2.Альфа распад, энергия распада, энергетические спектры.

Альфа-распадом (-распадом) называется процесс спонтанного изменения ядра, в результате которого возникает свободная -частица (ядро нуклида ). Символическая запись -распада имеет вид:

(3.4.1)

Энергетическая возможность -распада обеспечивается в том случае, если масса исходного ядра больше суммы масс ядер продуктов распада, то есть

,

(3.4.2)

или, если использовать массы нейтральных атомов, как это обычно делается в ядерной физике,

.

(3.4.3)

Уменьшение массы при распаде, выраженное в энергетических единицах, дает энергию, выделяющуюся при -распаде:

.

(3.4.4)

Таким образом, -распад становится возможным, если:

или ,

(3.4.5)

Энергия E_, освобождаемая при -распаде, переходит в кинетическую энергию -частицы Т_ и кинетическую энергию Т_Я дочернего ядра. Часть энергии ΔΕ может также переходить в энергию возбуждения дочернего ядра. Таким образом, если ядро, испытывающие α-распад, неподвижно в лабораторной системе координат, то

,

(3.4.6)

Кинетическая энергия α-частиц измеряется с помощью магнитного α-спектрометра, принцип действия которого аналогичен масс-спектрметру.

В месте с тем при измерении энергии α-частиц в α-спектрометре кроме основной энергетической группы, имеющей наибольшую интенсивность, часто наблюдаются группы α-частиц с меньшими энергиями, причем каждая из групп имеет свое значение энергии. Такой энергетический спектр называется линейчатым (рис. 3.4.1). α-Частицы с меньшей, чем у основной группы, энергией имеют меньший пробег в воздухе и были названы короткопробежными α-частицами. Высота каждой линии определяется относительным выходом η для каждой энергетической группы -частиц. Относительные выходы короткопробежных α-частиц обычно существенно ниже, так как прозрачность (см. ниже) кулоновского барьера меньше для -распадов с меньшим значением Т_α.

Испускание короткопробежных частиц всегда сопровождается γ-излучением соответствующей энергии, что свидетельствует о возбуждении дочернего ядра. Поскольку процесс -распада носит статистический характер, то ядра одного и того же сорта могут возникать в разных возбужденных состояниях. Таким образом, в данном -активном источнике, который содержит огромное количество ядер, при α-распаде может возникать вполне закономерный дискретный набор энергий α-частиц и возбужденных состояний дочернего ядра. Это поясняет диаграмма на рис. 3.4.2, где показана схема -распада ядра ²³⁵U. Энергия каждого состояния ядра откладывается по условной оси, направленной вверх, и отмечается соответствующей 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). Слева от уровней возбужденного дочернего ядра (в данном случае это ядро ²³¹Th) указаны энергии возбуждения в МэВ, а вертикальными стрелками – γ-переходы. Энергия каждой группы α-частиц определяется с помощью формулы (3.4.9), в которой используется энергия ΔЕ, соответствующая данному возбужденному уровню дочернего ядра ²³¹Th.

В некоторых случаях возникающее в результате предшествующего -распада -активное ядро оказывается преимущественно в возбужденном состоянии. Если периоды полураспада таких ядер 10^-7 ÷ 10^-5 с, то небольшая часть ядер может испытать ‑распад раньше, чем переход в основное состояние с испусканием γ‑кванта. При этом к энергии ‑распада (3.4.4) добавляется энергия возбуждения материнского ядра, и появляются -частицы с кинетической энергией большей, чем для -частиц из основного состояния. Такие -частицы носят название длиннопробежных (см. рис.3.4.1). Примерами являются изотопы полония ²¹²Ро и ²¹⁴Ро, у которых периоды полураспада по отношению испускания α-частиц из основных состояний равны соответственно 3·10^-7 и 2·10^-4 с.