2. Энергетические спектры α-частиц.

Энергетическим спектром частиц принято называть распределение частиц по энергиям. Примеры энергетических спектров α-частиц представлены на рис. 4. В соответствии с формулой (I.8) энергетический спектр α-частиц является линейчатым (см. рис. 4), так как величины, стоящие в правой части формулы (I.8) , являются дискретными. Для конкретного источника положение каждой из линий на оси Т_α определяется энергией испускаемых α-частиц, а высота каждой линии определяется относительным выходом η для этой энергетической группы -частиц. Энергетическая группа, имеющая наибольшую интенсивность, называется основной. У четно-четных ядер основная энергетическая группа соответствует α-переходам между основными состояниями материнского и дочернего ядра. α-Частицы с энергией меньшей, чем у основной группы, имеют меньший пробег в воздухе и были названы короткопробежными α‑частицами. Относительные выходы короткопробежных α-частиц существенно ниже, так как коэффициент прозрачности кулоновского барьера (см. (I.17) и (I.22) ) меньше для -распадов с меньшим значением Т_α. Возникновение короткопробежных α-частиц вызвано тем, что часть энергии Q_α, высвобождаемой при α-распаде (см. формулу (I.3) ), затрачивается на возбуждение дочернего ядра.

И спускание короткопробежных частиц всегда сопровождается γ-излучением соответствующей энергии, что свидетельствует о возбуждении дочернего ядра. Кинетическая энергия каждой группы α-частиц определяется с помощью формулы (I.8) , в которой используется энергия Е_возб, соответствующая данному возбужденному уровню дочернего ядра

Поскольку процесс -распада носит статистический характер, то ядра одной и той же природы могут возникать в различных возбужденных состояниях. Таким образом, в данном -активном источнике, который содержит огромное количество ядер, при α-распаде может возникать вполне закономерный набор дискретных значений энергии α-частиц и возбуждения дочерних ядер. Это поясняет диаграмма на рис. 5, где показана схема -распада ядра ²³⁸Pu. Энергия каждого состояния ядра откладывается по условной оси, направленной вверх, и отмечается соответствующей горизонтальной линией, называемой уровнем. Возле каждого уровня при необходимости могут указываться энергия, спин и четность. Условная горизонтальная ось представляет изменение Z ядра. α-Переходы показаны стрелками, идущими сверху вниз налево, и указывают, что энергия и порядковый номер дочернего нуклида становятся меньше материнского, и происходит смещение влево по строке таблицы Менделеева (уменьшается Z). Возле каждой из стрелок указывается относительная вероятность перехода на уровень дочернего ядра с данными характеристиками. Иногда также может указываться кинетическая энергия α-частиц

В некоторых случаях предшествующего -распада образующееся -активное дочернее ядро может оказаться в возбужденном состоянии. Если периоды полураспада таких ядер относительно α-распада составляют 10^-7 ÷ 10^-5 с, то небольшая часть возбужденных ядер может испытать ‑распад прежде, чем перейдет в основное состояние с испусканием γ‑кванта. При этом к энергии Q_α (I.3) , высвобождаемой при ‑распаде, добавляется энергия возбуждения материнского ядра, и появляются -частицы с кинетической энергией большей, чем у -частиц при α‑распаде из основного состояния. Такие -частицы носят название длиннопробежных (см. рис. 4). Примерами являются нуклиды ²¹²Ро и ²¹⁴Ро, у которых периоды полураспада по отношению испускания α-частиц из основных состояний равны соответственно 2,98·10^-7 и 1,64·10^-4 с^.. Столь резкое уменьшение величины периода полураспада вызвано резким уменьшением коэффициента прозрачности кулоновского барьера с увеличением кинетической энергии испускаемых α-частиц (8,78 МэВ и 7,69 МэВ соответственно).

Приведенная на рис. 4 совокупность линий определяет тонкую структуру энергетического спектра α-частиц при распаде четно-четных ядер. В этих случаях основное состояние материнского ядра и основное состояние дочернего ядра имеют одинаковые значения спинов и четностей, равное 0⁺, что соответствует вылету α-частицы с орбитальным моментом l = 0, так как спин α-частицы и четность равны 0⁺. Такие α-переходы без изменения спина и четности дочернего ядра оказываются наиболее вероятными.

Э то же правило остается в силе и при α-распаде большинства нечетно-нечетных ядер и ядер с нечетным массовым числом А. Но спины и четности основных состояний дочерних ядер при этом уже не совпадают со спинами и четностями основных состояний материнских ядер и наиболее вероятным оказывается переход на тот возбужденный уровень дочернего ядра, спин и четность которого совпадают со спинам и четностью материнского ядра. Например (см. рис. 6), ядро α-активного нуклида ²⁴¹Am имеет в основном состоянии характеристику 5/2^-, а дочернее ядро ²³⁷Np имеет в основном состоянии характеристику 5/2⁺. α-Переход между этими состояниями, при котором кинетическая энергия α-частиц максимальна, имеет вероятность только 0,39%. Наибольшую вероятность имеет переход на возбужденный уровень дочернего ²³⁷Np ядра с характеристикой 5/2^-. Кинетическая энергия этой основной группы α-частиц оказывается примерно на 60 кэВ меньше максимальной. Дочернее ядро ²³⁷Np является также α-активным и при его распаде образуется ядро ²³³Pa с характеристикой основного состояния 3/2^-. α-Переход между основными уровнями ядер ²³⁷Np и ²³³Pa имеет вероятность 0,12%, тогда как переход на возбужденный 5/2⁺ уровень ядра ²³³Pa имеет наибольшую вероятность, равную 47%.

Таким образом тонкая структура энергетических спектров при α-распаде нечетно-нечетных ядер и ядер с нечетным массовым числом А оказывается иной, чем при α-распаде четно-четных ядер.