od temperatury. Nie wchodząc w szczegóły ograniczymy się do stwie — Izenia, że mo del kropli «cieczy jadrowej» pozwala wyliczyć tę zależność enlU, że kropla wykonywa drgania «nornialne» dwóch rodzajów: d i; obję tościowe i drgania powierzchniowe; w ujęciu kwantowym drgam., pierw szego typu odpowiadają energii objętościowej (tj. głównemu wyrazowi energii wiązania), drgania zaś drugiego typu energii powierzchniowej. Znrfjąc postać funkcyj U = f(T) i S = <?(T) obliczamy gęstość poziomów na podstawie wzoru (fi;. Jw.uższa tablica, zapożyczona z dzieła Iiethego «Nu( lear yiiCs, Thcoretical Parts“ zewiera temperatury odpowiadające stanom w/budżeńia jąder o różnym ciężarze atomowym oraz gęstości poziomów w okolicy tych stanów wzbudzenia. Temperatury są wyrażone w milionach elektronowoltów, podobnie jak energie stanów, co wynika z tego, że położyliśmy k = 1. Zauważmy najpierw, że temperatury jądrowe wahają się w stosun kowo znacznie mniejszych granicach niż energie stanów wzbudzonych. Na o»-ół danej energ i i wzbudzenia odpowiada tym niższa temperatu ra, i m ciężar atomowy jest większy, co jest zrozumiałe, ponieważ energia zo staje wówczas podzielona między większą liczbę cząstek elementarnych. 539 540 T v B L I C A Ciężar atomowy A 100 200 10 20 50 U= 5 Mew 1, 12 1, 43 1, 11 0, 92 0, 75 nperatura U=iOMew 2, 18 1.82 1, 41 1, 17 0, 97 \.1/ew 2, 31 U=20 Mew 2, 78 1, 81 1, 49 1, 15 Iległość między U= 5 Mew 1, 1.10» 3, 6.10 4 5, 9.10’ 1, 1.10» 150 sąsiednimi poU= 10 Mew 1, 3.10* 2, 7.10» 180 16 0, 9 .. zlomaml w ew U=20 Mew 440 33 0, 55 0, 015 1, 5.10-“ I II ’rnyl\pomiędzy sąsiednimi poziomami zmniejszają się bardzo t h l — noJo jąk wzrasta energia wbudzenia oraz cięż, ar atomowy*, s apac., a.1. J.,., 1..«. ..’ tk.r< *«i J lest rownież ba raz o 1 proste. (<<ęstosc pozio znaczną częsc począ uw..... ’o wykład n iczego wyrazu e’, cn I rom a zas jest nroce“ ten r“ HJ* SI.. o J i J v n’.drzć u n kC J a energii oraz liczby cząstek jądrowych. v. *.’oc tę teorię z doświadczeniem musimy pamiętać o tym, że jest to teoria statystyczna, a zatem stosująca się z niejaką dokład nością tylko do układów zawierających wielką liczbę cząstek, np. zbli żoną do 100. Tablica pokazuje, że odległość między sąsiednimi pozio mami energetycznymi jąder o masie atomowej tego rzędu wielkości wynosi ok. 20 en\ jeżeli energia wzbudzenia wynosi 10Mew, tj. nieco więcej niż energia udzielona jądru wskutek wchłonięcia powolnego neutronu. Do tego samego rzędu wielkości odstępów między poziomami prowa dzą rozważania oparte na częstości występowania selektywnej absorpcji neutronów wśród pierwiastków o «średnim» ciężarze atomowym. Nato miast teoria statystyczna nie nadaje się w równym stopniu do inter pretacji zjawisk rezonansu, obserwowanych przy emisji protonów przez jądra bombardowane cząstkami o. W istocie odstępy między poziomami, np. w przypadku glinu bombardowanego cząstkami a, są rzędu wielkośgj 300000 ew. Energia wzbudzenia złożonego jądra fosforu (-„AI + ’Ile zip/\ j e s t r z ę d u w i e I koś c i 10Mew, g d y ż d o k i n e t y c z n e j e n e r g i i c z ą s t k i a (ok. 6 Mew) należy dodać energię wiązania cząstki a w jądrze, wynoszącą ok. 4J/ew. Tablica daje w tym przypadku (U == 10 Mew, 20 < A < 50), Z)<2700ew. Ta rozbieżność wynika, być może, z tego, że lekkie jądra, do których ograniczamy się w doświadczeniach z cząstkami a, zawierają zbyt małą liczbę cząstek, aby można było mówić o poprawnym stoso waniu metody statystycznej. Wszelako nawet w przypadku lekkich pierwiastków teoria Bohra tłumaczy szereg faktów, które dotąd wydawały się zupełnie niezrozu miałe. W reakcjach, którym towarzyszy emisja cząstki jądrowej, stwier dzamy na ogól istnienie kilku grup izokinetycznych; cząstki najszybsze unoszą całkowitą energię wydzieloną w transmUtacji, innym grupom odpowiadają mniejsze wartości energii kinetycznej, co wynika z tego, że część energii zostaje przekazana jądru w postaci energii wzbudzenia. Uderzający jest jednak fakt, że najszybsza grupa występuje zawsze ilo ściowo najsłabiej, a niekiedy jest nawet niedostrzegalna. Przeoczenie tej grupy prowadzi, rzecz prosta, do mylnego szacowania bilansu ener getycznego reakcj i. Z punktu widzenia teorii ycznęj grupy nic mog by( nie izokinetyczne, gdyż każdy poziom końcowy jako zbiór poziomów o zbliżonych wartościach, energii. Dla więks/C“ ogólności załóżmy, że gęstość poziomów jest tak v i cząstki tworzą w przybliżeniu c wydzielona w reakcji wynosi O, cząstki, których energia szczają jądro w stanie o energii O-E. Z a łóż m y. L stwo emisji jest proporcjonalne do energia’. ““ c z ą s t ki; w ć w c z a s I i c z b a cz ąs t e k dv, k t ć r y c h dzy E E + dE będzie proporcjonalna do EpyQ-F. d. E, I jest to gęstość stanów odpowiadających wzbudzeniu 0 gdzie T, tj. temperatura stanu końcowego, jak również dU/dT i Ś st, funkcje energii tego stanu (QE). tp jest to funkcja zmniejszająca się na ogół powoli wraz z energią, możemy przeto w pierwszym przybliże niu zaniedbać jej zmienność wobec funkcji wykładniczej“, zwłaszcza dla małych wartości E; będziemy wóweras mieli dv EeI\Q..EUE = dii Ee A....... E d E = Ees..EITdE, czyli dv Ee-F-iTdE, gdzie T jest to temperatura złożonego jądra w chwili początkowej. To wyrażenie równa się zeru dla E = 0, prze chodzi przez maximum dla E-T.i następnie dąży do zera wraz ze wzrostem E. Jak to jednak zaznaczaliśmy, temperatury odpowiadające stanom wzbudzenia są na ogół «niskie», m ianowicie rzędu wielkości 2Mew, nawet wtedy, gdy energia wzbudzenia jest zbliżona do 20Mew. Stąd wy nika, że największa liczba cząstek wybiega ze stosunkowo małą energią ki netyczną; liczba zaś cząstek posiadających całkowitą energ ię wydz i e loną w reakcji jest bardzo mała. Interesujące potwierdzenie tej teorii znajdujemy w energetycznym rozkładzie neutronów wysyłanych przez beryl bombardowany cząstkami a polonu. Na podstawie wartości masy atomowej oraz energii cząstek a. wyliczamy, że neutrony powinny posiadać energię 11 Mew. W rzeczy wistości jednak liczba tych najszybszych neutronów jest znikomo mała; przeważają zaś neutrony stosunkowo powolne i wskutek tego średnia energia wynosi tylko 4 Mew. Jeżeli wysyłane cząstki są naładowane, np. jeżeli są to protony bio rące początek w transniutacji wywołanej przez cząstki a, to należy wziąć pod uwagę, że bariera potencjału prawie zupełnie nie wy puszcza cząstek, których prędkość jest zbyt mała. I w tym przypadku maximum krzywej rozkładu przypada na protony o energii wynoszącej tylko ułamek całkowitej rozporządzalnej energii, maximum to jest jednak przesunięte w stronę większych wartości. 1 ’odobne rozważania stosują się również do promieniowania f, towa rzszącego pochłanianiu powolnych neutronów przez jądra. Ponieważ e n e r g i a w y d z i e lon a w V ( j j i t Y P u (<<, Y) j e s t z b I i ż o n a d o 8 Mew, f 0 tony Y powinny by posiadać energię tego rzędu wielkości. W rzeczy jednak dzieje się inaczej: emisja zachodzi najczęściej w kilku v;;ervv wybiega foton o małej energii, jądro zaś zachowuje w/budzenia; następuje emisja innego fotonu nroce len lłOftta-i-z<isi ’. do zupełnego zużycia energii nagromadzo Emwjj *“ ’tonu unoszącego całkowitą energię wzbu . zj a wi s ki e m stosu nkowo rzad ki m; Griffiths i Szilard wyka s „ednego neutronu odpowiada zazwyczaj emisja kilku , energii 2 do 3 Mew. oni do*100 Tli diismy się dotąd rolą, jaką w reakcjach jądrowych odgrywa , otosć poziomów w stanie końcowym (lub przynajmniej stanowiących zakończenie pierwszego etapu reakcji); powiemy teraz kilka słów o roli gęstości poziomów w początkowym stanie złożonego jądra. Jeżeli ta gęstość jest wielka, wzór Belhego i Placzeka upraszcza się w znacznym stopniu w zastosowaniu do szybkich cząstek. Po pierwsze, jak to już zaznaczaliśmy, energia nie jest dokładnie oznaczona, lecz jest zawarta w pewnym przedziale AE. Możemy przeto zdefiniować przekrój czynny, jako wielkość średnią na podstawie wzoru a = faKdE/AE, gdzie aK jest to przekrój odpowiadający dokładnie energii E. Po wtóre możemy uprościć sumowanie tworząc iloczyn liczby wyrazów pAL w przedziale AE, gdzie p jest to gęstość poziomów, przez średnią wartość wyrazu. (Ściśle biorąc, należy tę operację wykonywać osobno dla wszystkich możliwych wartości / obrotowego momentu złożonego jądra). W ostatecznym wy niku AE znika i po wykonaniu całkowań znajdujemy a = pX 2 Y p V o 21 “. W tej postaci wzór Bethego i Placzeka posiada bardzo proste zna czenie fizyczne. Możemy go rozdzielić na dwa czynniki, z których pierwszy, mianowicie pX2 rp /2, oznacza całkowity przekrój czynny, odpo wiadający schwytaniu cząstki P i utworzeniu złożonego jądra, drugi zaś, tj. To/r. jest to prawdopodobieństwo, że zanik stanu początkowego za chodzi w postaci emisji cząstki O. Jeżeli są możliwe różne sposoby przejścia ze stanu początkowego do końcowego, np. jeżeli może zacho dzić emisja cząstek O;, O 2 itd. (pomiędzy kté rym i znajd ujemy zawsze pierwotną cząstkę l» , to mamy SC o. P, -co oznacza, że sunra krojów czynnych charakteryzujących emisję poszczególnych jest równa całkowitemu przekrojowi czynnemu reakcji. Wynik I, z resztą ocz yw i s ty a priori. Wreszcie należy zaznaczyć, prostą postać w przypadku szybkich cząslek. które zgodnie 7 korespondencji powinny zachow klasycznego niż cząstki po\ \\ lo ten jest, jak tego można do jądra, c zaś prawdopodobieństw na jego «powierzchnię*. Ten s analogię pomiędzy pochłonięciom cząstki i kropli, a także emisją cząstki ze wzbudzonego * kropli cieczy. Współczynnik i jest analogi stwa przylgnięcia)), wielkości dobrze znanej Ten współczynnik dąży na ogół do jednoś. biegającej cząstki wzrasta. Jergla wziąć pd puszc/a t ...... IliaXIII. urn tylko ulamei.. przesunięte w.. >. ROZDZIAŁ IV 9tr *zącego pochl. ’NA toiM Y powinny by pos!. PROM I EN IOTWÓRCZOŚĆ A U/v’cgi ogc5lne.. kilkakrotnie, reakcje jądrowe prowadzące do !J!l.gder mogą być badane w szczególnie dogodny ’. twórczości utworzonych pierwiastków. Tej Enaftdzięczamy odkrycie licznych faktów wielkiej do niosłości, np. pochłaniania selektywnego powolnych neutronów ora/ niesf)rcżystego rozpraszania prędkich neutronów, poznanie własności gazu —.neutronowego itp. Metoda polega na mierzeniu ilości radiopier wiastkln utworzonego w określonych warunkach doświadczalnych, ilości, która jei st ceteris paribus proporcjonal na do natężenia czyn n i ka wywo łującego ’reakcję. W ten sposób możemy badać zmiany natężenia, tj. liczby/cząstek w zależności od zmiennych warunków doświadczalnych. W Jjiinyeh bardzo licznych przypadkach chemiczne rozpoznanie radio pierw kistka pozwala ustalić rodzaj reakcji jądrowej, w której ten pier wiastek został utworzony. W tym rozdziale będziemy rozpatrywali sztuczną promieniotwórczość z innego punktu widzenia, mianowicie zwrócimy uwagę na związek po między podstawowymi faktami nowej i dawnej promieniotwórczości. Liczba znanych sztucznych radiopierwiastków jest bardzo wielka. Dziełko lIethego i Livingstana «Nuelear Physics, Experimental Parta, ogłoszone w roku 1937, podaje 218 tych radiopierwiastków; w chwili obecnej znamy ich znacznie w i ę c e j Z wyjątkiem wodoru oraz pier wiastków o liczbie atomowej zawartej między 84 (Po) i 88 (Ha), których silna promieniotwórczość naturalna uniemożliwia badania tego rodzaju, /ilolano otrzymać radioizotopy wszystkich innych pierwiastków, a nawet znamy radiopierwiastki o liczbach atomowych 43 i 61, nie reprezento wanych, jak wiadomo, przez trwałe pierwiastki. We wszystkich przy padkach, w których zdołano wyznaczyć liczbę masy radioizotopu w spo ’) Spis znanych obecnie sztucznych radiopierwiastków jest podany w tablicy II Uzupełnień. sób zupełnie pewny, liczba ta jest rozna od wszystkich licz“ i “’asy przysługujących trwałym izotopom tego samego pierwiastka i cząstt.,. miast liczba radioizotopów o danej wartości Z bywa niek en J e s t znaczna, że nie ma możności przypisywania każdemu z nich róż ten fakt doprowadził do odkrycia tzw. izomerii jądrowej, tj.zmiernie par pierwiastków posiadających jednakowe liczby masy i I i 2 zasad?, mowe i różniących się tylko cechami promieniotwórczości, oliżony do Radiopierwiastki sztuczne ulegają najczęściej przcmiardku czynnik warzyszyemisja promieni fi lub pozytonów. Na ogól ’e s t tO promień liwą określić a priori, na podstawie wartości Z i, 1 ząstki padającej który z tych rodzajów przemiany zachodzi. Jeżeli radiÓ5BB9LvO nasuwa siada tylko jeden izobar trwały, to mamy do czynienia! ’-Miiianą„p, w p r z y p a d ku, k i e d y I i c z b a a t o m o wat e g o i z o b ci r u j e s t \ \> “ atomowej radiopierwiastka, z przemianą pozy tonową / przeciwnym. Jeżeli istnieją dwa izobary trwałe któi mowe, jak to najczęściej się zdarza, różnią r’» o 2 chodzi przemiana fi, z wyjątkiem przypadk *dy izobar jest najlżejszy spośród izotopów tej samej liczby Z; wówca czynienia z przemianą pozy tonową lub z rozgałęzieniem, tj. przemianami równocześnie. Przemiany sztucznych radiopierwiastków są prawie zawsze 1 cze, tj. prowadzą bezpośrednio do utworzenia pierwiastką trwałego. I’ ten tłumaczy się tym, że wszystkim liczbom całkowitym od i do 2C odpowiadają trwałe izotopy, a ponadto istnieje znaczna liczba par izo barów. Jedyny może wyjątek od tej zasady stanowią podwójne przemiany s*Se — > sSBr 83 A> oraz I M Te * “ » / 1 29 X składające się z dwóch ko I ej nych przem ian 13. Natom iast z pierwiastków najcięższych, a zatem naturalnie promieniotwórczych, można otrzymać drogą doświadczalną radiopierwiastki stanowiące pierwsze wyrazy rodzin promieniotwórczych. Sposób powstawania tych radiopierwiastków, biorących początek w po dziale jądra uranu lub toru, będzie opisany w ustępie D. , “ B. Promieniovvc.nie.. Promienie fi lub pozytony wysyłane przez radiopierwiastki tworzą widma ciągłe, posiadające dobrze określoną górną granicę energii Q. Zgodnie z teorią promieniowania j5 wielkość Q jest równa energii wy dzielonej w przem ian ie jądra. Z punktu widzenia doświadczalnego interesujemy się nie tyle tą ostatnią wartością, ile energią W wydzieloną w przemianie pierwiastka, gdyż tylko znajomość tej energii W pozwala wyliczyć różnicę mas ato mowych pierwiastka macierzystego i pochodnego. W przypadku prze ’) W ostatnich czasach znaleziono niektóre wyjątki od tej zasady. M. Ci i ri e-Sktodowska. Promieniotwórczość. 35 545 J mlany natomiast w przemianie pozy tonowej W=OĄ-2md. W istov emianie jądra atom zawiera liczbę elektronów o 1 więk szą lub i liejszą od liczby odpowiadającej zmienionej wartości Z, musi przeto utracić lub przyłączyć jeden elektron; z drugiej strony w przemianie powstaje zawsze cząstka o masie elektronu m (pozyton lub . lektron). Z tego wynika, ze \. przypadku przemiany p mamy: w*=O% md — me * = O, w przypadku emisJI pozyton u: W0+ md + md = O + 2md. 1 ’ '1\. I» rze m i a n a pozyton owa wymaga większej ilości mej niż przemiana p, oczywIscle w założeniu, że jest w obu przypadkach jednakowa. Tej oko przypisać znacznie większą obfitość przem ian p. v górne granice niektórych widm radio fiiia się w szerokich granicach, największe war ujemy w prze>mianach *Li i 12 8. TABLICA IV I<? t (set) 1, 28 Mew 600 2, 5 70 1, 89 620 11, 1 0, 5 1 ’.o 02 2, 1 54000 4, 0 180

.’erwiasteŁ

efJ’ «tog j2 fi u

• • Na

2«Ar Zgodn ie z teorią opisaną w streszczeni u w książce p. Curie, istn ieje zależność pomiędzy stałą przemiany radiopierwiastka a górną granicą jego widma p lub pozy tonowego. Przemiana, której towarzyszy emiSja promieni p (lub pozytonów), polega na tym, że neutron (proton) zamienia się w proton (neutron), jednocześnie zaś tworzy się i wybiega elektron (lub pozyton) i neutri no. Suma energij obu lekkich cząstek, tj. elektronu (pozytonu) i neutrino, równa się górnej granicy widma O. Prawdopodobieństwo tego potrój nego procesu-czyli stalą przemiany promieniotwórczej-daje się przed stawić jako iloczyn trzech wielkości. Pierwszą z nich piszemy jako g> gdzie g jest to tzw. siata Fermiego. Druga wielkość P jest to praw dopodobieństwo przemiany ncutron-proton (lub odwrotnej). Wreszcie trzecia wielkość jest to prawdopodobieństwo H utw emisJI elektronu (pozytonu) oraz neutrino. Mamy przy tym ’ gdzie w jest to prawdopodobieństwo emisji elektronu (pozy nergii E i neutrino o energii QE. Cząstkowe prawdopodolr. > w wyli czamy za pomocą następujących rozważań. Zgodnie ze stutystykąkwan tową istnieje pewna maksymalna gęstość gazu osiągnięta wówczas, gdy gaz jest w danej temperaturze zupełnie zwyrodniały, tj. gdy wszystkie stany kwantowe są obsadzone. Wyobraźmy sobie, że jądro jest oto czone zwyrodniałym gazem elektronów (pozytonów) oraz takim samym gazem neutrino w temperaturze dosyć wysokiej, aby niektóre elektrony (pozytony) posiadały energię równą granicy widma promieni fi danego radiopierwiastka. Gęstość i rozkład energetyczny obu gazów byłyby dokładnie określone; w szczególności można by obrachować liczby PedE i p„dE cząstek obu rodzajów o energii zawarlei v pr: ’.. Ę. EĄ-dE. Otóż prawdopodobieństwo w jest to szybko 1>.’., ’I„Z C. >yjj)yc}) gęstości Pc i p,,; dokładna postać tej funkcji jesi.ln’ ó-sza od — h od mianach teorii przemian fi. W’=JwdE zair e v;... Tac/nyin stopniu od liczby atomowej, mianowicie tylko z..,.. —, likcyjne gęstości elektronów wzrastają wraz z ładunkiem lomiat wiel kość P jest w bardzo znacznym stopniu /hic * “., czy prze miana neutron-proton (lub odwrotna) jest zwólony (w zna czeniu dobrze znanym w teorii widm optyczr.,, /\ ’. — ivw..imiony, tj. czy w tej przemianie zmienia się lub pozostaje m ez n i. e n i v ’ — gba kwan towa j momentu obrotowego jądra. Jeżeli Aj = O, P j zbliżone do 1, jeżeli Aj 1 (większe zmiany zdarzają się.!ko\ r->.ad wielkości p jest około 100 razy niniej szy 1). Możemy podzielić przemiany fi (pozyton owe) na dwie grupy. V pierw szej grupie moment obrotowy jądra pozostaje bez zmian,.. Irugiej zmienia się o 1. W każdej grupie iloczyn średniego czasu i pcia i wiel kości IF, stanowiącej określoną funkcję energii pr \ posiada wartość, z gruba biorąc, stalą; w drugiej grupie ta wartość j /\st około 100 razy większa niż w pierwszej. Podajemy tablicę (str. 548). z której svidac, w jakim stopniu te wnioski zgadzają się z doświadczeniem. W celu otrzymania krzywej, przedstawiającej liczbę elektronów (po zytonów) w zależności od ich energii kinetycznej, możemy posługiwać się metodą Gurney’a (Promieniotwórczość, str. 240). Krzywa na rys. 10 przedstawia rozkład pozytonów “’Ag, krzywa rys. 11 rozkład elek tro n ów Sip (15 dni), w zależności od i loczyn u HR; krzywa ta jest zu peł ’) Odkrycie ciężkiego elektronu (mezonu), o którym wspominaliśmy w ustępie o si lach jądrowych, zmieniło pogląd na istotę przemian związanych z emisja cząstek 1\ i po zytonów. Zakładamy obecnie, że pierwotne zjawisko w tej przemianie polega na emisJI ujemnego (dodatniego) mezonu przez neutron (proton); mezon jest to cząstka nietrwała i natychmiast po utworzeniu rozpada się na elektron i neutrino. Ogniwo pośrednie nie może być obserwowane i zgodnie z postulatami mechaniki kwantowej nic musi spełniać zasady zachowania energii. Natomiast ta zasada stosuje się do całkowitej przemiany, z czego wynika, że wnioski, do których prowadzi nowa teoria sa w zasadzie identyczne z wnioskami teorii Fermiego. 547 548 nie podobna do znanych nam krzywych naturalnego promieniowania j3. Jej maximum przypada w punkcie, którego odcięta E wynosi w przybli żeniu 0/3, gdzie O jest to granica widma. Należy zaznaczyć, że zgod nie z teorią Fermiego, krzywa powinna posiadać postać bardziej syme tryczną, mianowicie maximum w okolicy E=0/2. Natomiast teoria zmody TABLICA V A; = 1 Pierwiastek Pierwiastek Z IV 4.1 0* 8Li 1!U06 i: u O“ 26.1 0 6 J\“. Wg 28.10’ 24A’a 34.1 O“ 28 Al 7.10““ 31 5 6.1 0«  fikowana przez Konopińskiego i Uhlenbecka tłumaczy w sposób zadowala jący wspomnianą dysymetrię. Niemniej interesująca jest część krzywej w okolicy górnej granicy widma. Jak widzimy, krzywa zbliża się ku osi x-ów w ten sposób, że jest w granicy do niej styczna. Ta sprawa po siada wielkie znaczenie dla zagadnienia masy neutrino. Udowodniono, że gdyby masa neutrino była różna od zera, styczna do krzy wej powinna w granicy tworzyć z osią. r-ów kąt różny od zera, tym większy, im domniemana masa neutrino jest większa. Wnosimy zatem, że masa spo czynkowa neutrino jest równa zeru. Dodajmy, że jest to je dyna mniej więcej pewna wia domość, jaką posiadamy o wła snościach neutrino. A ’Orne p OZftOrtOr * TMAą 24i“ R 10 Promieniowaniu P lub pozy ys.. tonowemu s/Iucznych radio pierwiastków towarzyszy niekiedy promieniowanie i, którego energia kwantowa jest tego samego rzędu wielkości, co w przypadku radiopier wiastków naturalnych. Jest rzeczą praw-dopodobną, że w związku z. tym promieniowaniem? zachodzą zjawiska konwersji wewnętrznej, a zatem występuje widmo prążkowe promieni j3; dotąd nie zdołano jednak ujawnić tego widma, zapewne dlatego, że całkowite natężenie promieniowania jest zbyt słabe. Od jądrowych promieni f należy odróżnić promieniowanie f, wynika jące z dematerializacji pozytonów, które dostrzegamy w przypadku pi erwi astków u legających przem ian ie pozyton owej, np. 30p. Z teorii Fermiego wynika bardzo interesujący wniosek. Przemiana Z + 1 Z, której zazwyczaj towarzyszy emisja pozytonu, może również zachodzić drogą schwytania elektronu położonego w pobliżu jądra, np. na poziom ie K, oraz jednoczesnej e m i sj i neutri no. Jeżeli energ ia wy dzielona W przemianie zostaje przekazana neutrino, to prze miana przebiega bez żadnego dostrzegalnego działania, z wy jątkiem promieniowania.V, na leżącego do serii K przeobra żonego atomu i powstającego wskutek przejścia jednego z zewnętrznych elektronów na opróżnione miejsce poziomu A’. Może również, zdarzyć się, że jądro po schwytaniu elektro nu K zachowa część energii w postaci wzbudzenia; w tym przypadku będziemy mieli do ...... czynienia z emisJą promienio wania Zgodnie z teorią, sto sunek prawdopodobieństwa te go nowego typu przemiany ją drowej do prawdopodobieństwa e m i sj i pozyton u wzrasta szybko wraz z liczbą atomową i jest t\ m większy, im całkowita energia iyoia«’tvez Rys. 11. Widmo promieni L -5 przemiany jest niniejsza. Jak dotąd stwierdzono, w niektórj padkach przemiana drogą schwytania elektronu zachodzi w ilo& równywalnej z przemianą pozy tonową. Tak np. radioizotopy iSV (( 16 dni), e/Ga (82 godz) i “„T (8, 2 godz), przechodzące w pierwiastki trwałe **Ti, 6“, Zn i i80Hf, wysyłają oprócz pozytonów promieniowanie X, należące do serii K tytanu, cynku i hafnu. Promieniowanie to można wy kryć drogą obserwacji elektronów Comptona, wytworzonych przez fo tony K w komorze Wilsona; można również posługiwać się licznikiem Geigera-Mul/era, którego ścianki dostarczają elektronów Comptona. Względna liczba przemian związanych ze schwytaniem elektronu (tj. sto sunek tej liczby do liczby przemian pozy tonowych) jest większa w przy padku 18°7“ niż 48 V, co pozostaje w zgodności ze wspomnianymi rozważa n iam i teoretycznym i. Podobne fakty zachodzą równ ież w przemianie /oóAg; zjawiska te są jednak skomplikowane i jeszcze niezupełnie wyjaśnione.

>49

— X 550 C. Sztuczne radiopierwiastkI. Izomeria jądrowa. Chemia sztucznych radiopierwiastków. Dany radiopierwiastek można zazwyczaj’ otrzymać kilkoma różnymi sposobami. \V niektórych przypadkach bezpośrednia analiza chemiczna wystarcza zarówno do dokładnej identyfikacji radiopierwiastka, jak i do wyjaśnienia typu reakcji, w której dany pierwiastek został utworzony. Dzieje się to wówczas, gdy naświetlamy pierwiastek, składający się z tylko jednego izotopu i ulegający przemianie na pierwiastek o in nym typie chemicznym. Tak np. z — ’Al (Z = 13) bombardowanego promieniotwórczy o okre że jest to izotop magnezu rodzaj u (n, /)); możemy bo tóra nie została dotąd nl 111 Lisi to być izobar glinu: „AI +’n «= > ’Mg + ’.1/z w o I I n v „aoi A \ (J N s, (n < /\ r-óv\ w ten suosób to wielkie znaczenie topu tr\ <\i; z ki I ku izotopów, to dla iczna jest znajomość ki I ku rea ak np. w magnezie bombar inu o okresie 2, 38 min. Ponie .tjzech izotopów o masie atomowej 24, 25, 26. ie« mógłby posiadać masę atomową 2/\ lub 29 dt“ * H e ’“ + (masa 27 należy do izo strony, ten sani radiopierwiastek powstaje az deuteronów na glin. Jak cję //, .. dei iterony zaś mogą izotopowe tyl ko drogą reakcj i (d, p). Z tych roz radiopierwiastek o okresie padek, gdy powstaje izotop na iia transmutacji użyto deute ronów, to wlemv na pewno, że jest to reakcja (d.p). Pro m ie n i e ( aś reakcję (n, i); w przypad ku .no (n, -() jak i (n, 2n). Często zdarza się, że — adiopierwiasteli utworzony w reakcji izotopowej można również ’otrzymać z pierwiastków o większej lub niniejszej liczbie ato mowej ta pomocą’ j dnej z następujących reakcyj: (a, ra), (a, /;), [d, n), (d, a), (/>, «), (n.p) i (<<, a W wielu przypadkach stwierdzamy istnienie kilku radioizotopów tego samego pierwiastka; identyfikacja każdego z nich wymaga wówczas wzięcia pod uwagę całego szeregu okoliczności. W rozważaniach tego rodzaju kierowano się najpierw zasadą, zgodnie z którą dwóm różnym pierwiastkom muszą odpowiadać różne pary liczb A i Z. Doświadczenie wykazało jednak, że ta zasada nie jest słuszna: w licznych przypadkach musimy dwóm roznym izotopom przypisać jednakowe pary wartości I i ’Z. Pary „radioizotopów tego rodzaju otrzymały nazwę izomerów ją drowych. Dla wyjaśnienia tego zagadnienia rozpatrzymy grupę radioizotopów bromu, której badanie dostarczyło pierwszego dowodu istnienia izomerii jądrowej. Naświetlając lirom neutronami otrzymujemy 4 różne izotopy, mianowicie o okresach: a) 6, 3 min, b) 18 min, e) 4, 5 godz, d) 36 godz. Neutrony powolne dają tylko okresy b), e) i d), natomiast za pomocą prędkich neutronów otrzymujemy a), b) i e) z małą domieszką d). Te sanie okresy a), b) i e), lecz bez d) powstają również w bromie naświe t I a n y m p r o m i e n i a m i f o e n e r g i i 17 Mew, p o c h o d z ą c y m i z e ź ród ł a 7 Li + iz Trudność identyfi kacj i tych pierwiastków wyn ika z 1 1 1 i. I J J Łlii a 1\ a tylko dwa trwałe izotopy: 79 i 81. Okresy b), e) i d) &Ę z“ pomocą reakcji (n, f) mogą zatem należeć tylko do ml!r i 82/?/’, gdy tym czasem okresy a), b) i e) wzbudzone działaniem promieni Ą (f, n) należą o c z y w i ś c i e d o ’ 8 / i;i 50 Br. W y n i k i o t r z y m a n e za p o m o c ą prę d k i c h n e u t r 0 nów prowadzą do wniosków zgodnych z poprzednimi, ponieważ prędkie neutrony dają reakcję (n, 2n), której następstwa są dokładnie takie same, jak reakcji (f, n). Jest przeto rzeczą niewątpliwą, że pierwiastki o okre sach b) i e), tj. 18 min i 4, 5 godz, posiadają jednakowy ciężar atomowy 80 i jednakową liczbę atomową 35 są to izomery jądrowe. Wkró*j R po odkryciu izomerii bromu znaleziono kilka analofcznycft przykładów wśród innych pierwiastków. Obecnie znamy spor? <f> nar izomerycz nych raAg, okresy 25 min i 8 dni, 10iRh , 10/ «, okresy 13 sek i 54 min). i 3 111111, Wytłumaczenie izomerii jądrowej nie hasz;. żadnej trud ności, gdyby można było założyć, że liczby.1 i. ystarczają do jednoznacznego określenia budowy jądra, np. gdyby o neutronów i protonów istniały jeszcze inne cząstki elementarn..riaw przy puszczał, że mogą to być ujemne protony, tj. cząstki o masiŚ I i o ujem nym ład u n ku e I em entarnym. Na korzyść tej hipotezy nie.....<„a jednak przytoczyć żadnego faktu doświadczalnego; podejmowane wielokrotnie próby wykrycia ujemnego protonu nie dały żadnego wyniku. Obecnie zapatrujemy się inaczej na to zagadnienie. Sądzimy, że izomeryczne jadra posiadają ten sam skład, lecz różnią się stanami kwantowymi. W istocie jądro promieniotwórcze może powstać w stanie wzbudzo nym. Na ogół taki stan zanika natychmiast, gdyż następuje przejście do stanu normalnego, związane z emisją promieni 7. Może jednak zdarzyć się, że początkowy stan wzbudzenia jest metatrwały, tj. że przejście z tego stanu do stanu normalnego jest wzbronione; emisja fotonu jest wówczas niemożliwa lub przynajmniej znacznie opóźniona; jądro może utracić nagromadzoną energię wzbudzenia tylko w zja wisku bardziej skomplikowanym, mianowicie w przemianie na jądro 551 mywać s wykorzyjstan centro\*v)ć, ’poni ąpei warstwy trwale 1 ). Promieniowanie j2 towarzyszące tej przemianie wyzwala nie tylko energie wzbudzenia, lecz również energie «normalnej» przemiany promieniotwórczej. Innymi słowy, przemiana P (lub pozy tonowa) może nastąpić zanii“ energia wzbudzenia ulegnie rozproszeniu w zwykły spo przebiega inaczej niż przemiana biorąca początek w noAjjj ro(izii “’e j’I“’f', dlatego granice widma promieniowania p, a za’-.““ prace o rzemiany są w obu przypadkach różne. , eh radiopierwia radiópierwiastkpw. Chemiczna analiza sztucznych przednich ui a, “, M’ uderzający przykład przydatności analizy pro uoczątki znajdujemy w podstawowych pracach \< i/Dts postaci opiera się głównie na zużytkowaniu pierwiastka naświetlanego dodajemy niewielką ilość vałego izotopu powstającego radiopierwiastka i strą «cą zwykłych metod chemii analitycznej. Jeżeli radio twniei strąceniu, wnosimy, że przypuszczenie było rozpoznania radiopierwiastka zyskujemy w ten sposób anią preparatów o znacznej promieniotwórczości spe itrowanej w bardzo małej ilości substancji. Jest to -zypadku, gdy transmutacja jest spowodowana unie „C gdyż przenikliwość tych obu rodzajów i działać na wielkie ilości materii, a zatem otrzy < iwo ilości radiopierwiastka. W celu należytego promieniotwórczości musimy ją jednak skon nie ’* są na ogół mało przenikliwe, np. dzia radiopierwiastka nie różni się zbytnio od działania laniu neutron, podli ał na d się do niektc “* Sztucl... “ “’.ry’i:go da powst nie?’ Jako przykład przytoczymy rozpoznanie magnezu — “’Mg (okres 1 0, 2 min), utworzonego z 2“’A1 w reakcji (n, p). Naświetlamy blachę g I i nową, po czym rozpuszczamy ją w ługu sodowym; dodajemy nieco mag nezu, który strącamy w postaci fosforomolibdenianu. Osad porywa znaczną część aktywności. Jeżeli radiopierwiastek nie może być oddzielony drogą dodania żad nego pierwiastka umieszczonego w układzie periodycznym w okolicy pierwiastka naświetlanego, to wnioskujemy, że badana reakcja jądrowa ’) Możliwe jest jednak również przejście ze stanu metatrwatego do stanu normalnego; w tym przypadku izomer metatrwaly wysyła tylko promienie 7, promienie [3 zaś należą do «normalnego» izomeru. Segrd znalazł, że jeden z izomerów bromu, posiadający dłuż szy okres 1’,, 5 godz), zamienia się na drugi (18 min) droga emisji promieniowania f. Jest to możliwe w założeniu, że stan metatrwaly odpowiada długiemu okresowi. Doświadcze nie polegało na tym, że izomer krótkotrwały zdołano oddzielić od długotrwałego za po mocą metody Chalmersa i Szilarda (p. str. 553) w kilka godzin po ukończeniu naświetlania preparatu, tj. w chwili, kiedy preparat nie powinien był już zawierać dostrzegalnej ilości ciała o okresie 18 min; obecność tego ciała świadczyła zatem o tym. że jest ono wytwa rzane przez ciało o okresie ’i, 5 godz. należy do rodzaju reakcyj izotopowych, tj. że radiopierwiastek jest izo topem pierwiastka, z którego został otrzymany. Posługując się tą me todą Fermi zdołał udowodnić, że wiele trańsmuUtcyj spowodowanych przez powolne neutrony posiada charakter izotopowy. Z początku sądzono, zgodnie z ogólnymi wiadomości, 1\ że w tym przypadku oddzielenie ciała premieniotwć możliwe. Chalmers i Szilard obmyślili niezmiernie pozwalającą oddzielić oba izotopy, trwi trwały naświetlany pierwiastek znajduje się w nit Nieco później Fermi wraz ze współpracownika 1 — -’ stosując ją do pierwiastków, które w roztw. woch-y“ pować w dwóch trwałych i nie reagujących ze.. r I 1 wicie jako jony proste oraz jako jony utlenione. > „Ir/ymywane ’.v Chalmersa i Szilarda* została zastosowana najpierw do, I.. bromu i jodu. Chalmers i Szilard naświetlali neutron.’ ’ niczny badanego chlorowca, np. BrC., ll Atom. w kto transmutacja wskutek schwytania (n, —, ’) lub utraty skuje na ogół energię kinetyczną, wystarczająca nia chemicznego i oddziela się od drobiny jako padku reakcji (n, 2n) źródłem tej energii jest (», T) mamy zapewne do czynienia z odskokiem fotonu f. Po naświetleniu bromek etylu ąawir aktywnego bromu; dodajemy kilka mg zwykłego za pomocą dobrze znanych metod (np. drogą Wytrząsania / roztworem AgN0 3 ). Podobnie postępujemy w przypadku, gdy dla otr/ymai... diobromu posługujemy się promieniami Y(T, n) lub deuteronami [dy t;. Fermi i jego współpracownicy naświetlali bromiany, chlorany i jodany. Radioizotopy powstają wówczas w postaci jonów Cr. Br, J’ i mogą być oddzielone jako takie. W podobny sposób można otrzymać radiomangan z naświetlonego nadmanganianu potasowego po dodaniu małej ilości MnO. 2 lub kilku kropel alkoholu, redukującego KMnO Ą na MnO r Radio arsen można strącić jako siarczek z. kwasu kakodylowego. Radioizotopy wymienionych pierwiastków mogą być również oddzie lane za pomocą metod porywania i adsorpcji. Jako adsorbenty nadają się: aktywny węgiel, koloidalny wodzian żelazowy, siarczan baru itp. v. opach, >dc I. \ I — , y M. 3..misJI .uodnego D. tlI\ć “ “. — ł--.. ..I /f a. pa I Eł /( e=: LJCr1..J I L.A LA. W ust. A, str. 545 była mowa o tym, że uran i tor poddane działaniu neutronów uzyskują przemijającą promieniotwórczość, która oczywiście nie ma nic wspólnego z naturalną promieniotwórczością i) Ta sama metoda może być zastosowana do oddzielania izomerów w przypadku, gdy jeden z nich powstaje z innego drogfl emisji promieniowania Y’, odskok towarzyszący emisji fotonu może bowiem wystarczyć do dysocjacji drobiny chemicznej (por. str. 552). 554 tych pierwiastków. Zachodzą przy tym zjawiska bardzo zawiłe, które zdołano wyjaśnić dopiero w ostatnich czasach. Na podstawie dawniej szych prac sądzono, że w naświetlanym uranie powstają «sztuczne» i niziny prOBn&niotwórcze, składające się z pierwiastków pozaurano -l\ladających liczby atomowe większe niż 92, z toru zaś v złożone z izotopów toru, radu, aktynu i protaktynu. prowadziły do wniosku, że sposób powstawania no śistków różni się zasadniczo od spcsobów opisanych ępach Uzupełnień. Jądro uranu lub toru po schwy może ulor prawdziwej eksplozji, której następstwem jest a lżejsze jąćra, różniące się między sobą nieznacznie masą i liczbą atomową. T.g reakcja jądrowa nowego typu jest obecnie ba dana usilnie w-*’atoriach: w niniejszym ustępie ograniczymy jjjjtetoryc;. su wiadomości o tej dziedzinie i do podania ych nowych. ków. niotwórczość uranu toru została odkryta przez I\pracowników. Ci uczeni stwierdzili, że wszystkie ulaniem neutronów w uranie i torze wysyłają pro „o różne i wahają się od kilku sekund do ki 1 adiopierwiastków wytworzonych z uranu zdo jeden izotop uranu; pozostałe pierwiastki wy .jsci nie spotykane wśród znanych pierwiastków zaj m uj’ miejsca w układzie pierwiastków, natomiast w pew nym...pniu analogiczne dra własności renu i platynowców; Fermi założył, że są to wyższe homolog i tych pierwiastków, między innymi zaś ekaren (Z = 93), powstający z 239<7 drogą przemiany p\ W następstwie O. lIahn, L. Meitiv i F. Strassmann otrzymali wyniki, które doprowadziły ich do wniosku, że pierwiastki «pozauranowe» istotnie powstają, a nawet są licz niejsze niż to przypuszczał Fermi. Dzisiaj wiemy, że chociaż te doświad czenia były wykonane bardzo starannie, interpretacja była zupełnie błędna; możemy stąd wyprowadzić wniosek, że metody czysto radiochemiczne mogą okazać się nie wystarczające wówczas, gdy chodzi o wykrywanie now-ych pierwiastków i powinny być uzupełniane doświadczeniami innego ro dzaju. Argumentacja Halina, p. Meitnerówny i Strassmanna opierała się głównie na tym, że pierwiastki «pozauranowe» zachowywały się w reakcjach elektrochemicznych i w reakcji strącania siarkowodorem w sposób zupełnie podobny do renu oraz do grupy Os, Ir, Pl. Wspomniani autorzy opracowali zupełny schemat przemian, obejmujący trzy rodziny promieniotwórcze wywodzące się od uranu; schemat ten zawierał okresy, liczby atomowe i związki genetyczne wszystkich «transuranów». Ponieważ dane te mają obecnie znaczenie tylko historyczne, ograniczymy się do stwierdzenia, że pierwszymi wyrazami rodzin są niewątpliwie izotopy uranu o okresach 10 sek, 40 sek i 23 min oraz że istnieją między innymi ra diopierwiastki o okresach 16 min, 59 min, 2.5 godz, 5, 7 godz i 66 godz. “. a > OZi

dnego

Najbardziej uderzającym rysem tego schematu było to, że składał się. ze stosunkowo długich szeregów kolejnych przemian p\ W rodzinach radiopierwiastków naturalnych nie znamy takich szeregów; na ogół spo tykamy po dwie kolejne przemiany (3 (w wyjątkowych przypadkach trzy), po których następują przemiany a, wskutek czego stosunek liczby pro tonów do neutronów w jad tości charakteryzującej u nowych)) ładunki jądrowe liczb protonów do liczb neuf Liczne radiopierw iastki tronami, nie tworzą jedni uranu. Sztuczna promieniotwórczość toru bria bil’.!. nie przez l. Curie, Preiswerka i II. Halba ’(. / p. Meitmtr, Halina i Stras.imanna. Schematy przemian opn niieniotwórczości uranu i toru nie były wolne ’id las,... tycznej, ujmowały jednak \ z tej dziedziny. Dopiero w które trudno było interpret wydzielili z naświetlonego uran się wydawało zrazu, posiadał’ nowania lanianu, użytego do* p nowe ciało oddziela sic; wyra. łanowi w jego reakcjach. W później zaś Halin i Sirassman (los —. lad’.on, które doprowadziły do zupe niotwórczość uranu i toru. I I. Curie i Savitcha składa się z kilku pierwiastków, niewątpliwie izotopów lantanu, jak to już wydawało się prawdopodobne pa podstawie wspomnia nych prób frakcjonowania. 1’onadto stwierdzofto, że w uranie naświetla neutronami powstaje również kilka izotopów baru. Te fakty były zadzi wiające, ponieważ, lantan i bar są to pierwiastki położone w okładzie perio dycznym daleko od uranu i i j spodziew...,.....nawa nia ich wyższych homologów: radu i aktynu. Wobec tej trudności I/alm i Strassmann podjęli próby frakcjonowania baru zawierającego domnie mane izotopy, do którego dodawali niewielkie ilości znanych izotopów radu: toru X i mezotoru 1. Okazało się, że mezotor i tor X można było oddzielić zwykłymi sposobami, natomiast nowe ciała towarzyszyły barowi w stałym stosunku. Według Halina i Strassmanna izotopy lantanu po wstają z izotopów baru drogą przemiany p i tworzą następujące 4 szeregi: 1. Ba (1 min) — Ł La (30 min) — Ł 2. Ha (14 min) — Ł La (2, bgodz)/L 3. Ha (300 godz) La (40 godz)/\ 4. Ha (86 min) — t 555 W przypadku toru stwierdzono, że pierwiastki rozpatrywane dawniej jako izotopy radu i aktynu są w rzeczywistości izotopami baru i lantanu. Jest rzeczą oczywistą, że żadna z reakcyj jądrowych, o których była mowa w poprzednich ustępach, nie może prowadzić do powstawania Ba lub La z uranu lub toru. Dla wytłumaczenia tego faktu musimy zało żyć, że jądra U oraz Th, si I n ie wzbudzone wskutek przyłączen ia do n i ch neutronu, stają się siedliskiem reakcji wybuchowej i dzielą się na dwa lżejsze jądra. Wkrótce po ogłoszeniu pracy Hahna i Strassmanna, L. Meitner, F. Joliot i N. Bohr wyrazili niezależnie od siebie myśl, że rozszczepienie jądra uranu jest nie tylko możliwe ze względu na sto sunki energetyczne, ale nawet może być wytłumaczone teoretycznie w stosunkowo prosty sposób. Jeżeli bar (Z = 56) stanowi jeden z pro duktów eksplozji jądrowej, to jest rzeczą prawdopodobną, że jednocze śnie powstaje krypton (Z = 36). (Można również założyć, że eksplozja ebiega w inny sposób). Zarówno bar jak i krypton zajmują w ukła miejsca w okolicy, w której masy atomowe czystych GO zbliżone (nieznacznie mniejsze) do liczb.całkowi isem ciężar atomowy uranu (składającego się prawie wy izotopu) wynosi 23 8, l/j. Rachunek wykazuje, że podzia jądra uranu Vą jądra kryptonu i baru powinno towarzyszyć wy dzielenie się energii w ilości przekraczającej 200 Mew, a zatem energii tego samego rzędu wielkości, co energia cząstek promieniowania kos micznego, lądra unoszące tę energię w postaci energii kinetycznej, po winny posiadać zasięg zbliżony do zasięgu cząstek a. Na tej podstawie można otrzymywać w czystej postaci (tj. bez substancji podłoża) radio pierwiastki powstające wskutek eksplozji. W istocie F. Joliot wykazał, że na powierzchni ciała nie aktywującego się pod działaniem neutronów (np. bakielitu lub innej substancji organicznej), umieszczonego w odleg łości kilku mm od warstwy uranu naświetlanej neutronami, powstaje promieniotwórczość zanikająca z czasem. Ustawiając ekrany absorpcyjne między takim receptorem i warstwą uranu, Joliot stwierdził, że zasięg wyrzucanych jąder jest zbliżony do 3 cm w powietrzu. Podobne do świadczenia zostały wykonane również w innych laboratoriach. Ponadto znaleziono, że bardzo cienka warstwa uranu, umieszczona w komorze jonizacyjnej, wysyła podczas naświetlania neutronami cząstki bardzo silnie jonizujące, których całkowita energia kinetyczna, zmierzona za pomocą wzmacniacza proporcjonalnego, jest rzędu wielkości 100 Mew. Wreszcie zaznaczymy, że zdołano sfotografować w komorze Wilsona tory tych cząstek (F. Joliot). Zupełnie podobne zjawiska zaobserwowano w przypadku toru. Rozbi cie jądra toru zachodzi jednak tylko wówczas, gdy tor poddajemy dzia łaniu prędkich neutronów, gdy tymczasem w przypadku uranu czynne są zarówno prędkie, jak i powolne, a nawet «cieplne» neutrony. Te ostatnie są znacznie skuteczniejsze. Przekrój czynny jądra uranu w zja wisku rozbicia cieplnymi neutronami jest rzędu wielkości 10“, 24 cm 2, gdy tymczasem prędkim neutronom odpowiada przekrój czynny rzędu wiel kości 10 26 cni 2 (zarówno w przypadku uranu, jak i toru). Bardzo ważna jest sprawa związku między promieniotwórczymi pro duktami rozpadu i rzekomymi pierwiastkami «pozauranowymi». Jest rze -czą jasną, że jądra wynikające z rozpadu 239<7 muszą zawierać znacznie więcej neutronów, niż to spotykamy wśród trwałych pierwiastków o tej samej liczbie atomowej. Stan trwały może być osiągnięty tylko drogą kolejnych przemian j3, z których każda powiększa liczbę atomową, B ża lem zmniejsza stosunek liczby neutronów do I iczby protonów. Gdyby pierwiastki rozpatrywane dawniej jako pozaiiranowe pochodziły w rze czywistości od produktów rozpadu, istnienie długich łańcuchów prze mian j5, ’ stanowiące trudność dawniejszej koncepcji;“ byłoby zupełnie, zrozumiałe. Niewątpliwie pierwiastki opisane przez Halina i innych jako pozauranowe, są różne od izotopów baru i lantanu, jes! jednak rzeczą możliwą, żę istnieją różne sposoby rozpadu jądra uranu. Sprawa nie jest jeszcze w zupełności wyjaśniona, większość jednak badaczy skłania się do wniosku, że piet“ ’i 1. “. ““’! «p>zauranowe» są to w rzeczywi stości izotopy pierwiastków zwykłych, np. oprócz wymienionych już baru i lantanu kryptonu, rubidu,. strontu, ksenonu, cezu, antymonu“ teluru, bromu i jodu. Ta obfitość tłumaczy się zapewne z, jednej strony istnieniem licznych przemian (3, z drugiej zaś strony tym, że rozpad może przebiegać w różny sposób. Badania radiochemiczne i analiza krzywych rozpadu są obecnie ułatwione dzięki stosowaniu cyklotronu i generatorów wysokich napięć do wytwarzania neutronów. Całkowite rozyyiązanie tego zagadnienia będzie wymagało wielu wysiłków; spośród otrzymanych już wyników wspomnimy tylko o tym, że zdołano już zi dentyfikować niektóre «transurany» jako izotopy zwykłych pierwiastków, n p. r z e k o m y « e k a i r y d » o ok r e s i e 66 góolz j e s t t o i z o t o P t e I u r u. Inne interesujące pytanie dotyczy natury bezpośrednich produktów rozpadu. Spośród szeregu możliwych par takich produktów wymienimy: bar (56) i krypton (36), stront (38) i ksenon (54), brom (35) i lantan (57). Powstawanie gazu (zapewne mieszaniny ksenonu i kryptonu) w zjawisku rozpadu udowodniono w ten sposób, że przepuszczano prąd powietrza przez naświetlany roztwór uranu i stwierdzono, że prąd porywa ciała promieniotwórcze, które można zebrać w płuczce lub w stosoyynym ab sorbencie (węgiel). Inna metoda polega na tym, że prąd gazu przechodzi najpierw przez uran, następnie zaś przez licznik Geigera-Mili/era (Wertenstein). Wspominaliśmy już, że jądra powstające w następstwie rozpadu po siadają znaczny nadmiar neutronów. Tak np. w przypadku podziału ją dra uranu na jądra kryptonu i baru najprawdopodobniejsze liczby neu tronów w tych jądrach wynosiłyby 55 i 92, gdy tymczasem najcięższe trwałe izotopy tych pierwiastków zawierają tyl ko 50 i 82 neutronów. 558 Z tej nadmiernej obfitości neutronów wynika, że jądro uranu w chwili wybuchu posiada skłonność do pozbywania się neutronów, co jest tym bardziej zrozumiałe, że to jądro znajduje się w stanie bardzo silnego wzbudzenia. W celu wykrycia tej wtórnej emisji neutronów Ha/ban, Joliot i Kowarski naświetlali roztwór azotanu uranylu w wielkiej ilości wody neutronami małej energii « 0, 5 Mew), otrzymywanymi działaniem promieni f radu na beryl i badali rozmieszczanie neutronów w roztworze za pomocą detektora powolnych neutronów (dysprozu, aktywującego się bardzo wydatnie cieplnymi neutronami). Stwierdzono, że roztwór za wiera istotnie więcej neutronów, niż to zachodzi w nieobecności uranu. Ponadto stwierdzono, że neutrony wtórne są prędsze od pierwotnych, np. wytwarzają endoergiczną reakcję C/(n, p) S, wymagającą energii neu tronów ok. 2 mew. Badając to samo zagadnienie Rotb/a/ stwierdził, że działanie aktywujące prędkich neutronów jest zwiększone, jeżeli neutrony przechodzą przez warstwę uranu, co również świadczy o wtórnej emisji neutronów. Według Ha/bana, Joliota i Kowarskiego średnia liczba neutronów wysyłanych w chwili wybuchu jądra uranu wynosi ok. 4. Zjawisko to jest bardzo interosujl\cp. z tego powodu, że stwarza w za sadzie możliwość wybuchowej reakcji łańcuchowej, tj. takiej, w której neutrony wtórne, pochodzące z rozpadu jąder uranu, są chwytane przez inne jądra, wywołują nowe rozpady itd. Obliczono (F. Perrin), że w od powiednio dobranych warunkach wielka masa uranu, naświetlana do wolnym źródłem neutronów, powinna ulec całkowitemu rozpadowi, wydzielając przy tym olbrzymią ilość energii. E a a I La e i ł=:i:=ł=g /’f e /r-ł-t e= Id q Jak wiadomo, radiopierwiastki naturalne, posiadające izotopy wśród pierwiastków trwałych, okazały się wielce użyteczne jako wskaźniki wielu reakcyj chemicznych i procesów fizyczno-chemicznych. W ten sposób zdołano zbadać zachowanie się tych pierwiastków w przypad kach, w których posługiwanie się zwykłym i metodami byłoby niedogodne lub zgoła niemożliwe. Przytoczymy jako przykłady dyfuzję w stanie stałym, adsorpcję, zjawiska wymiany itp. Małżonkowie Jolio/-Curie pierwsi zwrócili uwagę na to, że sztuczne radiopierwiastki są powołane do odegrania analogicznej roli w chemii pierwiastków zwykłych. Użyteczność tych radiopierwiastków może być bardzo wielka, gdy zważymy, że spotykamy je we wszystkich miejscach układu periodycznego. Jak dotąd badania tego typu znajdują się w stadium początkowym. Radioizotopy Br i / znalazły zastosowanie w zjawiskach wymiany mię dzy jonową i drobinową postacią bromu i jodu w roztworach wodnych (Lind i Shif/ett, He rszfinkie/ i Griinstein i inni). Należy zaznaczyć, że możność oddzielania radiopierwiastków metodą Cha/mersa i Szi/arda wynika z tego, że radiopierwiastek powstaje w modyfikacji nie ulegającej wymianie z pierwiastkiem naświetlanym. Zastosowania biologiczne. Małżonkowie Joliot-Curie wyrazili rów nież pogląd, że nowe radiopierwiastki powinny znaleźć zastosowanie w biologii. Myśl ta została podjęta przez Hevesy’ego, który wsier: interesujących prac posługiw-ał się radiopierwiastkami jako wsk i/ni kami procesów zachodzących w organizmie. Do tego celu nadaje się m. i. radiofosfor, otrzymywany dzisiaj w stosunkowo znacznej ilości za pomocą cyklotronu lub silnych preparatów berylowo-radov ’bo berylowo-radonowych). W istocie z jednej strony fosfor i 10 pIer wiastków o dużym znaczeniu biologicznym, z drugiej zaś strony długi okres (15 dni) radiofosforu S2p umożliwia badanie przei fosforu w organizmach roślinnych i zwierzęcych. Prl; pujący przykład ilustrujący charakter doświadczeń tego rodzaju. Sło necznik został umieszczony bezpośrednio po wyki ełkowi odżywczej, zawierającej zwykły fosfor. Po rozwinięciu się pewj?ej liczby liści roślinę przeniesiono do zupełnie podobnej kultury, dol\tórej do dano nieco radiofosforu. RośJ.;ua rozwijała sie. nadal; liścia wyrastały’ w górnej części rośliny. Oznaczono osobno zawartość fo sfory nych i dolnych liściac ’. r/ono promieniotwórczoś tj. względną zawartość radiofosforu w obu frakcjach. Oktązdło się, że promieniotwórczość jest w przybliżeniu jednakowa, co świadczy o tym, że odżywczy fosfor nie zostaje związany w sposób trwały, ręcz że za chodzi nieustanne krążenie atomów fosforu w całym organizmie rośliny. 559 560 TABLICA Ookiadne masy atomowe lekkich pierwiastków trwałych i nietrwałych. Według Bethego i Lwingstona. Hec. ot Mod. P/u/s., 9, 373, 1937. Symbol Pierwiastek Masa Symbol Pierwiastek Masa

In Neutron 1, 00895 19/«’ Fluor 19, 00452 ’H Wodór 1, 00813 20 f 20, 007 ii -7/ Oeuler 2, 01472 »Ne Neon 19, 99886 3H 3, 01705 2 ’ Ne 20, 99968 3He Hel 3, 01707 22Ne 21, 99864 ’He Hel 4, 00389 nNa* Sód 22, 0002 sHe Hel 5, 0137 2*Na ii 22, 9961 Nie I ł) 6, 0208 2W ii 23, 9974 Lit 6, 01686 „Mg Magnez 23, 9924 ’Li “ 1 7, 01818 »Mg 24, 9938 “.b ’L? \ — 8, 0251 »Mg >i 25, 9898 ’Be ’ Beryl — 7, 0192 *Mg ’ 26, 9921 85e » » 8, 00792 26 Al’ Glin 25.9929

• Be ł “ 9, 01502 AI t ““ 26, 9899

I 10 Be I ł >’ 10, 01671 25 A I’ 99 27, 9903 lOg Bor 10, 01631 2 o Al’ li 28, 9904 „B 11.01292 W Krzem 26, 9931 i2B“ f “ 12, 018 f Si 27, 9866 ii , nr* t W’ięgiel 11, 01520 t*Si ii 28, 9866 . /} 12, 00388 **Si ii 29, 9832 11 13, 00761 nSi* ii 30, 9862 top * Fosfor 29, 9874 Sip 99 30, 9843 ’W' Azot 13, 01004 32/ J « 31, 9841 ii 14Ar 14, 00750 *25 Siarka 31, 9823 i s N 15, 00389 **5 33, 978 uN* 16, 011 3 ’ CI’ Chlor 33, 981 Tlen 15, 0078 3 ’CI » 34, 9803 160 16, 00000 „CI lł 36, 9779 uQ 17, 00450 TMCI“ 37, 981 18, 00369 **A Argon 37, 974 11’* Fluor 17, 0076 *oA }> 39, 97550 I s f J 18, 0056 Uwaga 1: gwiazdki oznaczają pierwiastki promieniotwórcze, znaczy: «w przy bliżenia*. Uwaga 2; masy atomowe ’n, ’11, 2H, nC, *W i * zostały niezuacznie poprawione; są to średnie wartości wynikające z prac Mat/aucha, Bainbridge’a i As/ona. T A U 1-1 C A 11 Tablica sztucznych radiopierwiaslków u symbol radiopierwiastka, Tokres w sekundach 15), minutach (HI), dniach (<I) lub latach (I), 4 1 rodzaj przemiany: przemiana $ (-), pozy tonowa I-fi, przemiana ze schwytaniem elek tro n u (A’), kté rej może towarzyszyć j ąd rowe p ro m ie n iowan i e y (7). To ostatn ie prom ien iowa nie występuje także w przemianie wyższego izomeru na izomer w sianie podstawowym. li T S * r U T“ 1 I 6He 0, 8 S „Se »Ca 0, 9 d 1 / sLi 0, 85* — ---a 85 d „C»? 195 d + „Ile 43 d T, A’? 102m.. Get 1, 5 <1 1 O / *\Se 1, 7 d 30;;1 + nli 0, 02« „Ti 2, 8 ni „C e? 1, 1 d + „Ti 72 d »G 20, 5 m II 600 d ’-'eG e 78;/( + 4 1/ 16, 2 d +, K „Ge 480 111 »JY 10, 3 m + 49y 33 m + ’ a 2, 1 d t ’6N 8 s Er) JI 202m “ 4 * 13, 5 IiO 2.1 m 52 v 3, 9 m 76.4s 1, 1 d + 19L) 31 8*M’? 330 m Vis 50 fp 1, 15 m + *Gr7 2, 83 d + »M* 80;;; ISp 108m + „Gr? 180 d + — ->Se 105m + up 10 s „Mn 46 ni + nSe 1 111 23 y Ve 33 s 21 ot aiSe 57 m + „Na 3 / tf 6, 5 d fi+K **Se? 17 w ’'I Na 0, 61 d „Mn 310 d ’.„fi r 6, 3 1;1 — »t 0, 66 d + iC.11 li 155 m v>B r 272m 10, 3 m **Fe 8, 9 m + 18, 5 m » o 20 m t»pe 47d 1, 4 d u A!4/ + 75 »Co 0, 75 »8r1 152 m. + t

• »AI 2, 56 IM Co? 180 d «’A V? 0, 75 +

»AI 1 1 Oi „Co 11 ni «A ’;? 270 m „Si 6, 6m Co 1 O / „ifr? 74 01 + + 31 Si 144 m „A i 1, 5 d + 1, 5 “ i + 3J J) 2, 5 /» + W? 1 80, 11 + 83 /?6 9, 8 m + np 14, 5 d «»A7 156 m? 18 m 31 c 26 m „C a 1, 33 m + 88/?Z.? 18 <l 80 & + « OC« 7, 9m + 80C,. 55 d w 33 m + «’G U 204 «i + »» 180 M 38CI 37 m *Ca 1 O ni 88 y 120 m + lii 4m „Gu 768 TO f OOy 2, 5 ’ 11 O;«  Ca 5/«. *y? 2, 9 d 38 A ’ 7, 7 m + G3/T/t 38 ni t 80Z;? 2, 9 d + »K 750 1« 235 d *Zr/ 63 d UK1 18 m I ZJ I 60 111 » Zrl 0, 71 <1 39C 4, 5m g\\b 11 d « + „Ca 144 m “ Z I I 30 d + „Nb 7, 5 m 11 Se 53 ni + liGa? 48 m +, K? „Mo 17 m +, K , 3S C 240 /« + Ca 552m “»Mo 2, 67 d 44 Se 2, 17 d + „C a 3, 2 d +, K w*Mo 25 m 246 m «’Ca 66 m 9843? 31 ni + + M. C.iirio-Skłoiiowska. Promieinotwórcznśl\. 36 561 TABLICA II p:g dalszy) li r S H T 5 11 T s 9843? 30 s „Ga 19, 8 OT ’. ’Er 306 m “43 360 m 1 2, 3 d “. „T u 240 d 1 0043 P 50 d 60 d Yb 0, 58 G 10143? 81 d 121 T E 120 d +, 1< ’ '“ „Yb 126 m “’Ilu 1, 8 m + ’-“7’e 90 d T “. Lu 7 d 240 m 127 Te 10 A 216 OT 0, 83 d 129 T, 30 d T mm 180 d mRh 4, 2 m 700T “ aTa 492 OT +, A.’ “„IW 44 s “ ’Te 1, 2 d T 30 m + “ /, 45 d 1317V? 250T TMTa 97 d ... 103 Pd 30T 124/ 4 d 1 87 \y 1, I + + mpi 0, 54 d 1261 13 d “«/ie 0, 83 d u I P d i r m 1281 25 m m i ie 3, 5 (I i o « /11, I 8, 2 d +? K ISOI O 52 d Os 1, 7 d -., 24, 5 OT u I 1 8’d 1921,. 60 d “ M f 225 d + “„Cs 90 m 1 941,. 0.8 d + »» 2, 3 m!lilia 85, 6 OT 1» 1, 5 m 11 u, “, 22 s “«Ea 132 OT 19C/,. 280T III A i 7, 5 d „OL« 1, 3 d 1 M IV 53 m + 2, 1 OT “’Pt 3, 3 d m A g 192 m 141 Ce 144 w 0, 75 d “. Cd 402 OT 1101“. 3, 5 1;1 1 99/, / 31 m + 109Cd 330T “’ „Pr 0, 7 d ’15 Au. ’ 1-5d “’Cd 258 m +, \Vd 3, 5 d? 0, 54 d , ’»Cd 2, 17 d, 411. Vd 120 OT m A u 2, 7 d “’In 200T ’. „Nd 21 OT m:Au 3, 3 d + 1, 20T i“ (> I 0, 52 d 430T . “/ / / 50 d 1&150T 210T 1, 07 d “’In 240 m 15580T 1, 9 d mji 50 m y 116/“ 54 01 1 i 501,;“ 1, 1 d:t, K 20077 50T 13 8 “*EiJ 550 OT 2“ 9/, 1, 800T » “’ 1 1 I 138 w “’Gd 0, 7 Chamie, p. Curie I. Chao 256 Clay 424 Cockcroft i Walton 317, 318 Compton 65, 75, 79, 81, 82, 84 Compton i Doan 70 Cosyns. p. Piccard Cotelle. p. Curio Maria Cotto n 183 Coulomb 3 Crane, Lauritscn i Sołtan 187 Ci’ookes 42 Curie 1. 169. 185, 218 C u r i e I. i C h a m i e 1 23 Curie I. i Joliot 205, 257, 312, 316, 317, 320 Curie J. i Curie P. 10 Curie Maria 100, 101, 103, 110, 116, 154, 156, 165, 169, 180, 270, 272, 280 Curie Maria Cotelle 358 Curie Maria Curio P. 102 Curie Maria Dchicrnc 103, 108, 281, 288 Curio Maria Koiirnier 325 Curie Maria Vovanovilch 295 564 Curie Maria i Kammerliiigh Onnes 155 Curie Maurice 29“,:t95 C u r i e M a u r i c e i J o I i o t 408 Curie P. 127, 154, 278, 285, 297 Curie P. i Curie Maria 140, 155, 236, 281, 282, 285 Curie P. Uanne 124 Curie P. Dewar 199, 293 Curie P. Laborde 292 Curie P. Sagnac 63 Czapek 109 D Dadourian 390 Danlos 301 Danne, p. Curie Danysz 234, 265 Darwi n 425 Debicrne 103, 124, 125, 126, 127, 139, 140, 280 Debiernc, p. Curie Maria Debye 3, 93 Dobye i Hardmeier 226 . Tirr 1’, “ Dr“ j “ H M s. 2K5 Deu>19H$ Oewar„H Dewar, p. Curie I’. Dirac 50, 257 Doan, p. Conipton Dominie! 303 Donat i Philipp 247 Dorabiaiska, p. Swi<, -toslawski Dorn 232 Duane i Scheuer 289, 291 Duncanson i Miller li I I Dupouy, p. Kosenbluiii E Ebert 415 Einstein 75, 86, 87 Ellis 234, 261, 265 Ellis i Aston 266 Ellis i Wooster 269, 294 Eisler i Geitel 155, 408, 413 d’Espine 234, 265 Eve 268 F Fajans 346 Fajans i Goliring 107, 355 Fermi 98, 321 Flamm 216 F o u r n i e r 231, 325 Fournie* i Guiilot 231 Fournier, p. Maria Curie Fowler 215, 217 Francis, p. Tcheng Franz, p. Botbe Frilley 260 G Gamow 227, 273, 274, 327, 329 Geiger 153, 189 Geiger i Marsden 219 Geiger i N uttall 190 Geiger, p. Rutherford Geitel, p. EIster Gentner 256 Gordien 415 Giesel 111, 116, 285 Gleditsch 357 Gockel 420 Godlowski 111 Goliring, p. Fajans G r a f 234 Gray 253, 258 Gray, p. Ramsay Gray, p. Tarrant Gregoire 194, 198 Grosse 109, 360, 373 Guiilot 338 Guiilot, p. Fournier Gurney, 177, 240 H Haiin 103, 107, 111, 112, 265, 355 Hal m i Meitner 103, 109, 148, 234, 372 Bardmeier, p. Debye Harkiiis 59 Heisenberg 96 Henderson 188, 215 Henderson, p. Lawrence Henriot 407 Uersfeld 343 Hess 420 Hess, p. Meyer Hevesy 155, 345, 406 Hevesy i Pahl 407 Hevesy i Paneth 341 Hevesy, p. Bronsted Himstedt 127, 410 Iliicinns, p. Soddy Hiltorf 1 Hoffmann 407 Holmes 408 Holmes, Lawson i Kirsch 398 Holweck 77, 301 Horovitz, p. Honigschmid Honigschmid 105, 395 Honigschmid i Horovilz 358 Hoggins 281 H u II, p. Richards Jacobsen 247 Jaffa 278 Jędrzejowski 287 Joliot 206, 245, 247 Joliot, p. I. Curie Joliot, p. Curie Maurice Joly 287, 408, 427 Jovanovitch (Yovanovitch) 111, 234 Jovanovitch i d’Espine 236 K Kailan 291 Kammerlingh Onnes, p. Curie Maria Kaufmann 233 Kelvin 30, 425 Kirsch i Pettersson 307 Kirsch, p. Holmes Kleeman, p. Bragg K I e i n i N i s h i n a 8 1. 253 Klein i Rosscland 95 Knudsen 126 Kohlrausch 153, 252, 415 Kolhorster, p. Bothe Kovari k 259 Laborde, p. Curie P. Lacassagne 300, 301 Lacassagne i Lattes 299 Langevin 22, 24, 25, 26, Langmuir 27 Laporte 21 Laportc i da Silva 22 Lattes, p. Lacassagne Laue 65 Lawrence, Livingston Lawrence, Livingston, son 318 Lawson, p. Holmes Lecoin 241 Lenard 38 86, 197 White.’(19 White i Hender Lerch 147. 340 Lind 285, 291 Lind i Bardwell 286, 289 Lisie 119 Livingston, p. Lawrence Lorentz 83. 85 M Mac Coy 352, 354, 356 Mac Coy Ross 352 Mache 127 Mano 216 Marckwald 108, 340 Mardsen, p. Geiger Mader 177 Mehner 256, 265 Meitner, p. Halin Merton 402 Meyer 286, 358 Meyer Hess 294 Meyer i Paneth 354 Meyer i v. Sohweidler 232 M i c h I 178 Miller, p. Duncanson Millikan 31, 77. Millikan i C-meron 420 Moseley 71, 72, 93 Mott 227 Mott, p. Taylor Molier 245 M u n d 208, 289, 291 Murphy, p. Urey Muhleslein 285 N N a i d u 1 77 Kernst 2, 341 Nishina, p. Klein Nuttall. p. Geiger Pahl, p. Hevesy Paneth, p. Hevesy Paneth, p. Meyer Paschen 91, 341 Pauli 98, 328 Peirce, p. Bragg Perrin J. 32, 38, 155. 308 Perrin F. 328 Perrin F. i Auger 221 Pettersson, p. Kirsch Philipp, p. Uonat Piceard i Cosyns ’i21 Piccard i Stal)€1 155 Planek t’.:i Poincare 99, 100 Pose 310 Prout 56 Przihram 286 R Ramsay 139 Ramsay Cameron 289 Ramsay G ray 126 Ramsay So.ldy 199 Ramstedt 128 Rasniussen 137 Rausch v. Traubeilberg 127, 17s Regener 420, 421 Richards i Bax395 Richards i tiuli ’.01 Kona, I). ISlau Rosenblum 184 R o s e n b I u m i D u P o tty 186 Rosenblum i Valadares 27’. Ross, p. Mac Coy Rosseland, p Klein Rontgen 6 O. J /\ /\ /\ /\ “ RiitherfortWS? 139, 154, 1«’. ’88. 194, 219. 825. 226. 276, 306 li-iger 153, 192, 196, 353 Rutherford Robinson 185, 294 R u t h e r f o rdR o y d s 137 R u t h e r f o r d i’ S o d d Y 11 2, 1 29, 140 Rutherford, W rd i Wynn-Williains 175 s SugDSC 63 Sagnac, p. Curie Sargent 241 Scheuer, p. Duane Schmidt 100 V“7 Schrodinger 96 v. Schweidler 151 Seil 415 Siegbahn 73 Skobielcyn 262, 266, 422 Smekal 267 Soddy 55, 339, 346, 357, 395 Soddy i Ciansloii 109 Soddy i Hitching 358 Soddy, p. Ramsay Soddy, p. Rutherford Sommerfeld 98 Soltan, p. Crane Stahel, p. Piccard Stetter 225 Stokes 64 Strutt 399, 408 s Swiejoslawski i Dorabisiska 294 T Tarrant 256 Tarrant i Gray 257 Taylor i Molt 329 Tcheng da Tcheng Tcheng i Francis 360 Thibaud 70, 77, 260, 266 Thomson J J 18, 29, 31, 42, 46, 53, 55, Thomson (i. P. 19 t, 25. 29. 33 u rey, Brfckwedde Murphy 57 v Valadares 260. 261 Valadares, p. Kosenblum Vi Ilard 250 w Walling 353 Walton, p, Cockcroft Ward, p. Rutherford Weiss 155 Wertenslein 139, 207, 247 White, p. Lawrence Wilson 30, 31, 167 Wooster, p. Ellis Wourtzel 289. 291 Wynn-Williams, p. Rutherford z Zeeman 281 SKa ROWIDZ Absorpcja 336 promieni a 169 promieni j5 229 promieni y 250 P r o m i e n i c i a ł p r o m i e n i o t wór c z y c h 1 66 promieni katodowych 44 promieni kosmicznych 421 prom ien iowan ia elektromagnetycznego w ogóle 83 absorpcja radonu przez węgiel 128 Adsorpcja 129, 338 Aktyn 103, 110, 373 a kty n A, li, C, C, C“ 144, 377 aktynon 111, 121, 124, 377 aktynouran 106, 378 aktyn X 111, 374, 377 aktywny osad 111, 144, 3“ protaktyn 103, 373 radioaktyn 111, 374 Aktynowa rodzina 109, 372 Aktywacja 140 Aktywacja nasycona 140 Aktywne osady, p. osady aktywne Aktywność potasu 406 Aktywność źródeł 411 a cząstki (promienie) 98, 169 absorpcja w gazach 176 anormalne rozproszenie 225 fluktuacje zasięgu 217 grupy główne 170 grupy długiego zasięgu 275 jonizacja całkowita 177, 217 jonizacja kolumnowa 197 jonizacja wtórna 217 krzywa Bragga 170 liczba jonów wytwarzanych przez jedną cząstkę 191 liczenie cząstek a 195, 196 ładunek 191 masa i energia 186 metoda scyntylacyj 175 metoda ogniskowania 183 odchylenie magnetyczne 181 PRZE DM lOTÓW a cząstki (promienie) odchylenie elektryczne 185 odskok a 205 prawo Geigera 189 prawo Geigera-Nuttalla 191 promienie 3 203 promienie A’ wtórne 20’ równoważnik powietrzny 178 rozproszenie 21d rozpiiLi 1 **““> stos. 185 strata ładunku 187 strata prędkości 213 subtelna budowa 184 teoria przechylenia przez materię 208 teoria przemiany a 326 transu,.itacje wywołane przez cząstki a 30*, 312, 320 wytwarzanie holu 193, 199 zależność zasięgu od prędkości 189 zasięg 169 zasięg ekstrapolowany 171 zasięg najprawdopodo’ ojszy 218 zderzenia wyjątkowe 220 zdolność hamowania 180 a promienie, p. a. cząstki Amalgamat radu 105 Analiza mas 54 Analiza mas ołowiu 394 krzywych dezaktywacji 161 widm pioujjeni.V 67 widmowa baru radonośnego 103 Aniony 1 Anormalna absorpcja promieni y 331 Anormalne rozproszenie cząstek a 225 Antykatoda 37 Atmosfery jonizacja 416 Atmosferyczna promieniotwórczość 416 Atom atomowa liczba 58 atomowa zdolność hamowania 180 atomowy ciężar chemiczny 58 A111111 atomowy współczynnik absorpcji pro mieni — \’ 45 teoria Bohra 71, 89 Auloradiohistologiczny obraz 299 Atitunit 101, 114 Bar radonośny 103, 116 Bariera potencjału 327 Bekierelit 114 [8 cząstki (promienie) 228 absorpcja 230 granica widma ciągłego 241 235 wewnętrzna 239. 265 -. 238 lad’inekl\prl\ — ««ni L 238 metody badania 229 odchylenia »krxj,.vwa»c 233 odchylenie magi..“ odskok 2’,: pasma wielkiej energii ZN> stosunek e/m 233 strata prędkości 241, 245 teoria przechodzenia przez materii; 243 widmo ciągłe 240 widmo prążkowe 235 zasięg 242 zdolność jonizacyjna 242, 246 Betafit I I Bieg własny 7 Bilans cieplny ziemi i słońca 424 Blenda smolista 102, 114, 115, 395, 399 Bróggerit 114, 395, 399 » Cechowanie komór jonizacyjnych 135 Chalkolit 101, 114 Chemiczne własności radiopierwiaslków 146, 337 adsorpcja 337 porywanie (indukowane strącanie) 337 własności elektrochemiczne 34(1 Ciemnia Crookesa 35 Ciemnia Faradaya 34 Cieplne działania ciał promieniotwórczych 295 Ciężar atomowy chemiczny 58 ołowi ów pochodzenia promieniotwór czego 393 protaktynu 347 radonu 126 rad u 104, 105, 347 Ciężar atomowy toru 347 uranu 347 Curie 131 Curieterapia 301 Cykle magmatycziio 427 Cytokaustyczność 300 Czas bezwzględny 86 Czas własny 86 Czas zredukowany 131 Czas życia (średni) 150 Cząstki a 169 p’ 228 / / 225 Cząstkowa krystalizacja radonośuego chlorku baru 116 Częstość graniczna serii 91 Częstość podstawowa 71 ilość ładunkowa 8 litość napięciowa 8 Dawkowanie promieni — t’ 82 Dematerializacja 257 Deulerony 319 Dezaktywacja 161 Długość fali elektronów 48 promieni 7 260 promieni X 65, 71 Dopełniające się krzywe 131 Dyfrakcja elektronów 48 Dyfrakcja promieni f 259 Dyfrakcja promieni — V 65 Dyfuzja emonacyj 124 jonów elektrolitycznych 2 jonów gazowych 22 w stanic stałym 350 Działania promieni riał promieniotwór czych 277 biologiczne 297 chemiczne 288 cieplne 292 fotograficzne 283 jonizacyjne 277 lecznicze 301 świetlne 281 Dziedzina promieni pośrednich 77 Efekt ekranu elektrostatycznego 93 Efekt fotoelektryczny złożony 95 Efekt gazu 82, 267, 419 Efekt ścianek 82, 267, 419 Efekt wiązania 57 Elektrochemiczne oddzielanie skladritkó’** osadów aktywnych 147 Elektrochemiczne własności rad wiastków 340, 342, 345 Elektromagnetyczna teoria promieniowa nia 83 Elektrometr kwadrantowy 8 nitkowy 8 Elektronowy współczynnik rozpra p r o m i e n i y 254 Elektrony 24 błonka promieniowania 87 dyfrakcja 48 elektron 1, 25, 43 elektron dodatni (pozyton! 49. 320, 423 elektronowolt 51 emisja fotoelektryczna 26 emisja termionowa 27 energia wypromieuiowana 87 masa elektromagnetyczna 85 potencjał opóźniony 85 pozyton, p. elektron dodatni promieniowanie elektronu 85 pulsacja 84 stosunek e/m 42, 233 zdolność jonizacyjna 48 Elektrony Comptona 82, 254, 262, 419 Elektroskop listkowy 7 Elektrostatyczne przyrządy 6 Eman 411 Emanacja 121 Emisja promieniowania 83, 95 Energetyczne poziomy 73 Energia kinetyczna cząstek a 186 poziomu 90 promieni j5 242 promieniowania 88 wiązania jądrowego 57 Euksenit 115 Ewolucja aktynu 378 radu 369 toru 388 uzupełniająca 161 Fabrykacja radu 116 Fala de Broglie’a 48 Fala przyśpieszenia 88 Falowa mechanika 96 Ferganit 115 Filtrowanie promieni X i “[ 62, 303 Fluktuacje promieniotwórczości 151 odchylenie bezwzględne 152 Fluktuarje zasięgu cząstek cr. 9 2 “ Fluoresceucja spowo<, ow2 rc,.Ycl, 283 »ie ciał pA“>ioni“’A“ ’iram)„vcll 1()O Fluorescenrja związA ». V Fotoelektrony 6 3, „p I o d I’olometpyr/i i a q niowania 284 Fotony 75, 98. pod działanieA-n Fosforesce..cu. A ro Ilo’wórczych C i a ł p r o m i e, r y i l I e d i f c f I i i, rf? Iw., ’ Fosforu jo iiz:’. i,,,.a.-.. Frakcjonowania, aktynu 110 * aśKr FrHkcjonowa\jf-aJB*Aj»«  Funkcja wlał proroie Gałąź aktyn Gałąl radu y promieni abso 1’U'J u I a c A g (materializacja A 256 iglfl’du energii za pomoce comptona 262/’ Ajacja 26*i ’lisia’ 257 całki. demalerie dłn i rość ’ wyznaczana na podstawie dyfrakcj i 260 wyznaczana na podstawie widma foto elcktronów 261 efekty gazu i ścianek 267 jonizacyjni’ działanie 267 konwersja wewnętrzna 264 liczenie fotonów 259 —. ’ metody badania 250 natężenie 266 \ prawo Hragga i Pęfrc«’a 253 promienie wtórne 258 rozproszen ie (zjawisko Co m ptona) 253 wzór Kleina-Nishiny 254 Gazów jonizacja 4 Gazów naturalnych promieniotwórczość 410 Gazy promieniotwórcze 103 Gęstość prądu 1 Granica serii 91 Grupy promieni a 170, 275 fi 234, 235 Y 252 II cząstki 222, 225 Halo pleochroiczne 287 Hel wytwarzanie helu przez cząstki a 193, 199 1\ ’“:» Ed O b e c n i i’ij, ycxa Politechniki Gdańskie 570 Hel w minerali /\ promieniotwórczych 393, w — zródlaM. StSJriW Hipotezy 11 poonou >>O 1 nromieniotworczo [ndukowane strąeanie 337 Infekcja promieniotwórczość Inhalacje gazów p-om en.o I I I u.. J a P, y — >n Iwo rcz . ycl i.(02 nsty n Ha owy w.. z» (I Iskra 3’i Iskrzenia potencja! J!/\ 241 Izohary 58 ego Izomorfizm 338 pia w ZWiąZkU V.I, lA ’eniiii 339 JOwi o Izotopowe Izotopów pr Izotopy 55 .Iachymów (Joachimstal), Jądro atomu 71, 89, Bariera poten cjału 327-1 budowa jądra 323 elektrony jądrowe jądrowe poziomy Jednostki w nauce o ści curie 131 email 411 jednostka Machego 412 milicurie 131 rentgen/ i/’* Jon (pierwiasttfc) 103, 358 acja elektrolitów cony I Iyfuzja 2 kationy I ruchliwość 2 Jonizacja gazów ’i atmosfery 416 wytworzono przez elektrony 48 cząstki u 217 cząstki j5 242 promienie f 267 promienie ko smiczne 420 Vczo w zamkniętym naczyniu 418 zderzeniowa 33 dyfuzja jonów 5, 22 jonizacyjne działanie promieniowania na gazy, ciecze i ciała stałe 277 komora jonizacyjna 5, 6 Jonizacja kondensacja pary wodnej na jonach 29 potencja! jonizacyjny 33, 76 prąd nasycenia 13 rekombinacja 14 współczynnik dyfuzji 22 współczynnik rekombinacji 17 Karuotyt 115, 395 Kalorymetryczne metody 293 Kąpiele radowe 302 Kasolit 114 Katodowe prom absorpcja i ro działanie pola tycznego 36 katodowa warstw;, oscylog raf katodo pomiary prędkości półkula foaforesc< rozpylanie 38 stosunek e/m 43 strata prędkości z d o I n ość j o n i z jna 48 Katodowy spadek potencjału 34 Kenotron 28 Ki nematyka I.oreiitza-Kiusteina 87 Kiury t 114 Klasyfikacja radio pierwiastków na podstawie rodzin 333 w układzie periodycznym 347 Kleweit 114, 395, 398 Komora jonizacyjna 5, 6, 67, 228, 418 Komora rozprężeń 82, 167, 263, 422 Kondensacja pary wodnej na jonach 29 Kondensacja radon u 129 Kongres radiologii w Brukseli 270 Kongres radiologii w Sztokholmie 82 Konwersja wewnętrzna 239, 264 Końcowe produkty przemian 393 Kosmiczne promienie metody badania 422 przenikliwość 420 snopy 423 wpływ szerokości geograficznej 424 zmiany z wysokością 421 Kwantowa mechanika 96 Kwanty energii 75, 83, 84 Kwarc piezoelektryczny 10 1 35 i n i e 44 yc2 magne Lantan 110 Liczba atomowa 58 Liczba Avogadro 32, 193, 197 Liczba cząstek a wysyłanych przez >ic 193, 196 Liczba jonów wytwarzanych przez cząstkę a 197 Liczba fotonów wysyłanych prze/o I g RĄ 259 Liczba protonowa 322 Liczb; kwantowe 93, 94 Liczen ie cząstek a 195 Liczenie fotonów 259 Licznik Geigera-Mfiliera 258, 270, 4 Licznik igłowy 195, 258 Ładunek elemj ntarny 32 Ładunek ’.. 22, 29, 31 Ladunc oku a 207 Ładunek ’eni katodowych 38 Ładunek p i..oszony przez cząstki a. 191 Ł a d u n e k p r z e n o s z o n y p r z e z c z ą s t k i % — >.’fK L u k c i e k I i ».(! ń Mag ma 427 Magneton Bolira Masa atomowa 55 Masa elektromagnetyczna 85 Masa elektronu 92 Masa spoczynkowa 85 Masowy współczynnik absorpcji 45, 62 Materializacja 257 Mechanika falowa (kwantowa) 96 Meteoryty 409 Metody doświadczalne destylacji nieodwracalnej (oddzielanie izotopów) 58 ka lory m ct ryezna 293 koinoydencyj 422 kompensacji (pomiary elektrostatycz ne) 9 m i kro foto metryczna 284 obracanego kryształu (dyfrakcja promie n i X) 67 odchyleń skrzyżowanych (ozuaczaiiic e/m) 42, 233 ogniskowania I promieni korpuskular nych) 183, 233, 238 płukania w temperaturze pokojowej (oznaczanie radonu) 188 prądu gazowego 14, 20, 124 scyntylacyj 175 stałego odchylenia 11 śladów (torów mgielkowych Wilsonai 31, 167, 239, 315, 422 wrzenia ’oznaczanie r a d o n i u 134 Metody doświadczalne wskaźników proir*un“..“<i’ cych. 350 wypływu loznac„aii<“ rM» ru ątoin<>«  go emarac-’J' 1211 Mezotor 106, * m > Minerały p r a 1\ 1\ 1\

• “,

ń u hel w m i o f “ h c ), W minerały tirowł-Uranowc 120 minerały ujranow< i*Ą ołów w ni/aeraTaU 395 pi..inieuio\».órcl“ wiek minet zwykłych 1 1 409 Minimum Miotełkowe-* T Moment si *. a Mo nazy.! > »20. n a I, 7 ’“ W I Neu Tli’ . prze, rola > iebe< IIlzal fa’ dra 323 i n n u ieniolwórczości Objętość atomowa. 401 Objętość jednego 1 3 9 Obrazy radioskopowe i radiograficzne 60 Ochrona od promieniowania 30’. Odchylenie promieni kato“ ’c.h 38, 41 Odchylenie promieni* a I) Odchylenie promieni /\ 232 Odskok lekkich atomów 221 O d s kok p r o m i e n i o t wór c z y a 1 47, 205/\ absorpcja odskoku 207 ładunek 207 zdolność jonizacyjna 207 Odskok promieniotwórczy fi 247.. Ognisko (promieni TI 37 Ognisko (w curieterapii) 302 Ogniskowania metoda 183, 234, 238 Okres 106, 122, 151 Ołowie ’izotopowe 400 Ołów pochodzenia promieniotwórczego 394 Osady aktywne 121, 141 akty n u 145, 377 długotrwały radu 141, 144, 365 krótkotrwały radu 364 toru 145, 386 w atmosferze 4 12 Oscylograf katodow..“ 40 Ostyganie ziemi 425 Otrzymywanie czystego ,.“],,,,., Otrzymywanie radu 115 Oznaczanie radu za pomocą radonu 132 za pomocą promieni 7 270: Oznaczanie substancyj Prom i eniotwórczych za pomocą promień’ o 20.r, za północą promień p 248, pomocą promie.-! 7 270 Pierwiastki macierzyste Pierwiastki pochodne tor’ I»»jcrwiastki pochodne urar 07 fcłjjl\n 103. 108, 338, 342, 365, “(7 opow?cze 337 radjop. wiastków 3., D P y Sial .it.-iH-ni.czn.i.340 iskrzenia 34 jonizacyjny 33, 76, 91 opóźniony 85 rezonansowy 76, 91 równoważny 43 Potencjału bariera 327 Pozorne parowanie 208 Pozytony (elektrony dodatnie) 49, 320, 423 Prawdopodobieństwo przejścia przez ba rierę potencjału 327 Poświata ujemna 35 Potasu promieniotwórczość 101, 406 Powstawan ie “ c z“ 357 Poziomy en er;. ',

“’oziomy jądrowe 273

rezonansowe 311 Prawo Bragga i Peirce’a 75, 253 Prawo Geigera 189 Prawo Geigera-Nuttalla 190, 327, 334 Prawo przesunięcia wartościowości 346 Prawo równoważności jonochemicznej 290 Prawdopodobieństwo przemiany 150 Prąd nasycenia 13 Produkty końcowe 393 Promienie Becquerela 100 Promienie a, p. o cząstki Promienie p, p. L cząstki Promienie 7, p. 7 promienie Promienie kosmiczne, p. kosmiczne pro mienie P r o m i e n i e R o n t g e n a I u b X, p. X P r o m i e n i e Promieniotwórczość 100 atmosfery 412 gleb i skał 408 FŁJle M““: sztuczna 320 wzbudzona 140 źródeł 412 Promieniowanie elektromagnetyczne 83 Protaktyn 103, 372 Proton 55, 329 Przekształcenie Lorentza 85 Przemiany promieniotwórcze 150 Przewodnictwo gazów 3 Przypływ dodatni 35 Przypuszczenia o pochodzeniu promienio twórczości 155 Przyśpieszenie elektronów 83, 88 Pulsacja 84 Rad 103 odkrycie 103 okres 108 otrzymywanie 116 oznaczanie za pomocą promieni 7 270 oznaczanie za pomocą radonu 132 powstawan ie 357 stan metalowy 105 wzorzec 271 zawartość w glebie i skalach 409 Rad A, B. c, c, C“ 108, 141, 364 Rad D, E, F 144, 365 Radioaktyn 111, 374 Radioaktywność, radioaktywny, p. promie n iotwć rczość, p ro m i e n i otwć rczy Radiochemia 285 Radioołów, p. rad D Radiopicrwiastek 106 „Radiopierwiastki sztuczne 320 Radiopierwiastki w wodach i gazach na turalnych 410 Radioterapia 61 Radiotor 103, 106, 120, 383 Radon 104, 108, 122, 363 absorpcja w cieczach i ciałach stałych 127 ciężar drobinowy 126 dyfuzja 124 kondensacja 129 objętość 1 curie 139 otrzymywanie w czystym stanie 136 oznaczanie 132 powstawan ie 130 widmo 137 własności chemiczne 129 Radonośny bar 116 Radu rodzina 362 Reguła wyłączenia Pauliego 94 Regały wyboru 9’i Rekombinacja jonów 2, 17 fal Relacja n ieoznaczoności 97 Relatywizacja 91 Rentgen 82 I. niziny promieniotwórcze 106, 191 aktynowa, p. aktynowa rodzina radowa, p. radu rodzina torowa, p. torown rodzina uranowa, p. uranu rodzina Rozciągłość fazowa 98 Rozpuszczalność radon u 127 Rozpuszczalność soli radu 100 Rozpylanie katodowe j18 Roztwory wzorcowe 135 Równanie DlfSCi 94 Równanie Schródingera 97 Równowaga prom ien iotwórcza Równowaga przejściowa 160, Rów n o waż n ość j o n o c b e m i c z n a 290 Róntgena promienie, p..1’ promienie Rubidn promieniotwórczość 101. 40f. Ruch jądra 92 Ruchliwość jonów 2, 17 Rura Coolidge’a 29 Samarskit 114, 115 Samaru promieniotwórczość 110, Samoistne wyładowanie 3, 33 Scyntylacje 175, 282 Serie Balmera, I.ymana i 1’aschena 91’ Serie A’, l., M 63, 72 Siarczek cyn ku 121, 282 Skał promieniotwórczość 409 Skok absorpcji 74 Skrócenie relatywistyczne 86 Skupienia atomów promieniotwórczych 285 Skuteczna długość fali 82 Snopy 423 Spektroskop mas 53, 399 S P i n 94 Stała Avogadro 32, 193, 197 Plancka 75, 83 Rydberga 91 słoneczna 424 zaniku promieniotwórczości 122, 151 Statystyka 98 Stosunek e/m 39, 42, 53, 185, 233 Substancje fluoryzujące fosforyzujące 99, 282 Średni czas życia 152 Średnia droga swobodna 33 Tantalany 115 Teoria budowy atomu 89 alom wodoru 89 — \. alom z wieloma elektronami częstość graniczna 91 energia poziomu 90 liczba kwantowa azymulaiua liczba kvantowa całkowita 99 magneton Bobra 94 potencjał jonizacyjny 91 potencjał rezonansowy 91 ret iła wylącscuia 94 liczba prutu ,. r e z o n a n s j ą d r o w y 331 składniki budowy 323 “.I\I’fc“., staliw wzbudzenia jaora “’-'8,.-“0«-;.. Statystyka pierwiastków w przyrodzie 32 sztuczne przemiany 329 * teoria p r/em i an y a 327 teoria p rzem iany fi 328 Teoria promieniowania 85 Teoria przemian promieniotwórczych 1;V an al iza krzywyc h zan i ku 161 fluktuacje promieniolwól.’. \»ści 152 niezmienność stałych jt* — V. 154 ’ równowaga.pr/ejściow promienni

• -!. twórcza 160

stała zaniku i okres 150 zagadnienie dwóch Mihstauryj 151 zagadnienie trzech i n substancyj 158 Teoria względności 86 Tei — m ol u m i i iesccucja 282 T o r 100, 111, 380 Tor./, B, C, C’, Cli 145, 386 To r X 11 2, 384 Torbernit 114 Torianit 114, 120, 396, 399, 400 Toron 121, 129, 386 To r o w a rod z i n a 111, 380 Toryty i i i, 114, 120, 396, 399 Trioda 29 Tujamunit 115 Tytaniany 115 (.’noszenie jonów 14 .Uran 100, i, 106, 351 ,;“’-an I i II:.. ’! ’ i. 1,, \\,, z, 107, 354 , ’*.. 11’». “95, 399 “! c u c i ’ 20 i, 353 uranu rodzina 351 Wanadziany 115 Warstwa katodowa 35 Warstwy wzorcowe 201, 35’. fartości własne 97 IwpsL 95, 344 onv .1’ promienie radiator 62 railiodiagnoza i radioterapia 61 rentgen 82 seria K, I. itd. 63 skok absorpcji 74 widma absorpcyjne 73 załaman ie 69 zjawisko Comptona 79 Zabarwienia 2sr. Z a g a d n i e n i e 2, 3, n s u b s t a n c y j 1 55 n a s t. Zasada nieoznaczoności 97 Zasada wyłączenia 1 ’auli’ego 94 Zasada względności czas własny 85 lasa spoczynkowa 85 . zekształcenic Lorentzu 15 skrócenie relatywistyczne uogólniona teoria względu Zasięgi cząstek a 169 cząstek p 242 odskokti 207 protonów 224, 307 Zastosowania lecznicze cial promienio twórczych 301 Zawartość radiopierwiastków w minerałach 403 Zawartość radonu w atmosferze 412 Zażywanie ciał promieniotwórczych 302 Zderzenia cząstek a 209 cząstek o. powodujące transmularję 306 cząstek fi 24 4 deuteronów 319 jonizujące 33 neutronów 316 protonów 317 wyjątkowe 220 Zdolność jonizacyjna elektronów 48 cząstek o 217 cząstek L 246 odskoku 207 promieni y 269 Zdroje pr.....ieniolwórcze 411 Zjawisko Augera 95 Comptona 79 fotoelektryczne 95 fotoelektryczne złożone 95 Związek między grupami promieni a i y 273 Związki genetyczne 106 t ’top. 235, 261 137 radu!O’i wielkiej częstości 72 Wiek minerałów 396 Wielkie jony 24 Wtasny czas układu 85 Wspć /ynnik aktywności 151 dyfuzji jonów 22 rekombinacji jonów 16 Współczynn.y’* bsorpcji i rozproszenia, p. a b s o r p c i bllt, i s I ki, P c z ą s t ki, Y P r o mienie, K.»......vc promienie, kosmiczne promienie i.V promienie Wstrzykiwania 302 Wyładowanie iskrowe 33 miotełkowe 35 samoistne 3, 33 Wzbudzony stan atomu 95 Wzbudzony stan jadra 328 Wzorce promieniotwórczości 135, 201. 271. 353. -I’ promienie absorpcja fotoelektryczna 63 całkowite odbicie 69 dyfrakcja w kryształach 65 linie Moseleya 72 metoda Dchyc-Scherrera 69 metoda Lanego 65 metoda obracanego kryształu 67 polaryzacja 70 prawo kombinacji 73 SKOROWIDZ NAZWISK Absorpcja neutronów cieplnych w środo wiskach wodorowych 508 Absorpcja neutronów w borze i licie 520 I Absorpcja selektywna n e u t r o n ów 513 Aceton w licznikach Geigera-Mullera M2 Amaldi i Fermi 503, 506, 508, 509 Aparatury dostarczające szybkich cząs/\. ’* 475 Bar i z rozbicia u rami Loru 555 Beryl jako źródło neutronów 493, MB 501 Bethe 506, 526, 538, 539 Bcthe Bacher 529 Belhe Livi ngston 544 Bethe Peierls 503 Bethe i Płaczek 519, 537 B i o log i c z n e d z i a ł a n i a n e u t r o n ów 499 Bohr 492, 493, 497, 500, 534, 535, 540, 556 Bor i lit jako absorbent v neutronówV.SI&, ’ 520 Bothe i Gcntner 523, Breit i Wig ner 519, 535, 537 de Broglie’a długość fali neutronu e; 516, 517 Budowa deuteron i i 533 Budowa jadra 525 Cavend ish Labo ra to ry 477, 48(1 Chadwick i Goldhaber 503, 520, 522K Chalmers i Szilard 513, 552, 553. 558 Chemia sztucznych radiopierwiastków 552 Chemiczne zastosowania sztucznych radio p i e r w i a s t k ć w 558 Chwytanie elektronu K przez jadro 549 Cockcroft i Walton 475, 494 Curie, Preiswerk, Savitch 555 Curie i Savitch 555 C y k lot r o n 477 Czas stracony 483 Czas Ż y c i a n e u t r o n ów 503 ! I Dee 504 IIle. Dentar (druteriitm) 495 Deuterony 476, “ 478, 487, 489, 494 I’ e e;. i e ra i j a w i s k o e% n b s Ó I Y c j i o V n t i GajBppP V.-e /I g.; vłół. pros.rfai — c 533 Dyfuzja ił-Iecz,, 508 L’.fMfpfl Y M u f.a na her.v.t UntES DzialaniVudow Lkairjd Lkaren 554 II Ł M /\ T MB B“ Emisja newapigJjWKtlPpl p Energia grup neutronów 51p e kwantowa promieniae/\eti/\/\V 488. 498 1\ W B S 3 *“ idi-i w41PI TM »

mIĘt/ V \

kwantowa promieni y wzbudzanych eneutrony 521 ji’*. neutronów pierwotnych ’188, 493; 499«. r o z p o r z ą d z a I n a 493. v „sil jądrowych jato operator MC w i ą z a n i a j ą d r o w e g o 528 Entropia jądra 538 e i ’.; Fermi 491, 501, 502, 503, 511. 520, 546, 547, 549» 553. 554 Kermi i Amaldi 507, 513 Frakcjonowanie baru i lanlanu 555. > Irakcjonowanie ciężkiej wody 49ti Frenkcl 538 Frisch, Ilalban Koch 522 Gamow 525, 526, 551 Gaszenie w y ł a d o w a n i a 481 Gaz neutronowy 507 Gazy powstające w podziale uranu 557 Geiger i Muller 481 Generator elektrostatyczny 479 Generator impulsowy 475 G<;stość stanów jądra 537, 539 Grahame i Seaborg 521 Grupy neutronów 514 G u rney 547 Meitner 554. M c i I u e r i S t r a s s m a n n 554 XI.:,!!(! 555 ’u, Joliot i Kowarski 55% n i I’axtoa H8’, 519 ’nbćrg 5 3 2 ’,,, L!, .fiukiel i Grilnstein 558 .. ,. sy 559 ’-rr’l\iKV Is w liczniku Gcigera-Miillera 481, eria. jądrowa 545, 551 opowp reakcja}553. bombardowane V.V V ’ V « ’* d u i e 495 Se 493, 500, i. \’ si*s’. eniiayTAciieniowani..’ j J T izotopów tAAAisotberit neutronów 507, 513, korpuskularj tf-ńfijSuBL’ „ii“ o p t Y c z C A H A A o k i i;’ M u s i m i 521 prążkoyfikaeja reakcyj jądrowych 488, 491 ra-i < incydencje przypadkowe «85 , -oincydenpje rzeczywiste 484 Komora teaUyjiia Komora irozprężeń 480 Kruger i Sehoiip 504 Krzywa pochłaniania neutronów 519. Laportc 514 Lawrence 477 Lęa 521 I ’, \.’ Liczba sztucznych. radiopierwiastków 544 Licznik Geigera-Miillcra 481 Licz D ik te lefon iczny 483 L i n d i S h i f I e tt 558 Litu reakcje jądrowe 490 Majorana 532 Masa neutriuo 548 Masy atomowe 489, 495, 526 Maszyny elektrostatyczne 479 Mattauch 526 Meitner 556 Metoda koineydencyj 484 Metody wykrywania cząstek 480 Mezon 532, 547 Moru iTiilmann 513 NeheV i JUrper 484 \euirino 546, 547, 548, 549 li-ony 487, 489, 493, 500 itd. Nowe rodzaje jader 495 Oddzielanie izomerów 552, 553 Oddzielan ie izotopów 553 Odsk k wskutek podziału ciężkich jader 551 Oppenl-.;, ’,.,,;r i Phillips 500 Qs.cyi “ i a f 486 th i Gliickauf 523 fina w źródłach neutronów 507, 512 in V. 558 JHiijfecieniowe przegrody 476 ’. Pierwiastki pozauranowe 554 IrltWtyceina 476 Pooział jadra 556 Polaryzacja deuteronu 500 ielacz napięcia 475 Pozy tonowe przemiany 545 Prawdopodobieństwo przylgnięcia 543 PrĄdkości neutronów w grupach 515 P roporcjon al ny wzmacniacz 485 Promieniowanie sztucznych radiopier wiastków 544 itony 476, 478, 487, 489, 494 itd. -kroje czynne 513, 516, 517, 537 Radiopierwiastki 492, 510, 550 Reakcja Cbalmersa-Szilarda 553 Reakcja (n, Y) 511 Reakcje cząstek naładowanych 491 Reakcje jądrowe 487, 510, 517, 537 Reakcje łańcuchowe 558 Reakcje neutronów 510 Rcalccje protonów i deuteronów 494 keje spowodowane przez cząstki a 491 -Reakcje wielocząstkowe 497 Rezonans jadrov 519 Rotblał ’ Rozkład etyczny neutronów 505 Rozkład energii w emisji cząstek złożonego jądra 541 Rozkład energii w promieniowaniu fi 547, Rozmiary jądra 525 Rozmieszczenie neutronów w środowisku wodorowym 504 Rozproszenie niesprężyste 501, 521