(3.13)

Если представить альфа-частицу внутри сферической потенциальной ямы радиусом R , движущуюся со скоростью v α , то частота ударов о стенки ямы составит v α /R , и тогда вероятность вылета альфа-частицы из ядра на единицу времени, или постоянная распада, будет равна произведению числа попыток в единицу времени на вероятность прохождения барьера при одном столкновении со стенкой:

, (3.14)

где - некоторый неопределенный коэффициент, поскольку были приняты положения, далекие от истины: альфа-частица не движется свободно в ядре, да и вообще в саставе ядер нет альфа-частиц. Она образуется из четырех нуклонов в момент альфа-распада. Величина имеет смысл вероятности образования в ядре альфа-частицы, частота столкновений которой со стенками потенциальной ямы равна v α /R .

Сравнение с опытом. На основании зависимости (3.14) можно объяснить многие наблюдаемые при альфа-распаде явления. Период полураспада альфа-активных ядер тем больше, чем меньше энергия Е α испускаемых при распаде альфа-частиц. Однако, если периоды полураспада меняются от долей микросекунды до многих миллиардов лет, то диапазон изменения Е α очень мал и составляет примерно 4-9 МэВ для ядер с массовыми числами A>200. Регулярная зависимость периода полураспада от Е α была давно обнаружена в опытах с естественными а-активными радионуклидами и описана соотношением:

(3.15)

где и - константы, несколько различающиеся для разных радиоактивных семейств.

Это выражение называется законом Гейгера-Нэттола и представляет степенную зависимость постоянной распада λ от Е α с очень большим показателем . Такая сильная зависимость λ от Е α непосредственно вытекает из механизма прохождения альфа-частицей потенциального барьера. Прозрачность барьера, а следовательно и постоянная распада λ зависят от интеграла по области R 1 -R экспоненциально и быстро увеличиваются при росте Е α . Когда Е α приближается к 9 МэВ, время жизни по отношению к альфа-распаду составляет малые доли секунды, т.е. при энергии альфа-частиц 9 МэВ альфа-распад происходит практически мгновенно. Интересно, что такое значение Е α еще существенно меньше высоты кулоновского барьера U k , которая у тяжелых ядер для двухзарядной точечной частицы составляет примерно 30 МэВ. Барьер для альфа-частицы конечного размера несколько ниже и может быть оценен в 20-25 МэВ. Таким образом, прохождение кулоновского потенциального барьера альфа-частицей протекает весьма эффективно, исли ее энергия не ниже трети высоты барьера.

Прозрачность кулоновского барьера зависит также от заряда ядра, т.к. от этого заряда зависит высота кулоновского барьера. Альфа-распад наблюдается среди ядер с массовыми числами A>200 и в области A~150 . Понятно, что кулоновский барьер при A~150 заметно ниже и вероятность альфа-распада для одинаковых Е α значительно больше.

Хотя теоретически при любой энергии альфа-частицы существует вероятность проникновения через барьер, есть ограничения в возможности экспериментального определения этого процесса. Определить альфа-распад ядер с периодом полураспада больше 10 17 – 10 18 лет не удается. Соответствующее минимальное значение Е α выше у более тяжелых ядер и составляет 4 МэВ у ядер с A>200 и около 2 МэВ у ядер с A~150 . Следовательно выполнение соотношения (3.12) не обязательно свидетельствует о неустойчивости ядра по отношению к альфа-распаду. Оказывается, что соотношение (3.12) справедливо для всех ядер с массовыми числами больше 140, однако в области A>140 находится около одной трети всех встречающихся в природе стабильных нуклидов.

Границы устойчивости. Радиоактивные семейства. Границы устойчивости тяжелых ядер по отношению к альфа-распаду можно объяснить, используя модель ядерных оболочек. Ядра, имеющие только замкнутые протонные или нейтронные оболочки, являются особо прочно связанными. Поэтому, хотя энергия связи, приходящаяся на один нуклон, у средних и тяжелых ядер снижается при возрастании А , это снижение всегда замедляется при приближении А к магическому числу и ускоряется после прохождения А через магическое число протонов или нейтронов. В результате, энергия Е α оказывается значительно ниже минимального значения, при котором наблюдается альфа-распад, для магических ядер или массовое число ядра меньше массового числа магического ядра. Напротив, энергия Е α скачкообразно возрастает у ядер с массовыми числами, превышающими значения А магических ядер, и превосходит минимум практической стабильности а отношении альфа-распада.

В области массовых чисел A~150 альфа-активными являются нуклиды, ядра которых содержат на два ли несколько нейтронов больше магического числа 82. Некоторые из таких нуклидов имеют периоды полураспада много больше геологического возраста Земли и поэтому представлены в естественном виде – это нуклиды 144 Nd, 147 Sm, 149 Sm, 152 Gd. Другие были получены в результате ядерных реакций. Последние имеют недостаток нейтронов по сравнению со стабильными нуклидами соответствующих массовых чисел, и у этих нуклидов с альфа-распадом конкурирует обычно β + -распад. Самым тяжелым стабильным нуклидом является 209 Bi , ядро которого содержит магическое число нейтронов 126. Предшествующий висмуту элемент свинец имеет магическое число протонов 82, а 208 Pb является дважды магическим нуклидом. Все более тяжелые ядра радиоактивны.

Поскольку в результате альфа-распада ядро-продукт обогащается нейтронами, то после нескольких альфа-распадов следует бета-распад. Последний не меняет число нуклонов в ядре, поэтому любое ядро с массовым числом A>209 может превратиться в стабильное, только после некоторого числа альфа-распадов. Так как число нуклонов при альфа-распаде уменьшается сразу на 4 единицы, то возможно существование четырех независимых цепочек распада, каждая со своим конечным продуктом. Три из них представлены в природе и называются естественными радиоактивными семействами. Естественные семейства заканчивают свой распад образованием одного из изотопов свинца, конечным продуктом четвертого семейства является нуклид 209 Bi (см. таблицу 3.1).

Существование естественных радиоактивных семейств обязано трем долгоживущим альфа-активным нуклидам – 232 Th, 235 U, 238 U , имеющим периоды полураспада, сравнимые с геологическим возрастом Земли (5.10 9 лет). Наиболее долгоживущим представителем вымершего четвертого семейства является нуклид 237 Np – изотоп трансуранового элемента нептуния.

Таблица 3.1. Радиоактивные семейства

В настоящее время путем бомбардировки тяжелых ядер нейтронами и легкими ядрами получено очень много нуклидов, являющихся изотопами трансурановых элементов (Z>92). Все они неустойчивы и принадлежат к одному из четырех семейств.

Последовательнось распадов в естественных семействах показана на рис. 3.6. В тех случаях, когда вероятности альфа-распада и бета-распада оказываются сравнимыми, образуются вилки, которые соответствуют распадом ядер с испусканием либо альфа- либо бета-частиц. При этом конечный продукт распада остается неизменным.

Рис. 3.6. Схемы распадов в природных семействах.

Приведенные наименования присвоены радионуклидам при первоначальном изучении естественных цепочек распада.

Альфа-распад - распад атомных ядер, сопровождающийся испусканием альфа-частиц (ядер 4 He).
Часть изотопов могут самопроизвольно испускать альфа-частицы (испытывать альфа-распад), т.е. являются альфа-радиоактивными . Альфа-радиоактивность за редким исключением (например 8 Be) не встречается среди легких и средних ядер. Подавляющее большинство альфа-радиоактивных изотопов (более 200) расположены в периодической системе в в области тяжелых ядер (Z > 83). Известно также около 20 альфа-радиоактивных изотопов среди редкоземельных элементов, кроме того, альфа-радиоактивность характерна для ядер, находящихся вблизи границы протонной стабильности. Это обусловлено тем, что альфа-распад связан с кулоновским отталкиванием, которое возрастает по мере увеличения размеров ядер быстрее (как Z 2), чем ядерные силы притяжения, которые растут линейно с ростом массового числа A.
Ядро альфа-радиоактивно, если выполнено условие, являющееся следствием закона сохранения энергии

которая называется энергией альфа-распада . Ядра могут испытывать альфа-распад также на возбужденные состояния конечных ядер и из возбужденных состояний начальных ядер. Поэтому соотношение для энергии альфа-распада (2) можно обобщить следующим образом

где и - энергии возбуждения начального и конечного ядер соответственно. Альфа-частицы, возникающие в результате распада возбужденных состояний, получили название длиннопробежных . Для большинства ядер с A > 190 и для многих ядер с 150 < A < 190 условие (12) выполняется, однако далеко не все они считаются альфа-радиоактивными. Дело в том, что современные экспериментальные возможности не позволяют обнаружить альфа-радиоактивность для нуклидов с периодом полураспада большим, чем 10 16 лет. Кроме того, часть “потенциально” альфа-радиоактивных ядер испытывают также бета-распад, который сильно конкурирует с альфа-распадом.
Основную часть энергии альфа-распада (около 98%) уносят альфа-частицы. Используя законы сохранения энергии и импульса для кинетической энергии альфа-частицы T α можно получить соотношение

Периоды полураспада известных альфа-радиоактивных нуклидов варьируются от 0.298 мкс для 212 Po до >10 15 лет для 144 Nd, 174 Hf... Энергия альфа-частиц, испускаемых тяжелыми ядрами из основных состояний, составляет 4 - 9 МэВ, ядрами редкоземельных элементов 2 - 4.5 МэВ.
Важным свойством альфа-распада является то, что при небольшом изменении энергии альфа-частиц периоды полураспада меняются на многие порядки. Так у 232 Th Q α = 4.08 МэВ, T 1/2 = 1.41·10 10 лет, а у 218 Th Q α = 9.85 МэВ, T 1/2 = 10 мкс. Изменению энергии в 2 раза соответствует изменение в периоде полураспада на 24 порядка.
Для четно-четных изотопов одного элемента зависимость периода полураспада от энергии альфа-распада хорошо описывается эмпирическим законом Гейгера - Неттола

где T 1/2 в сек, Q α в МэВ. На рис. 1 показаны экспериментальные значения периодов полураспада для 119 альфа-радиоактивных четно-четных ядер (Z от 74 до 106) и их описание с помощью соотношения (6).

Для нечетно-четных, четно-нечетных и нечетно-нечетных ядер общая тенденция сохраняется, но их периоды полураспада в 2 - 1000 раз больше, чем для четно-четных ядер с данными Z и Q α .
Основные особенности альфа-распада, в частности сильную зависимость вероятности альфа-распада от энергии удалось в 1928 г. объяснить Г. Гамову и независимо от него Р. Герни и Э. Кондону . Ими было показано, что вероятность альфа-распада в основном определяется вероятностью прохождения альфа-частицы сквозь потенциальный барьер.
Рассмотрим простую модель альфа-распада. Предполагается, что альфа-частица движется в сферической области радиуса R, где R - радиус ядра. Т.е. в этой модели предполагается, что альфа-частица постоянно существует в ядре.
Вероятность альфа-распада равна произведению вероятности найти альфа-частицу на границе ядра f на вероятность ee прохождения через потенциальный барьер D (прозрачность барьера)

Можно отожествить f с числом соударений в единицу времени, которые испытывает альфа-частица о внутренние границы барьера, тогда

где v, T a , a - скорость внутри ядра, кинетическая энергия и приведенная масса альфа-частицы, V 0 - ядерный потенциал. Подставив в выражение (8) V 0 = 35 МэВ, T a = 5 МэВ, получим для ядер с A 200, f 10 21 с -1 .
Hа рис.2 показана зависимость потенциальной энергии между альфа-частицей и остаточным ядром от расстояния между их центрами. Кулоновский потенциал обрезается на расстоянии R, которое приблизительно равно радиусу остаточного ядра. Высота кулоновского барьера B k определяется соотношением

МэВ

Здесь Z и z - заряды (в единицах заряда электрона e) остаточного ядра и альфа-частицы соответственно. Например для 238 U B k 30 МэВ.

Можно выделить три области.

(Аналогично влияние кулоновского барьера и в случае ядерной реакции, когда альфа-частица подлетает к ядру. Если ее энергия меньше высоты кулоновского барьера, она скорее всего рассеется кулоновским полем ядра, не проникнув в него и не вызвав ядерной реакции. Вероятность таких подбарьерных реакций очень мала.)

Расстановка ударений: А`ЛЬФА-РАСПА`Д

АЛЬФА-РАСПАД - радиоактивное превращение ядра, сопровождающееся испусканием альфа-частиц. При любом А.-р. из исходного ядра X с массовым числом А (число частиц в ядре) и атомным номером Z (число протонов в ядре) образуется новое ядро У с массовым числом А - 4 и атомным номером Z - 2 (см. Радиоактивность, Ядро атомное ): , где - альфа-частица (ядроизотопа гелия). При А.-р. происходит образование ядер нового элемента, смещенного в таблице Д. И. Менделеева на две клеточки левее исходного ядра. Такие самопроизвольные превращения ядер атомов сопровождаются выделением относительно больших количеств энергии, не зависят от внешних условий и обусловлены только внутренней структурой распадающихся ядер атомов.

Впервые закономерности А.-р. были установлены путем наблюдения за распадом радия (см.) - к-рый испускает альфа-частицы и превращается в новый радиоактивный газообразный элемент радон (cм.) - Измерения атомного веса радона подтвердили такое превращение.

Все тяжелые ядра атомов с Z больше 82 являются радиоактивными ядрами; среди этих элементов есть альфа-активные изотопы. Эти неустойчивые изотопы претерпевают цепочки альфа- и бета-распадов до тех пор, пока не превращаются в стабильные изотопы свинца (см. Радиоактивность ). Тяжелые ядра являются наименее устойчивыми, т. к. с увеличением Z возрастают кулоновские силы отталкивания протонов. Существуют также более легкие альфа-активные ядра: изотопы самария - Sm 146, 147, 152 , вольфрама - , неодима - и - платины - . Чем менее устойчиво ядро, тем оно быстрее распадается и испускает альфа-частицы с большей энергией - Е . Для различных альфа-активных ядер Е = 2 - 10 Мэв , а период полураспада Т изменяется в очень широких пределах: от 3,04⋅10 -7 сек до 2,2⋅10 17 лет . При А.-р. из невозбужденного материнского ядра обычно образуется невозбужденное дочернее ядро. При этом испускаются альфа-частицы одинаковой энергии, а ядро испытывает отдачу. Энергии ядра отдачи и альфа-частицы обратно пропорциональны их массам. Встречаются также изотопы, ядра к-рых, испуская альфа-частицы, превращаются в ядра, находящиеся в различных энергетических состояниях (нормальном и возбужденных). В этом случае испускаются не только альфа-частицы, но и гамма-кванты нескольких энергий. У некоторых изотопов с малыми периодами полураспада (Ро 211, 212; 214) наблюдаются переходы из возбужденных состояний с испусканием альфа-частиц значительно большей энергии, чем при переходе из невозбужденного состояния. Таких длиннопробежных частиц относительно мало.

В медицине и радиобиологии альфа-активные изотопы находят широкое применение для лечения (см. Лучевая терапия, Радий, Радон ) и диагностики. В последние годы альфа-активные изотопы усиленно изучаются радиобиологами и токсикологами, т. к. они применяются в атомной промышленности и атомной технике. См. также Альфа-излучение, Альфа-терапия.

Библиогр .: Белоусова И. М . и Штуккенберг Ю. М . Естественная радиоактивность, М., 1961; Кюри М . Радиоактивность, пер. с франц., М., 1960; Шпольский Э. В . Атомная физика, т. 2, С; 516, М.-Л., 1951.

Ю. М. Штуккенберг.

Источники:

1. Большая медицинская энциклопедия. Том 1/Главный редактор академик Б. В. Петровский; издательство «Советская энциклопедия»; Москва, 1974.- 576 с.

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

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.