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 a-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 a-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.

Испускание 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 a-распада носит статистический характер, то ядра одной и той же природы могут возникать в различных возбужденных состояниях. Таким образом, в данном a - 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 a - 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 b-распада образующееся a - 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 a‑ распад прежде, чем перейдет в основное состояние с испусканием γ ‑ кванта. При этом к энергии Q _α (I.3), высвобождаемой при a‑ распаде, добавляется энергия возбуждения материнского ядра, и появляются a-частицы с кинетической энергией большей, чем у a-частиц при α ‑ распаде из основного состояния. Такие a-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.

Это 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.