Какие частицы испускаются при альфа распаде. Что такое альфа-распад и бета-распад? Бета-распад, альфа-распад: формулы и реакции

Начнем знакомство с разными вариантами распада нестабильных ядер - и с разными способами удерживать ядро от мгновенного развала - с альфа-распада. Альфа-частица - это просто ядро атома гелия, два протона и два нейтрона. Такая комбинация скреплена ядерными силами особенно крепко. Поэтому если уж тяжелое ядро и готово потерять лишние протоны и нейтроны, то они, как правило, вылетают именно в форме альфа-частицы. Этот процесс и называется альфа-распадом.

Вообще-то, ядро просто так альфа-частицу не отпустит: всё-таки между ними действуют ядерные силы притяжения. Вот если бы частица уже оторвалась от ядра и отошла бы на заметное расстояние, то тогда бы силы электрического отталкивания между ними развели бы их прочь. Но проникнуть в эту область просто так не получится - на пути к свободе альфа-частице надо как-то преодолеть высокий и широкий барьер потенциальной энергии. Он не пускает частицу и тем самым предотвращает моментальный альфа-распад ядра. Альфа-частица словно мечется в ядре, постоянно натыкаясь на потенциальный барьер.

По счастью, в квантовой механике частицы не локализованы, а немножко размазаны в пространстве. Поэтому с какой-то пусть очень маленькой, но всё же ненулевой вероятностью альфа-частица рано или поздно сможет оказаться по ту сторону барьера. Частица туннелирует, проходит потенциальный барьер насквозь, несмотря на то, что ей не хватает энергии переползти этот барьер поверху. И вот теперь, наконец-то оказавшись по ту сторону барьера, частица чувствует только электрическое отталкивание и с удовольствием улетает прочь.

Время жизни ядра, готового к альфа-распаду, определяется свойствами этого барьера. Чем выше и шире барьер, тем меньше вероятность просочиться наружу, а значит, тем дольше придется ждать для того, чтобы альфа-распад произошел. В одних случаях барьер очень труднопреодолимый, и время жизни ядра получается безумно большим, вплоть до миллиардов лет. В других случаях барьер оказывается хиленьким, и распад происходит очень быстро. Например, самое простое ядро, способное испытывать альфа-распад - бериллий-8, 8 Be - содержит четыре протона и четыре нейтрона, и потому оно с огромным удовольствием распадается на две альфа-частицы. Его время жизни было измерено полвека назад и составляет 10 −16 с = 100 ас . Заметьте, что это хоть и быстрый распад, но по ядерным масштабам он всё-таки занимает порядка миллиона типичных ядерных циклов.

Между прочим, тот факт, что ядро 8 Be настолько нестабильно, имеет огромное значение для синтеза химических элементов во Вселенной и в конечном итоге - для жизни! В недрах звезд водород постепенно сгорает и превращается в гелий. Ядра гелия, альфа-частицы, постоянно летают, сталкиваются друг с другом и время от времени образуют бериллий-8. Если бы это ядро было стабильным или хотя бы долгоживущим, то на него быстро налипли бы новые альфа-частицы, получился бы углерод, азот и так далее. Иными словами, весь гелий бы очень быстро выгорел. В реальности же 8 Be распадается столь быстро, что редко когда в него успевает воткнуться еще одна альфа-частица. Именно поэтому гелий в звездах так просто не горит. Лишь на очень поздних этапах, когда давление в звезде повышается, процесс тройного превращения альфа-частиц в углерод через промежуточный бериллий-8 запускается на полную катушку.

Периоды полураспада известных α-радиоактивных ядер варьируются в широких пределах. Так, изотоп вольфрама 182 W имеет период полураспада T 1/2 > 8.3·10 18 лет, а изотоп протактиния 219 Pa имеет T 1/2 = 5.3·10 -8 c.

Рис. 2.1. Зависимость периода полураспада радиоактивного элемента от кинетической энергии α-частицы естественно радиоактивного элемента. Штриховая линия – закон Гейгера-Нэттола.

Для четно-четных изотопов зависимость периода полураспада от энергии α-распада Q α описывается эмпирическим законом Гейгера-Неттола

где Z − заряд конечного ядра, период полураспада T 1/2 выражен в секундах, а энергия α-частицы E α − в МэВ. На рис. 2.1 показаны экспериментальные значения периодов полураспада для α-радиоактивных четно-четных изотопов (Z изменяется от 74 до 106) и их описание с помощью соотношения (2.3).
Для нечетно-четных, четно-нечетных и нечетно-нечетных ядер общая тенденция зависимости
lg T 1/2 от Q α сохраняется, но периоды полураспада в 2–100 раз больше, чем для четно-четных ядер с теми же Z и Q α .
Для того чтобы происходил α-распад, необходимо, чтобы масса исходного ядра M(A,Z) была больше суммы масс конечного ядра M(A-4, Z-2) и α-частицы M α:

где Q α = c 2 − энергия α-распада.
Так как M α << M(A-4, Z-2), основная часть энергии α-распада уносится α‑ частицей и лишь ≈ 2% − конечным ядром (A-4, Z-2).
Энергетические спектры α-частиц многих радиоактивных элементов состоят из нескольких линий (тонкая структура α-спектров). Причина появления тонкой структуры α-спектра − распад начального ядра (A,Z) на возбужденное состояние ядра (A-4, Z-2). Измеряя спектры α-частиц можно получить информацию о природе возбужденных состояний
ядра (A-4, Z-2).
Для определения области значений А и Z ядер, для которых энергетически возможен α-распад, используют экспериментальные данные об энергиях связи ядер. Зависимость энергии α-распада Q α от массового числа А показана на рис. 2.2.
Из рис. 2.2 видно, что α-распад становится энергетически возможным, начиная с А ≈ 140. В областях A = 140–150 и A ≈ 210 величина Q α имеет отчетливые максимумы, которые обусловлены оболочечной структурой ядра. Максимум при A = 140–150 связан с заполнением нейтронной оболочки с магическим числом N =А – Z = 82, а максимум при A ≈ 210 связан с заполнением протонной оболочки при Z = 82. Именно за счет оболочечной структуры атомного ядра первая (редкоземельная) область α-активных ядер начинается с N = 82, а тяжелые α-радиоактивные ядра становятся особенно многочисленными, начиная с Z = 82.

Рис. 2.2. Зависимость энергии α-распада от массового числа А.

Широкий диапазон периодов полураспада, а также большие значения этих периодов для многих α-радиоактивных ядер объясняются тем, что α‑частица не может «мгновенно» покинуть ядро, несмотря на то, что это энергетически выгодно. Для того чтобы покинуть ядро, α‑частица должна преодолеть потенциальный барьер − область на границе ядра, образующуюся за счёт потенциальной энергии электростатического отталкивания a-частицы и конечного ядра и сил притяжения между нуклонами. С точки зрения классической физики α‑частица не может преодолеть потенциальный барьер, так как не имеет необходимой для этого кинетической энергии. Однако квантовая механика допускает такую возможность − α‑ частица имеет определённую вероятность пройти сквозь потенциальный барьер и покинуть ядро. Это квантовомеханическое явление называют «туннельным эффектом» или «туннелированием». Чем больше высота и ширина барьера, тем меньше вероятность туннелирования, а период полураспада соответственно больше. Большой диапазон периодов полураспада
α-излучателей объясняется различным сочетанием кинетических энергий α-частиц и высот потенциальных барьеров. Если бы барьера не существовало, то α‑частица покинула бы ядро за характерное ядерное
время ≈ 10 -21 – 10 -23 с.
Простейшая модель α-распада была предложена в 1928 году Г. Гамовым и независимо от него Г. Герни и Э. Кондоном. В этой модели предполагалось, что α‑частица постоянно существует в ядре. Пока α-частица находится в ядре на нее действуют ядерные силы притяжения. Радиус их действия сравним с радиусом ядра R. Глубина ядерного потенциала – V 0 . За пределами ядерной поверхности при r > R потенциал является кулоновским потенциалом отталкивания

V(r) = 2Ze 2 /r.

Рис. 2.3. Энергии α‑частиц E α в зависимости от числа нейтронов N
в исходном ядре. Линии соединяют изотопы одного и того же химического элемента.

Упрощенная схема совместного действия ядерного потенциала притяжения и кулоновского потенциала отталкивания показана на рисунке 2.4. Для того, чтобы выйти за пределы ядра α-частица с энергией E α должна пройти сквозь потенциальный барьер, заключенный в области от R до R c . Вероятность α-распада в основном определяется вероятностью D прохождения α-частицы через потенциальный барьер

В рамках этой модели удалось объяснить сильную зависимость вероятности α‑ распада от энергии α-частицы.

Рис. 2.4. Потенциальная энергия α-частицы. Потенциальный барьер.

Для того чтобы рассчитать постоянную распада λ, надо коэффициент прохождения α-частицы через потенциальный барьер умножить, во-первых, на вероятность w α того, что α‑частица образовалась в ядре, и, во-вторых, на вероятность того, что она окажется на границе ядра. Если α‑частица в ядре радиуса R имеет скорость v, то она будет подходить к границе в среднем ≈ v/2R раз в секунду. В результате для постоянной распада λ получается соотношение

(2.6)

Скорость α‑частицы в ядре можно оценить, исходя из её кинетической энергии E α + V 0 внутри ядерной потенциальной ямы, что даёт v ≈ (0.1-0.2)с. Уже из этого следует, что при наличии в ядре α‑частицы вероятность её пройти сквозь барьер D <10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Грубость оценки предэкспоненциального множителя не очень существенна, потому что постоянная распада зависит от него несравненно слабее, чем от показателя экспоненты.
Из формулы (2.6) следует, что период полураспада сильно зависит от радиуса ядра R, поскольку радиус R входит не только в предэкспоненциальный множитель, но и в показатель экспоненты, как предел интегрирования. Поэтому из данных по α-распаду можно определять радиусы атомных ядер. Полученные таким путем радиусы оказываются на 20–30% больше найденных в опытах по рассеянию электронов. Это различие связано с тем, что в опытах с быстрыми электронами измеряется радиус распределения электрического заряда в ядре, а в α-распаде измеряется расстояние между ядром и α‑частицей, на котором перестают действовать ядерные силы.
Наличие постоянной Планка в показателе экспоненты (2.6) объясняет сильную зависимость периода полураспада от энергии. Даже небольшое изменение энергии приводит к значительному изменению показателя экспоненты и тем самым к очень резкому изменению периода полураспада. Поэтому энергии вылетающих α‑частиц сильно ограничены. Для тяжелых ядер α‑частицы с энергиями выше 9 МэВ вылетают практически мгновенно, а с энергиями ниже 4 МэВ живут в ядре так долго, что α-распад даже не удается зарегистрировать. Для редкоземельных α-радиоактивных ядер обе энергии снижаются за счет уменьшения радиуса ядра и высоты потенциального барьера.
На рис. 2.5 показана зависимость энергии α-распада изотопов Hf (Z = 72) от массового числа A в области массовых чисел A = 156–185. В таблице 2.1 приведены энергии α-распада, периоды полураспада и основные каналы распада изотопов 156–185 Hf. Видно как по мере увеличения массового числа A уменьшается энергия α-распада, что приводит к уменьшению вероятности α-распада и увеличению вероятности β-распада (таблица 2.1). Изотоп 174 Hf, являясь стабильным изотопом (в естественной смеси изотопов он составляет 0.16%), тем не менее распадается с периодом полураспада T 1/2 = 2·10 15 лет с испусканием α‑частицы.

Рис. 2.5. Зависимость энергии α-распада Q α изотопов Hf (Z = 72)
от массового числа A.

Таблица 2.1

Зависимость энергии α-распада Q α , периода полураспада T 1/2 ,
различных мод распада изотопов H f (Z = 72) от массового числа A

Z	N	A	Q α	T 1/2	Моды распада (%)
72	84	156	6.0350	23 мс	α (100)
72	85	157	5.8850	110 мс	α (86), е (14)
72	86	158	5.4050	2.85 с	α (44.3), е (55.7)
72	87	159	5.2250	5.6 с	α (35), е (65)
72	88	160	4.9020	13.6 с	α (0.7), е (99.3)
72	89	161	4.6980	18.2 с	α (<0.13), е (>99.87)
72	90	162	4.4160	39.4 с	α (<8·10 -3), е (99.99)
72	91	163	4.1280	40.0 с	α (<1·10 -4), е (100)
72	92	164	3.9240	111 с	е (100)
72	93	165	3.7790	76 с	е (100)
72	94	166	3.5460	6.77 мин	е (100)
72	95	167	3.4090	2.05 мин	е (100)
72	96	168	3.2380	25.95 мин	е (100)
72	97	169	3.1450	3.24 мин	е (100)
72	98	170	2.9130	16.01 ч	е (100)
72	99	171	2.7390	12.1 ч	е (100)
72	100	172	2.7470	1.87 ч	е (100)
72	101	173	2.5350	23.4 ч	е (100)
72	102	174	2.4960	2·10 15 л	е (100)
72	103	175	2.4041	70 дн	е (100)
72	104	176	2.2580	стаб.
72	105	177	2.2423	стаб.
72	106	178	2.0797	стаб.
72	107	179	1.8040	стаб.
72	108	180	1.2806	стаб.
72	109	181	1.1530	42.39 дн	β - (100)
72	110	182	1.2140	8.9·10 6 л	β - (100)
72	111	183	0.6850	1.07 ч	β - (100)
72	112	184	0.4750	4.12 ч	β - (100)
72	113	185	0.0150	3.5 мин	β - (100)

Изотопы Hf c A = 176–180 являются стабильными изотопами. Эти изотопы также имеют положительную энергию α‑распада. Однако энергия α-распада ~1.3–2.2 МэВ слишком мала и α‑распад этих изотопов не обнаружен, несмотря на отличную от нуля вероятность α-распада. При дальнейшем увеличении массового числа A > 180 доминирующим каналом распада становится β - -распад.
При радиоактивных распадах конечное ядро может оказаться не только в основном, но и в одном из возбужденных состояний. Однако сильная зависимость вероятности α-распада от энергии α‑частицы приводит к тому, что распады на возбужденные уровни конечного ядра обычно идут с очень низкой интенсивностью, потому что при возбуждении конечного ядра уменьшается энергия α‑частицы. Поэтому экспериментально удается наблюдать только распады на вращательные уровни, имеющие относительно низкие энергии возбуждения. Распады на возбужденные уровни конечного ядра приводят к возникновению тонкой структуры энергетического спектра вылетающих α‑частиц.
Основным фактором, определяющим свойства α-распада, является прохождение α‑частиц через потенциальный барьер. Другие факторы проявляются сравнительно слабо, но в отдельных случаях дают возможность получить дополнительную информацию о структуре ядра и механизме α‑распада ядра. Одним из таких факторов является появление квантовомеханического центробежного барьера. Если α‑частица вылетает из ядра (A,Z), имеющего спин J i , и при этом образуется конечное ядро
(A-4, Z-2) в состоянии со спином J f , то α‑частица должна унести полный момент J, определяемый соотношением

Так как α-частица имеет нулевой спин, её полный момент J совпадает с уносимым α-частицей орбитальным моментом количества движения l

В результате возникает квантовомеханический центробежный барьер.

Изменение формы потенциального барьера за счет центробежной энергии незначительно главным образом из-за того, что центробежная энергия спадает с расстоянием значительно быстрее кулоновской (как 1/r 2 , а не как 1/r). Однако, поскольку это изменение делится на постоянную Планка и попадает в показатель экспоненты, то при больших l, оно приводит к изменению времени жизни ядра.
В таблице 2.2 приведена рассчитанная проницаемость центробежного барьера B l для α-частиц, вылетающих с орбитальным моментом l относительно проницаемости центробежного барьера B 0 для α-частиц, вылетающих с орбитальным моментом l = 0 для ядра с Z = 90, энергия α-частицы E α = 4.5 МэВ. Видно, что с увеличением орбитального момента l, уносимого α-частицей, проницаемость квантовомеханического центробежного барьера резко падает.

Таблица 2.2

Относительная проницаемость центробежного барьера для α-частиц,
вылетающих с орбитальным моментом l
(Z = 90, E α = 4.5 МэВ)

Более существенным фактором, способным резко перераспределить вероятности различных ветвей α-распада, может оказаться необходимость значительной перестройки внутренней структуры ядра при испускании α‑частицы. Если начальное ядро сферическое, а основное состояние конечного ядра сильно деформировано, то для того чтобы эволюционировать в основное состояние конечного ядра, исходное ядро в процессе испускания α‑частицы должно перестроиться, сильно изменив свою форму. В подобном изменении формы ядра обычно участвует большое число нуклонов и такая малонуклонная система, как α‑ частица, покидая ядро, может оказаться не в состоянии его обеспечить. Это означает, что вероятность образования конечного ядра в основном состоянии будет незначительной. Если же среди возбужденных состояний конечного ядра окажется состояние близкое к сферическому, то начальное ядро может без существенной перестройки перейти в него в результате α‑ распада Вероятность заселения такого уровня может оказаться большой, значительно превышающей вероятность заселения более низколежащих состояний, включая основное.
Из диаграмм α-распада изотопов 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra видны сильные зависимости вероятности α-распада на возбужденные состояния от энергии α-частицы и от орбитального момента l, уносимого α-частицей.
α-распад также может происходить из возбужденных состояний атомных ядер. В качестве примера в таблицах 2.3, 2.4 приведены моды распада основного и изомерного состояний изотопов 151 Ho и 149 Tb.

Таблица 2.3

α-распады основного и изомерного состояний 151 Ho

Таблица 2.4

α-распады основного и изомерного состояний 149 Tb

На рис. 2.6 приведены энергетические диаграммы распада основного и изомерного состояний изотопов 149 Tb и 151 Ho.

Рис. 2.6 Энергетические диаграммы распада основного и изомерного состояний изотопов 149 Tb и 151 Ho.

α-распад из изомерного состояния изотопа 151 Ho (J P = (1/2) + , E изомер = 40 кэВ) более вероятен (80%), чем е-захват на это изомерное состояние. В то же время основное состояние 151 Но распадается преимущественно в результате е-захвата (78%).
В изотопе 149 Tb распад изомерного состояния (J P = (11/2) - , E изомер = 35.8кэВ) происходит в подавляющем случае в результате е-захвата. Наблюдаемые особенности распада основного и изомерного состояний объясняются величиной энергии α-распада и е-захвата и орбитальными моментами, уносимыми α-частицей или нейтрино.

АЛЬФА-РАСПАД (α-распад), испускание атомным ядром альфа-частицы (ядра 4 Не). Альфа-распад из основного (невозбуждённого) состояния ядра называют также альфа-радиоактивностью.

Термин «α-лучи» был введён вскоре после открытия А. А. Беккерелем в 1896 году радиоактивности для обозначения наименее проникающего вида излучения, испускаемого радиоактивными веществами. В 1909 году Э. Резерфорд и Т. Ройдс доказали, что α-частицы являются дважды ионизованными атомами гелия.

При альфа-распаде массовое число А материнского ядра уменьшается на 4 единицы, а заряд (число протонов) Z - на 2:

A Z → А-4 (Z—2) + 4 2 Не + Q. (1)

Энергия Q, выделяющаяся при альфа-распаде, определяется разностью масс материнского ядра и обоих продуктов распада. Альфа-распад энергетически возможен, если величина Q положительна. Это условие выполняется почти для всех ядер с А > 150. Наблюдаемые времена жизни альфа-радиоактивных ядер лежат в пределах от 10 17 лет (204 Pb) до 3·10 -7 сек (212 Ро). Однако во многих случаях времена жизни ядер (периоды полураспада), для которых Q > 0, оказываются слишком большими и альфа-радиоактивность наблюдать не удаётся. Кинетическая энергия α-частиц изменяется от 1,83 МэВ (144 Nd) до 11,65 МэВ (изомер 212 Ро).

Известно свыше 300 α-радиоактивных нуклидов, полученных в основном искусственно. Подавляющее большинство их относится к элементам, расположенным в периодической системе за свинцом (Z>82). Имеется группа α-радиоактивных нуклидов в области лантаноидов (А= 140-160), а также небольшая группа между лантаноидами и свинцом. В ядерных реакциях с тяжёлыми ионами синтезировано несколько короткоживущих альфа-излучающих нуклидов с А = 106-116.

Альфа-спектроскопия . Альфа-частицы, вылетающие из материнских ядер при их распаде, обычно образуют несколько групп с различной энергией. Распределение этих групп по энергиям называется энергетическим спектром, а область экспериментальной физики, занимающаяся изучением спектров α-частиц, — альфа-спектроскопией. Каждая из линий спектра соответствует определённому состоянию (уровню энергии) дочернего ядра. Задачей альфа-спектроскопии является измерение энергии и интенсивности каждой из групп α-частиц, а также времён жизни распадающихся ядер. Эти данные позволяют определять характеристики отдельных уровней дочернего ядра - их энергии возбуждения, спины, чётности, а также вероятности их образования. Полученная спектроскопическая информация оказывается важным, а иногда и единственным источником сведений о структуре как дочернего, так и материнского ядер. В последнее время альфа-спектроскопия стала одним из важнейших методов исследования, используемых при синтезе сверхтяжёлых элементов.

Измерение энергии и интенсивности α-частиц, испускаемых распадающимися ядрами, производят альфа-спектрометрами. Чаще всего используют кремниевые полупроводниковые детекторы различных типов, позволяющие получить энергетическое разрешение до 12 кэВ (для α-частиц с энергией 6 МэВ) при светосиле порядка 0,1%. Более высокое разрешение может быть получено с помощью магнитных спектрометров, имеющих, однако, значительно меньшую светосилу и отличающихся сложной и громоздкой конструкцией.

Периоды полураспада . Одна из особенностей α-радиоактивности состоит в том, что при сравнительно небольшом различии в энергии α-частиц времена жизни материнских ядер различаются на много порядков. Ещё задолго до создания теории α-радиоактивности было установлено эмпирическое соотношение (Гейгера - Неттолла закон), связывающее период полураспада Т 1/2 с энергией распада Q:

Это соотношение лучше всего выполняется для переходов между основным состояниями ядер с чётным числом нейтронов и протонов.

Теория альфа-распада . Простейшая теория альфа-распад предложена Г. Гамовым в 1927 году, она явилась первым приложением только что созданной квантовой механики к описанию ядерных явлений. Эта теория рассматривала движение α-частицы в потенциальной яме с кулоновским барьером (рис.).

Т.к. высота кулоновского барьера у тяжёлых ядер составляет 25-30 МэВ, а энергия альфа-частиц всего лишь 5-10 МэВ, то их вылет из ядра запрещён законами классической механики и может происходить только за счёт квантово-механического туннельного эффекта. Используя упрощённую форму барьера и предполагая, что α-частица находится внутри ядра, можно получить для вероятности альфа-распад выражение, экспоненциально зависящее от энергии α-частицы, т. е. выражение типа (2). Теория Гамова установила, что основным фактором, определяющим вероятность альфа-распада и её зависимость от энергии альфа-частицы и заряда ядра, является кулоновский барьер.

Современный подход к описанию альфа-распада опирается на методы, используемые в теории ядерных реакций. Вероятность альфа-распада λ (величину, обратную периоду полураспада Т 1/2 с точностью до множителя ln 2 = 0,693) можно представить как произведение трёх сомножителей:

Множитель S, называемый спектроскопическим фактором, определяет вероятность того, что α-частица может сформироваться в данном материнском ядре из двух протонов и двух нейтронов. Эта вероятность зависит от внутренней структуры как начального, так и конечного ядер. Фактор Р есть вероятность прохождения кулоновского барьера (его проницаемость) α-частицей заданной энергии. Третий множитель v - это число попыток в единицу времени проникнуть через барьер. Если бы в ядре существовала реальная α-частица, то величина v была бы близка к частоте соударений α-частицы с барьером, то есть единице, делённой на время пролёта альфа-частицей диаметра ядра. Истинная величина v не сильно отличается от такой оценки.

Таким образом, альфа-распад является двухстадийным процессом: вначале α-частица должна возникнуть и появиться на поверхности распадающегося ядра, а затем пройти сквозь потенциальный барьер. Рассмотренная выше теория хорошо воспроизводит экспериментальные данные и позволяет извлекать из них важную информацию о структуре ядра. В частности, было показано, что, хотя α-частицы и не существуют внутри тяжёлых ядер постоянно, в поверхностном слое ядер нуклоны проводят значительную долю времени в составе альфа-частичных группировок, называемых альфа-кластерами.

Альфа-распад возбуждённых ядер . Отдельные случаи распада из нижних возбуждённых состояний тяжёлых ядер, приводящих к испусканию так называемых длиннопробежных α-частиц, известны давно и причисляются к явлению альфа-радиоактивности. Длиннопробежные альфа-частицы получают дополнительную энергию за счёт энергии возбуждения уровня, которая добавляется к энергии распада Q. Как правило, альфа-распад возбуждённых ядер изучается с помощью ядерных реакций, и рассмотренная выше теория полностью применима и к этим процессам. Наблюдаемые времена жизни возбуждённых состояний ядер лежат в диапазоне от 10 -11 с до 10 -22 с. Некоторые распадающиеся состояния лёгких ядер имеют спектроскопические факторы, близкие к единице, что позволяет говорить об альфа-частичной структуре таких ядер (смотри Кластерная модель ядра). Изучение альфа-распада высоковозбуждённых состояний ядер - один из важных методов исследования ядерной структуры при больших энергиях возбуждения.

Лит.: Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия. М., 1969. Вып. 2; Соловьев В. Г. Теория атомного ядра: Ядерные модели. М., 1981.

В соответствии с видами радиоактивных излучений существуют несколько видов радиоактивного распада (типов радиоактивных превращений). Радиоактивному превращению подвергаются элементы, в ядрах которых слишком много протонов или нейтронов. Рассмотрим виды радиоактивного распада.

1. Альфа-распад характерен для естественных радиоактивных элементов с большим порядковым номером (т.е. с малыми энергиями связи). Известно около 160 альфа-активных видов ядер, в основном порядковый номер их более 82 (Z > 82). Альфа-распад сопровождается испусканием из ядра неустойчивого элемента альфа-частицы, которая представляет собой ядро атома гелия Не (в его составе 2 протона и 2 нейтрона). Заряд ядра уменьшается на 2, массовое число - на 4.

ZАХ → Z-2 А-4 У + 2 4Не; 92 238U →24 Не + 90 234Th;

88 226Ra→2 4He + 86 222Ra + γ изл.

Альфа - распад подвергается более 10% радиоактивных изотопов.

2. Бета-распад. Ряд естественных и искусственных радиоактивных изотопов претерпевают распад с испусканием электронов или позитронов:

а) Электронный бета-распад. характерен как для естественных, так и для искусственных радионуклидов, которые имеют излишек нейтронов (т.е. в основном для тяжелых радиоактивных изотопов). Электронному бета-распаду подвергается около 46% всех радиоактивных изотопов. При этом один из нейтронов превращается в , а ядро испускает и антинейтрино. Заряд ядра и соответственно атомный номер элемента при этом увеличивается на единицу, а массовое число остается без изменения.

АZ Х → АZ+1 У + е- + v-; 24194Pu→24195Am + e- + v-; 6429Cu → 6430Zn + e- + v-; 4019K → 4020Ca + e- + v-.

При испускании β-частиц ядра атомов могут находиться в возбужденном состоянии, когда в дочернем ядре обнаруживается избыток энергии, которая не захвачена корпускулярными частицами. Этот излишек энергии высвечивается в виде гамма-квантов.

13785Cs → 13756 Ва + е -+ v- + γ изл.;

б) позитронный бета-распад. Наблюдается у некоторых искусственных радиоактивных изотопов, у которых в ядре имеется излишек протонов. Он характерен для 11% радиоактивных изотопов, находящихся в первой половине таблицы Д.И.Менделеева (Z<45). При позитронном бета-распаде один из протонов превращается в , заряд ядра и соответственно атомный номер уменьшается на единицу, а массовое число остается без изменений. Ядро испускает позитрон и нейтрино.

AZX → AZ-1У + е+ + v+; 3015P → 3014Si + e+ + v+; 6428Ni + e+ + v+.

Позитрон, вылетев из ядра, срывает с оболочки атома «лишний» или взаимодействует со свободным электроном, образуя пару «позитрон-электрон», которая мгновенно превращается в два гамма-кванта с энергией, эквивалентной массе частиц (е и е). Процесс превращения пары «позитрон-электрон» в два гамма-кванта получил название аннигиляции (уничтожения), а возникающее электромагнитное излучение - аннигиляционного. В данном случае происходит превращение одной формы материи (частиц вещества) в другую - гамма-фотоны;

в) электронный захват. Это такой вид радиоактивного превращения, когда ядро атома захватывает электрон из ближайшего к ядру энергетического К-уровня (электронный К-захват) или реже в 100 раз - из L уровня. В результате один из протонов ядра нейтрализуется электроном, превращаясь в . Порядковый номер нового ядра становится на единицу меньше, а массовое число не изменяется. Ядро испускает антинейтрино. Освободившееся место, которое занимал в К или L-уровне захваченный , заполняется электроном из более удаленных от ядра энергетических уровней. Избыток энергии, освободившийся при таком переходе, испускается атомом в виде характеристического рентгеновского излучения.

AZХ + е- → AZ-1 У + v- + рентгеновское излучение;

4019К + е- → Аr + v-+ рентгеновское излучение;

6429Сu + е- → 6428 Ni+v- + рентгеновское излучение.

Электронный К-захват характерен для 25% всех радиоактивных ядер, но в основном для искусственных радиоактивных изотопов, расположенных в другой половине таблицы Д.И. Менделеева и имеющих излишек протонов (Z = 45 - 105). Только три естественных элемента претерпевают К-захват: калий-40, лантан-139, лютеций-176 (4019K, 15957La, 17671Lu).

Некоторые ядра могут распадаться двумя или тремя способами: путем альфа- и бета-распада и К-захвата.

Калий-40 подвергается, как уже отмечалось, электронному распаду - 88%, и К-захвату - 12%. Медь-64 (6428Сu) превращается в никель (позитронный распад - 19%, К-захват - 42%; (электронный распад - 39%).

3. Испускание γ-излучения не является видом радиоактивного распада (при этом не происходит превращение элементов), а представляет собой поток электромагнитных волн, возникающих при альфа- и бета-распаде ядер атомов (как естественных, так и искусственных радиоактивных изотопов), когда в дочернем ядре оказывается избыток энергии, не захваченный корпускулярным излучением (альфа- и бета- частицей). Этот избыток мгновенно высвечивается в виде гамма-квантов.

13153I → 13154Xe + e- +v- +2γ кванта; 22688Ra → 42He + 22286Rn + γ квант.

4. - испускание протона из ядра в основном состоянии. Этот процесс может наблюдаться у искусственно полученных ядер с большим дефицитом нейтронов:

лютеций - 151 (15171Lu) - в нем на 24 нейтрона меньше, чем в стабильном изотопе 17671Lu.

Альфа-распад
Alpha decay

Альфа-распад (или α-распад) – самопроизвольное испускание атомными ядрами альфа-частиц (ядер атома гелия). Поскольку α-частица представляет собой связанное состояние двух протонов и двух нейтронов (т.е. ядро гелия), то в результате α-распада конечное ядро содержит на 2 протона и 2 нейтрона меньше, чем начальное. Например, α-распад ядра плутония, содержащего 239 нуклонов, в числе которых 94 протона, записывается следующим образом: 239 Pu→ 235 U + α . Конечным ядром после распада является ядро урана, содержащее 235 нуклонов, из которых 92 протона. Альфа-распад становится энергетически возможным для ядер, содержащих не менее 60 протонов.
Для того чтобы происходил α-распад, необходимо, чтобы масса исходного ядра M(A,Z) была больше суммы масс конечного ядра M(A-4, Z-2) и α -частицы m α:

M(A,Z) > M(A-4, Z-2) + m α .

Энергия α-распада

Q α = c 2 .

Энергия, освобождающаяся при α-распаде, обычно заключена в интервале
2–9 МэВ (1 МэВ = 1.6 . 10 -13 Дж) и основная её часть (≈98%) уносится α-частицей в виде её кинетической энергии. Оставшиеся 2% - это кинетическая энергия конечного ядра. Периоды полураспада альфа-излучателей изменяются в очень широких пределах: от 5 . 10 -8 сек до 8 . 10 18 лет. Столь широкий разброс периодов полураспада, а также огромные значения этих периодов для многих альфа-радиоактивных ядер объясняется тем, что α-частица не может “мгновенно” покинуть ядро, несмотря на то, что это энергетически выгодно. Для того чтобы покинуть ядро, α-частица должна преодолеть потенциальный барьер - область на границе ядра, образующуюся за счёт потенциальной энергии электростатического отталкивания α-частицы и конечного ядра и сил притяжения между нуклонами. С точки зрения классической физики α- частица не может преодолеть потенциальный барьер, так как не имеет необходимой для этого кинетической энергии. Однако квантовая механика допускает такую возможность - α-частица имеет определенную вероятность пройти сквозь потенциальный барьер и покинуть ядро. Это квантовомеханическое явление называют “туннельным эффектом” или “туннелированием”. Чем выше барьер, тем меньше вероятность туннелирования, а период полураспада больше. Огромный диапазон периодов полураспада α-излучателей объясняется различным сочетанием кинетических энергий α-частиц и высот потенциальных барьеров. Если бы барьера не существовало, то альфа- частица за время ≈10 -21 – 10 -23 с покинула бы ядро.
Простейшая модель α-распада была предложена в 1928 году Г. Гамовым и независимо от него Г. Герни и Э. Кондоном . В этой модели предполагалось, что α-частица постоянно существует в ядре. Пока α-частица находится в ядре на нее действуют ядерные силы притяжения. Радиус их действия – R. Ядерный потенциал – V 0 . За пределами ядерной поверхности при r > R потенциал является кулоновским

V(r) = 2Ze 2 /r.

Упрощенная схема совместного действия ядерного потенциала притяжения и кулоновского потенциала отталкивания показана на рисунке. Для того, чтобы выйти за пределы ядра α-частица должна пройти сквозь потенциальный барьер, заключенный в области от R до R c . Вероятность D альфа-распада в основном определяется вероятностью прохождения α-частиц через кулоновский потенциальный барьер

В рамках этой модели удалось объяснить сильную зависимость вероятности α-распада от энергии -частицы.
Таким образом, вылет α-частиц из радиоактивных ядер обусловлен туннельным эффектом. Аналогичные явления – вылет электронов из металла или проникновение электронов в зону проводимости. Во всех этих случаях проявляются волновые свойства частиц.
Закон Гейгера-Неттола, установленный экспериментально, показывает зависимость между периодом полураспада T 1/2 α-радиоактивных ядер и энергией Е α вылетающей α-частицы