Періоди напіврозпаду відомих α-радіоактивних ядер варіюються у межах. Так, ізотоп вольфраму 182 W має період напіврозпаду T 1/2 > 8.3 10 18 років, а ізотоп протактинію 219 Pa має T 1/2 = 5.3 10 -8 c.

Мал. 2.1. Залежність періоду напіврозпаду радіоактивного елемента від кінетичної енергії -частки природно радіоактивного елемента. Штрихова лінія - закон Гейгер-Неттол.

Для парно-парних ізотопів залежність періоду напіврозпаду від енергії α-розпаду Q α описується емпіричним законом Гейгера-Неттола

де Z – заряд кінцевого ядра, період напіврозпаду T 1/2 виражений у секундах, а енергія α-частинки E α – в МеВ. На рис. 2.1 показані експериментальні значення періодів напіврозпаду для α-радіоактивних парно-парних ізотопів (Z змінюється від 74 до 106) та їх опис за допомогою співвідношення (2.3).
Для непарно-парних, парно-непарних та непарно-непарних ядер загальна тенденція залежності
lg T 1/2 від Q α зберігається, але періоди напіврозпаду в 2–100 разів більші, ніж для парно-парних ядер з тими самими Z і Q α .
Для того щоб відбувався α-розпад, необхідно, щоб маса вихідного ядра M(A,Z) була більша за суму мас кінцевого ядра M(A-4, Z-2) і α-частинки M α:

де Q α = c 2 – енергія α-розпаду.
Оскільки M α<< M(A-4, Z-2), основна частина енергії α-розпаду уноситься α ‑ часткою і лише ≈ 2% − кінцевим ядром (A-4, Z-2).
Енергетичні спектри α-часток багатьох радіоактивних елементів складаються з кількох ліній (тонка структура α-спектрів). Причина появи тонкої структури -спектру - розпад початкового ядра (A,Z) на збуджений стан ядра (A-4, Z-2). Вимірюючи спектри α-часток можна отримати інформацію про природу збуджених станів
ядра (A-4, Z-2).
Для визначення області значень А та Z ядер, для яких енергетично можливий α-розпад, використовують експериментальні дані про енергії зв'язку ядер. Залежність енергії α-розпаду Q від масового числа А показана на рис. 2.2.
З рис. 2.2 видно, що α-розпад стає енергетично можливим, починаючи з А ≈ 140. В областях A = 140–150 та A ≈ 210 величина Q α має чіткі максимуми, які обумовлені оболонковою структурою ядра. Максимум при A = 140-150 пов'язаний із заповненням нейтронної оболонки з магічним числом N = А – Z = 82, а максимум при A ≈ 210 пов'язаний із заповненням протонної оболонки при Z = 82. Саме з допомогою оболочечной структури атомного ядра перша (рідкоземельна) область α-активних ядер починається з N = 82, а важкі α-радіоактивні ядра стають особливо численними, починаючи з Z = 82.

Мал. 2.2. Залежність енергії -розпаду від масового числа А.

Широкий діапазон періодів напіврозпаду, а також великі значення цих періодів для багатьох α-радіоактивних ядер пояснюються тим, що α-частка не може миттєво залишити ядро, незважаючи на те, що це енергетично вигідно. Для того, щоб залишити ядро, α-частка повинна подолати потенційний бар'єр - область на межі ядра, що утворюється за рахунок потенційної енергії електростатичного відштовхування a-частинки та кінцевого ядра та сил тяжіння між нуклонами. З погляду класичної фізики α-частка не може подолати потенційний бар'єр, оскільки не має необхідної для цього кінетичної енергії. Однак квантова механіка припускає таку можливість - α ‑ частка має певну можливість пройти крізь потенційний бар'єр і залишити ядро. Це квантовомеханічне явище називають тунельним ефектом або тунелюванням. Чим більша висота і ширина бар'єру, тим менша ймовірність тунелювання, а період напіврозпаду відповідно більший. Великий діапазон періодів напіврозпаду
α-випромінювачів пояснюється різним поєднанням кінетичних енергій α-часток та висот потенційних бар'єрів. Якби бар'єра не існувало, то α-частка залишила б ядро ​​за характерне ядерне
час ≈ 10 -21 - 10 -23 с.
Найпростіша модель α-розпаду була запропонована у 1928 році Г. Гамовим та незалежно від нього Г. Герні та Е. Кондоном. У цій моделі передбачалося, що α-частка постійно існує у ядрі. Поки α-частка знаходиться в ядрі, на неї діють ядерні сили тяжіння. Радіус їх дії можна порівняти з радіусом ядра R. Глибина ядерного потенціалу – V 0 . За межами ядерної поверхні при r > R потенціал є кулонівським потенціалом відштовхування

V(r) = 2Ze 2 /r.

Мал. 2.3. Енергії α-часток E α залежно від числа нейтронів N
у вихідному ядрі. Лінії з'єднують ізотопи одного і того ж хімічного елемента.

Спрощена схема спільної дії ядерного потенціалу тяжіння та кулонівського потенціалу відштовхування показана на малюнку 2.4. Для того, щоб вийти за межі ядра α-частка з енергією E α, повинна пройти крізь потенційний бар'єр, укладений в області від R до R c . Імовірність α-розпаду в основному визначається ймовірністю D проходження α-частки через потенційний бар'єр

У рамках цієї моделі вдалося пояснити сильну залежність ймовірності α ‑ розпаду від енергії α-частинки.

Мал. 2.4. Потенційна енергія -частинки. Потенційний бар'єр.

Для того щоб розрахувати постійну розпаду λ, треба коефіцієнт проходження α-частки через потенційний бар'єр помножити, по-перше, на ймовірність w α того, що α-частка утворилася в ядрі, і, по-друге, на ймовірність того, що вона виявиться на межі ядра. Якщо α-частка в ядрі радіусу R має швидкість v, то вона підходитиме до кордону в середньому ≈ v/2R раз на секунду. В результаті для постійного розпаду виходить співвідношення

(2.6)

Швидкість α‑частки в ядрі можна оцінити, виходячи з її кінетичної енергії E α + V 0 всередині ядерної потенційної ями, що дає v? (0.1-0.2)с. Вже з цього випливає, що за наявності в ядрі α-частинки ймовірність її пройти крізь бар'єр D<10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Грубість оцінки передекспоненційного множника не дуже істотна, тому що постійна розпад залежить від нього незрівнянно слабше, ніж від показника експоненти.
З формули (2.6) випливає, що період напіврозпаду залежить від радіусу ядра R, оскільки радіус R входить не тільки в передекспоненційний множник, але і в показник експоненти, як межа інтегрування. Тому з даних α-розпаду можна визначати радіуси атомних ядер. Отримані таким шляхом радіуси виявляються на 20–30% більше від знайдених у дослідах з розсіювання електронів. Ця різниця пов'язана з тим, що в дослідах зі швидкими електронами вимірюється радіус розподілу електричного заряду в ядрі, а в α-розпаді вимірюється відстань між ядром і α-частинкою, на якій перестають діяти ядерні сили.
Наявність постійної Планки в показнику експонентів (2.6) пояснює сильну залежність періоду напіврозпаду від енергії. Навіть невелика зміна енергії призводить до значної зміни показника експоненти і тим самим дуже різкої зміни періоду напіврозпаду. Тому енергії α-часток, що вилітають, сильно обмежені. Для важких ядер α-частки з енергіями вище 9 МеВ вилітають практично миттєво, а з енергіями нижче 4 МеВ живуть у ядрі так довго, що α-розпад навіть не вдається зареєструвати. Для рідкісноземельних α-радіоактивних ядер обидві енергії знижуються за рахунок зменшення радіуса ядра та висоти потенційного бар'єру.
На рис. 2.5 показано залежність енергії α-розпаду ізотопів Hf (Z = 72) від масового числа A у сфері масових чисел A = 156–185. У таблиці 2.1 наведено енергії α-розпаду, періоди напіврозпаду та основні канали розпаду ізотопів 156–185 Hf. Видно як у міру збільшення масового числа A зменшується енергія α-розпаду, що призводить до зменшення ймовірності α-розпаду та збільшення ймовірності β-розпаду (таблиця 2.1). Ізотоп 174 Hf, будучи стабільним ізотопом (у природній суміші ізотопів він становить 0.16%), проте розпадається з періодом напіврозпаду T 1/2 = 2·10 15 років із випромінюванням α‑частки.

Мал. 2.5. Залежність енергії α-розпаду Q α ізотопів Hf (Z = 72)
від масового числа A.

Таблиця 2.1

Залежність енергії α-розпаду Q α , періоду напіврозпаду T 1/2 ,
різних мод розпаду ізотопів H f (Z = 72) від масового числа A

Ізотопи Hf c A = 176-180 є стабільними ізотопами. Ці ізотопи також мають позитивну енергію α-розпаду. Однак енергія α-розпаду ~1.3–2.2 МеВ занадто мала і α-розпад цих ізотопів не виявлено, незважаючи на відмінну від нуля ймовірність α-розпаду. При подальшому збільшенні масового числа A > 180 домінуючим каналом розпаду стає β-розпад.
При радіоактивних розпадах кінцеве ядро ​​може виявитися не тільки в основному, але і в одному зі збуджених станів. Однак сильна залежність ймовірності α-розпаду від енергії α-частинки призводить до того, що розпади на збуджені рівні кінцевого ядра зазвичай йдуть з дуже низькою інтенсивністю, тому що при збудженні кінцевого ядра зменшується енергія α-частинки. Тому експериментально вдається спостерігати лише розпади на обертальні рівні, що мають відносно низьку енергію збудження. Розпади на збуджені рівні кінцевого ядра призводять до виникнення тонкої структури енергетичного спектру частинок, що вилітають.
Основним фактором, що визначає властивості α-розпаду, є проходження α-часток через потенційний бар'єр. Інші фактори виявляються порівняно слабо, але в окремих випадках дають можливість отримати додаткову інформацію про структуру ядра та механізм α-розпаду ядра. Одним із таких факторів є поява квантовомеханічного відцентрового бар'єру. Якщо α‑частка вилітає з ядра (A,Z), що має спин J i , і при цьому утворюється кінцеве ядро
(A-4, Z-2) у стані зі спином J f , то α-частка повинна забрати повний момент J, що визначається співвідношенням

Так як α-частка має нульовий спин, її повний момент J збігається з орбітальним моментом кількості руху l

В результаті виникає квантовомеханічний відцентровий бар'єр.

Зміна форми потенційного бар'єру за рахунок відцентрової енергії незначно головним чином через те, що відцентрова енергія спадає з відстанню значно швидше за кулонівську (як 1/r 2 , а не як 1/r). Однак, оскільки ця зміна ділиться на постійну Планку і потрапляє в показник експоненти, то при великих l вона призводить до зміни часу життя ядра.
У таблиці 2.2 наведено розраховану проникність відцентрового бар'єру B l для α-часток, що вилітають з орбітальним моментом l щодо проникності відцентрового бар'єру B 0 для α-часток, що вилітають з орбітальним моментом l = 0 для ядра з Z = 90, енергія α- α = 4.5 МеВ. Видно, що зі збільшенням орбітального моменту l, що несуть α-частинкою, проникність квантовомеханічного відцентрового бар'єру різко падає.

Таблиця 2.2

Відносна проникність відцентрового бар'єру дляα -Частинок,
що вилітають з орбітальним моментом l
(Z = 90, E α = 4.5 МеВ)

Суттєвішим фактором, здатним різко перерозподілити ймовірності різних гілок α-розпаду, може бути необхідність значної перебудови внутрішньої структури ядра при випромінюванні α‑частки. Якщо початкове ядро ​​сферичне, а основний стан кінцевого ядра сильно деформовано, то щоб еволюціонувати в основний стан кінцевого ядра, вихідне ядро ​​в процесі випромінювання α‑частки має перебудуватися, сильно змінивши свою форму. У подібній зміні форми ядра зазвичай бере участь велика кількість нуклонів і така малонуклонна система, як α ‑ частка, залишаючи ядро, може виявитися не в змозі його забезпечити. Це означає, що можливість утворення кінцевого ядра в основному стані буде незначною. Якщо ж серед збуджених станів кінцевого ядра виявиться стан близький до сферичного, то початкове ядро ​​може без істотної перебудови перейти до нього в результаті α ‑ розпаду Ймовірність заселення такого рівня може виявитися великою, що значно перевищує ймовірність заселення нижчих станів, включаючи основне.
З діаграм α-розпаду ізотопів 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra видно сильні залежності ймовірності α-розпаду на збуджені стани від енергії α-частинки і від орбітального моменту l, що несуть α-частинкою.
α-розпад також може відбуватися із збуджених станів атомних ядер. Як приклад у таблицях 2.3, 2.4 наведені моди розпаду основного та ізомерного станів ізотопів 151 Ho та 149 Tb.

Таблиця 2.3

α-розпади основного та ізомерного станів 151 Ho

Таблиця 2.4

α-розпади основного та ізомерного станів 149 Tb

На рис. 2.6 наведено енергетичні діаграми розпаду основного та ізомерного станів ізотопів 149 Tb та 151 Ho.

Мал. 2.6 Енергетичні діаграми розпаду основного та ізомерного станів ізотопів 149 Tb та 151 Ho.

α-розпад із ізомерного стану ізотопу 151 Ho (J P = (1/2) + , E ізомер = 40 кеВ) більш ймовірний (80%), ніж е-захоплення на цей ізомерний стан. У той самий час основний стан 151 Але розпадається переважно у результаті е-захвата (78%).
В ізотопі 149 Tb розпад ізомерного стану (J P = (11/2) - , E ізомер = 35.8 кэВ) відбувається в переважній разі в результаті е-захоплення. Особливості розпаду основного та ізомерного станів, що спостерігаються, пояснюються величиною енергії α-розпаду і е-захоплення і орбітальними моментами, що несуть α-частинкою або нейтрино.

Ядра більшості атомів – це досить стійкі утворення. Однак ядра атомів радіоактивних речовин у процесі радіоактивного розпаду мимоволі перетворюються на ядра атомів інших речовин. Так у 1903 році Резерфорд виявив, що поміщений у посудину радій через деякий час перетворився на радон. А в посудині додатково з'явився гелій: (88 226) Ra → (86 222) Rn + (2 4) He. Щоб розуміти зміст написаного виразу, вивчіть тему про масове та зарядове число ядра атома .

Вдалося встановити, що основні види радіоактивного розпаду: альфа та бета-розпад відбуваються згідно з наступним правилом усунення:

Альфа-розпад

При альфа-розпадівипромінюється -частка (ядро атома гелію). З речовини з кількістю протонів Z та нейтронів N в атомному ядрі вона перетворюється на речовину з кількістю протонів Z-2 та кількістю нейтронів N-2 і, відповідно, атомною масою А-4: (Z^A)X→(Z-2^ (A-4)) Y + (2 ^ 4) He. Тобто відбувається зміщення елемента, що утворився, на дві клітини назад у періодичній системі.

Приклад α-розпаду:(92^238)U→(90^234)Th+(2^4)He.

Альфа-розпад - це внутрішньоядерний процес. У складі важкого ядра за рахунок складної картини поєднання ядерних і електростатичних сил утворюється самостійна α-частка, яка виштовхується кулонівськими силами набагато активніше за інші нуклони. За певних умов вона може подолати сили ядерної взаємодії та вилетіти з ядра.

Бета-розпад

При бета-розпадівипромінюється електрон (β-частка). В результаті розпаду одного нейтрону на протон, електрон та антинейтрино, склад ядра збільшується на один протон, а електрон та антинейтрино випромінюються зовні: (Z^A)X→(Z+1^A)Y+(-1^0)e+(0 ^0)v. Відповідно, елемент, що утворився, зміщується в періодичній системі на одну клітину вперед.

Приклад β-розпаду:(19^40)K→(20^40)Ca+(-1^0)e+(0^0)v.

Бета-розпад - це внутрішньонуклонний процес. Перетворення зазнає нейтрону. Існує також бета-плюс-розпадабо позитронний бета-розпад. При позитронний розпад ядро ​​випускає позитрон і нейтрино, а елемент зміщується при цьому на одну клітину назад по періодичній таблиці. Позитронний бета-розпад зазвичай супроводжується електронним захопленням.

Гамма-розпад

Крім альфа та бета-розпаду існує також гамма-розпад. Гамма-розпад - це випромінювання гамма-квантів ядрами в збудженому стані, при якому вони мають велику в порівнянні з незбудженим станом енергією. У збуджений стан ядра можуть приходити при ядерних реакціях чи радіоактивних розпадах інших ядер. Більшість збуджених станів ядер мають дуже нетривалий час життя – менш наносекунди.

Також існують розпади з емісією нейтрону, протона, кластерна радіоактивність та деякі інші дуже рідкісні види розпадів. Але превалюючі

Слайд11

Альфа-розпад –випускання атомним ядром, що знаходиться в основному (незбудженому) стані α-часток (ядер гелію).

Основними характеристиками період напіврозпаду T 1/2, кінетична енергія T αта пробіг у речовині R αα-частки в речовині.

Основні властивості альфа-розпаду

1.Альфа-розпад спостерігається тільки у важких ядер. Відомо близько 300 α-радіоактивних ядер

2.Період напіврозпаду α-активних ядер лежить у величезному інтервалі від

10 17 років ()

і визначається законом Гейгера-Неттола

. (1.32)

наприклад, для Z=84 постійні A= 128,8 та B = - 50,15, T α– кінетична енергія α-частки в Мев

3.Енергії α-часток радіоактивних ядер укладені в межах

(Мев)

T α min = 1,83 Мев (), Tα max = 11,65 Мев(ізомер

4.Спостерігається тонка структура α-спектрів радіоактивних ядер. Ці спектри дискретні. На рис.1.5. наведено схему розпаду ядра плутонію. Спектр -частинок складається з ряду моноенергетичних ліній, що відповідають переходам на різні рівні дочірнього ядра.

6.Пробіг α-частки в повітрі за нормальних умов

R α (см) = 0,31 T α 3/2 Мевпри (4< T α <7 Мев) (1.33)

7. Загальна схема реакції α-розпаду

де -материнське ядро, - дочірнє ядро

Енергія зв'язку α-частки в ядрі повинна бути меншою за нуль, щоб α-розпад відбувся.

Е св α =<0 (1.34)

Енергія, що виділилася при α-розпаді Eα складається з кінетичної енергії α-частинки Tα та кінетичної енергії дочірнього ядра T я

E α =| Е св α | = T α +T я (1.35)

Кінетична енергія α-частки більше 98% всієї енергії α-розпаду

Види та властивості бета-розпаду

Бета-розпад слайд 12

Бета-розпадом ядра називається процес мимовільного перетворення нестабільного ядра на ядро-ізобар в результаті випромінювання електрона (позитрона) або захоплення електрона. Відомо близько 900 бета-радіоактивних ядер.

електронному β - -розпаді один з нейтронів ядра перетворюється на протон з випромінюванням електрона та електронного антинейтрино.

розпад вільного нейтрону , Т 1/2 = 10,7 хв;

розпад тритію , Т 1/2 = 12 років .

При позитронний β + -розпадодин з протонів ядра перетворюється на нейтрон з випромінюванням позитивно зарядженого електрона (позитрона) та електронного нейтрино

В разі електронного е-захопленняядро захоплює електрон з електронної оболонки (частіше К-оболонки) власного атома.

Енергія β-розпаду лежить в інтервалі

()0,02 Мев < Е β < 13,4 Мев ().

Спектр β-частинок, що випускаються. безперервнийвід нуля до максимального значення. Формули для обчислення максимальної енергії бета-розпадів:

, (1.42)

, (1.43)

. (1.44)

де – маса материнського ядра, – маса дочірнього ядра. m e-Маса електрона.

Період напіврозпаду Т 1/2пов'язаний з ймовірністю бета-розпаду співвідношенням

Імовірність бета-розпаду сильно залежить від енергії бета-розпаду ( ~ E β 5 при E β >> m e c 2) тому період напіврозпаду Т 1/2змінюється у межах

10 -2 сек< Т 1/2< 2 10 15 лет

Бета-розпад виникає в результаті слабкої взаємодії-одного з фундаментальних взаємодій.

Радіоактивні сімейства (ряди) Слайд13

Закони усунення ядер при α-розпаді ( А→А – 4 ; Z→Z- 2) при β-розпаді ( А→А; Z→Z+1).Оскільки масове число Апри α-розпаді змінюється на 4 , а при β-розпаді Ане змінюється, то члени різних радіоактивних сімейств не переплутуються між собою. Вони утворюють окремі радіоактивні ряди (ланцюжки ядер), які закінчуються своїми стабільними ізотопами.

Масові числа членів кожного радіоактивного сімейства характеризуються формулою

a=0 для сімейства торію, a=1 для насіння нептунія, a=2 для сімейства урану, a=3 для сімейства актиноурану. n- ціле число. див.табл. 1.2

Табл.1.2

З порівняння періодів напіврозпаду родоначальників сімейств з геологічним часом життя Землі (4,5 млрд. років) видно, що в речовині Землі торій-232 зберігся майже весь, уран-238 розпався приблизно наполовину, уран-235 здебільшого, нептуній-237 практично весь .

При даному виді розпаду ядро ​​з атомним номером Z та масовим числом А розпадається шляхом випромінювання альфа-частинки, що призводить до утворення ядра з атомним номером Z-2 та масовим числом А-4:

В даний час відомо більше 200 альфа-випромінюючих нуклідів, серед яких майже не зустрічаються легкі та середні ядра. З легких ядер виняток становить 8 Be, крім того, відомо близько 20 альфа-випромінюючих нуклідів рідкісноземельних елементів. Переважна більшість a-випромінюючих ізотопів належить до радіоактивних елементів, тобто. до елементів Z> 83, серед яких значну частину становлять штучні нукліди. Серед природних нуклідів існує близько 30 альфа-активних ядер, що належать до трьох радіоактивних сімейств (урановий, актінієвий та торієвий ряди), які розглянуті вище. Періоди напіврозпаду відомих альфа-радіоактивних нуклідів варіюються від 0,298 мкс для 212 Po до >10 15 років для 144 Nd, 174 Hf. Енергія альфа-часток, що випускаються важкими ядрами з основних станів, становить 4-9 МеВ, а ядрами рідкісноземельних елементів 2-4,5 МеВ.

Те, що ймовірність альфа-розпаду зростає зі зростанням Z,обумовлено тим, що цей вид перетворення ядер пов'язаний з кулонівським відштовхуванням, яке зі збільшенням розмірів ядер зростає пропорційно Z 2 , тоді як ядерні сили тяжіння зростають лінійно зі зростанням масового числа A.

Як було показано раніше, ядро ​​буде нестійке по відношенню до a-розпаду, якщо виконується нерівність:

де і - маси спокою вихідного та кінцевого ядер відповідно;

- Маса a-частинки.

Енергія α-розпаду ядер ( Еα) складається з кінетичної енергії альфа-частинки, випущеної материнським ядром Тα і кінетичної енергії, яку набуває дочірнє ядро ​​в результаті випромінювання альфа-частинки (енергія віддачі) Т відд:

Використовуючи закони збереження енергії та імпульсу, можна отримати співвідношення:

де М отд = - Маса ядра віддачі;

Мα – маса альфа-частинки.

Спільно вирішуючи рівняння (4.3) та (4.4), отримаємо:

. (4.5)

І відповідно,

. (4.6)

З рівнянь (4.5 і 4.6) видно, що основну частину енергії альфа-розпаду (близько 98%) забирають альфа-частинки. Кінетична енергія ядра віддачі становить величину ≈100 кеВ (при енергії альфа-розпаду ≈5 МеВ). Слід зазначити, що навіть такі, здавалося б, невеликі значення кінетичної енергії атомів віддачі є дуже значними і призводять до високої здатності реакційної атомів, що мають подібні ядра. Для порівняння відзначимо, що енергія теплового руху молекул при кімнатній температурі становить приблизно 0,04 еВ, а енергія хімічного зв'язку зазвичай менше 2 еВ. Тому ядро ​​віддачі як рве хімічну зв'язок у молекулі, а й частково втрачає електронну оболонку (електрони просто встигають за ядром віддачі) з утворенням іонів.

При розгляді різних видів радіоактивного розпаду, зокрема й альфа-розпаду, використовують енергетичні діаграми. Найпростіша енергетична діаграма представлена ​​на рис. 4.1.

Мал. 4.1. Найпростіша схема альфа-розпаду.

Енергетичний стан системи до та після розпаду зображується горизонтальними лініями. Альфа-частка зображується стрілкою (жирною або подвійною), що йде праворуч наліво вниз. На стрілці вказується енергія альфа-частинок, що випускаються.

Слід пам'ятати, що представлена ​​на рис. 4.1 схема є найпростішим випадком, коли альфа-частки, що випускаються ядром, мають одну певну енергію. Зазвичай альфа-спектр має тонку структуру, тобто. ядрами одного й того ж нукліду випускаються альфа-частинки з досить близькими, але все ж таки різними за величиною енергіями. Було встановлено, що якщо альфа-перехід здійснюється у збуджений стан дочірнього ядра, то енергія альфа-часток буде, відповідно, меншою за енергію властиву переходу між основними станами вихідного та дочірнього ядер радіонуклідів. І якщо таких збуджених станів кілька, то й можливих альфа-переходів буде кілька. При цьому утворюються дочірні ядра з різною енергією, які при переході в основний або стійкіший стан випускають гамма-кванти.

Знаючи енергію всіх альфа-часток та гамма-квантів, можна побудувати енергетичну діаграму розпаду.

приклад. Побудувати схему розпаду за такими даними:

· Енергія α-часток становить: 4,46; 4,48; 4,61; та 4,68 МеВ,

· Енергія γ-квантів - 0,07; 0,13; 0,20; та 0,22 МеВ.

Повна енергія розпаду 4,68 МеВ.

Рішення. Від енергетичного рівня вихідного ядра проводимо чотири стрілки, кожна з яких позначає випромінювання частинок певної енергії. Обчислюючи різниці між значеннями енергій окремих груп α-часток та порівняння цих різниць з енергіями γ-квантів, знаходимо, яким переходам відповідає випромінювання γ-квантів кожної енергії

4,48 - 4,46 = 0,02 МеВ відповідних γ-квантів немає

4,61 - 4,46 = 0,15 МеВ

4,61 - 4,48 = 0,13 МеВ енергії відповідають енергіям

4,68 - 4,46 = 0,22 МеВ γ-квантів, що випускаються при розпаді

4,68 - 4,48 = 0,20 МеВ 230 Th

4,68 - 4,61 = 0,07 МеВ

Мал. 4.2 - Схема розпаду 230 Th.

Разом з тим, можливий і другий випадок, коли альфа-перехід здійснюється із збудженого стану батьківського ядра до основного стану дочірнього. Ці випадки прийнято кваліфікувати як поява довгопробіжних альфа-часток, можливості для випромінювання яких виникають у збуджених ядер, що утворюються внаслідок складного β-розпаду. Так, як приклад, на малюнку 4.3 представлена ​​схема випромінювання довгопробіжних α-часток ядром полонію-212, що утворюється в результаті β-розпаду ядра вісмуту-212. Видно, що в залежності від характеру β-переходу ядро ​​полонію-212 може утворитися в основному та збудженому стані. Альфа-частинки, що випускаються з збуджених станів ядра полонія-212, є довгопробіжними. Однак, слід мати на увазі, що для альфа-активних ядер, що виникли таким способом, більш ймовірний перехід із збудженого стану шляхом випромінювання γ-кванта, а не довгопробіжної альфа-частинки. Тому довгопробіжні альфа-частинки зустрічаються дуже рідко.

Далі, вченими було встановлено дуже важливу закономірність: при невеликомузбільшення енергії a-частинок періоди напіврозпаду змінюються на кілька порядків. Так у 232 Th Т a = 4,08 МеВ, T 1/2 = 1,41×10 10 років, а 230 Th – Т a = 4,76 МеВ, T 1/2 = 1,7 ∙ 10 4 років.

Мал. 4.3. Схема послідовного розпаду: 212 Bi – 212 Po – 208 Pb

Видно, що зменшення енергії альфа-частинок приблизно на 0,7 МеВ супроводжується збільшенням періоду напіврозпаду на 6 порядків. При Т α < 2 МэВ период полураспада становится настолько большим, что экспериментально обнаружить альфа-активность практически невозможно. Разброс в значениях периодов полураспада, характерных для альфа-распада, весьма велик:

10 16 років ≥ Т 1/2 ≥ 10 -7 сек,

і в той же час має місце дуже вузький інтервал значень енергій альфа-часток, що випускаються радіоактивними ядрами:

2 МеВ ≤ Тα ≤ 9 МеВ.

Залежність між періодом напіврозпаду та енергією альфа-частинки була експериментально встановлена ​​Гейгером та Неттолом у 1911-1912 роках. Ними було показано, що залежність lg T 1/2 від lg Тα добре апроксимується прямою лінією:

. (4.7)

Цей закон добре виконується для парно-парних ядер. Тоді як для непарно-непарних ядер спостерігається значне відхилення від закону.

Сильна залежність ймовірності альфа-розпаду, а отже і періоду напіврозпаду, від енергії була пояснена Г. Гамовим та Е. Кондоном у 1928 році за допомогою теорії одночастинної моделі ядра. У цій моделі передбачається, що альфа-частка завжди існує у ядрі, тобто. материнське ядро ​​складається з дочірнього ядра та альфа-частинки. Передбачається, що альфа-частка рухається у сферичній ділянці радіусу R (R– радіус ядра) і утримується в ядрі короткодіючими кулонівськими ядерними силами. На відстані r, великих радіусу дочірнього ядра R, діють сили кулонівського відштовхування

На рис. 4.4 показано залежність потенційної енергії між альфа-частинкою та ядром віддачі від відстані між їхніми центрами.

По осі абсцис відкладено відстань між дочірнім ядром та альфа-частинкою, по осі ординат – енергія системи. Кулонівський потенціал обрізається на відстані R, яке приблизно дорівнює радіусу дочірнього ядра. Висота кулонівського бар'єру B, який має подолати альфа-частка, щоб залишити ядро, визначається співвідношенням:

де Zі z- Заряди дочірнього ядра та альфа-частинки відповідно.

Мал. 4.4. Зміна потенційної енергії системи з відстанню між дочірнім ядром та альфа-часткою.

Величина потенційного бар'єру значно перевищує енергію альфа-часток, що випускаються радіоактивними ядрами, і згідно із законами класичної механіки альфа-частка не може залишити ядро. Але для елементарних частинок, поведінка яких описується законами квантової механіки, можливе проходження цих частинок через потенційний бар'єр, який отримав назву тунельного переходу.

Відповідно до теорії альфа-розпаду, початку якої закладені Г. Гамовим та Е. Кондоном, стан частинки описується хвильовою функцією ψ, яка згідно з умовами нормування в будь-якій точці простору відмінна від нуля, і, таким чином, існує кінцева ймовірність виявити альфа-частку як усередині бар'єру, так і за його межами. Тобто можливий процес так званого тунельного переходу альфа-частинки через потенційний бар'єр.

Було показано, що проникність бар'єру є функцією атомного номера, атомної маси, радіусу ядра та характеристики потенційного бар'єру.

Встановлено, що альфа-переходи парно-парних ядер із основного рівня материнських нуклідів на основний рівень дочірніх характеризуються найменшими значеннями періодів напіврозпаду. Для непарно-парних, парно-непарних і непарно-непарних ядер загальна тенденція зберігається, але їх періоди напіврозпаду в 2-1000 разів більші, ніж для парно-парних ядер з даними Z і Тα .Корисно запам'ятати: енергія альфа-часток, що випускаються радіонуклідами, з однаковим масовим числом, зростає із зростанням заряду ядра.