Экзотические виды радиоактивного распада

1. Распад протонов из основного состояния ядра

    Испускание протонов из основного состояния ядра обнаружено для большого числа ядер, расположенного вблизи границы протонной стабильности (B_p = 0). Излучателями протонов из основного состояния являются ядра ¹⁵¹Lu (T_1/2 = 85 мс),  ¹¹³Cs (T_1/2 = 958 мс),  ¹⁴⁷Tm (T_1/2 = 1050 мс) и др.

2. Испускание протонов из изомерного состояния

Рис. 1. Протонная радиоактивность изомерного состояния 53mCo

    Испускание протонов из изомерного состояния впервые было обнаружено на ядре ⁵³Co. Изотоп ⁵³Co получался путем бомбардировки изотопа ⁵⁴Fe протонами, ускоренными до 53 МэВ в реакции ⁵⁴Fe(p,2n)⁵³Co. Была обнаружена протонная радиоактивность с периодом полураспада 243 ±  15мс и энергией протонов 1.59+ 0.03 Мэв. Отсутствие совпадений между протонами и позитронами исключало возможность испускания запаздывающих протонов.
    Испускание протонов происходило из изомерного состояния ядра ^53mCo с энергией 3.19 МэВ с образованием конечного ядра ⁵²Fe в основном состоянии (см рис. 1). Основной вид распада из изомерного состояния - β⁺-распад. Это происходит потому, что β⁺-распад ядра ^53mCo -сверхразрешенный, так как образующееся в результате β⁺-распада ядро ⁵³Fe является “зеркальным” по отношению к ⁵³Co. Доля распадов с испусканием протонов составляет около 1.5%, что соответствует парциальному периоду полураспада около 16 с. Учет только проницаемости кулоновского и центробежного барьеров приводит к периоду полураспада 10^-6 c. Фактор запрета 2·10⁸ связан с сильной перестройкой ядра, так как переход происходит между состояниями, сильно различающимися по спину (19/2^-0⁺).

3. Испускание запаздывающих протонов

    Уменьшение энергии отделения протона при продвижении в область протоно-избыточных изотопов делает возможным радиоактивные распады с испусканием запаздывающих протонов (см рис. 2). Исходное ядро (Z,N) в результате β⁺-распада или e-захвата превращается в ядро (Z-1,N+1). Если энергия возбуждения E^* ядра (Z-1,N+1) больше энергии отделения протона B_p, то открыт канал распада возбужденного состояния ядра (Z-1,N+1) с испусканием протона
    В настоящее время известно свыше 70 β⁺-радиоактивных ядер, излучателей запаздывающих протонов. В табл. 1 приведены характеристики некоторых из них. В случае легких ядер область протонных излучателей находится относительно близко от долины стабильности. Поэтому излучатели запаздывающих протонов получают в реакциях типа (p, 2-3n), (³He,2-3n).

Таблица 1. Излучатели запаздывающих протонов

* Р_р - вероятность распада по протонному каналу

4. Испускание двух запаздывающих протонов

    Испускание двух запаздывающих протонов было обнаружено при ⁺-распаде изотопа ²²Al. Эксперимент выполнен на пучке ускоренных ионов ³He с энергией 110 МэВ. Изотоп ²²Al образовывался в реакции:

²⁴Mg(³He,p4n)²²Al

и далее распадался (см. рис. 3) по цепочке

Рис. 3. Испускание двух запаздывающих протонов при β+-распаде 22Al. а - спектры протонов в режиме совпадений, б - цепочка распадов 22Al

    Протоны регистрировались двумя телескопами из трех кремниевых счетчиков - системой ΔE₁-ΔE₂-E детекторов, имевших толщину соответственно 24, 155 и 500 мкм. Измерялись двумерные спектры протонов в режиме совпадений с разрешающим временем 20 нс. В спектре наблюдались два максимума при энергиях E₁ + E₂ = 4.139 и 5.636 МэВ, отвечающих двухпротонному распаду состояния 14.044 МэВ ядра ²²Mg с заселением основного и возбужденного (E^* = 1.634 МэВ) состояний конечного ядра ²⁰Ne.

5. Испускание запаздывающих альфа -частиц

Рис. 4. Схема образования запаздывающих α-частиц

    Суть явления легко понять из рис. 4, на котором показана схема образования запаздывающих α-частиц при β-распаде ядра ²¹²Bi.
    В результате β-распада ядра ²¹²Bi происходит образование ядра-изобара ²¹²Po в различных возбужденных состояниях. Ядро ²¹²Po является нестабильным по отношению к
α-распаду. Для того, чтобы наблюдалось испускание запаздывающих α-частиц, необходимо, чтобы собственная скорость α-распада была существенно большее скорости предшествующего β-распада. Энергетически испускание запаздывающих α-частиц возможно, если энергия β-перехода Q_β превышает энергию отделения
α-частицы в дочернем ядре (B_a), т.е. при Q_β > B_α.
    Образование в результате -распада ядра в возбужденных состояниях увеличивает возможную энергию α-перехода. Вероятность α-распада из возбужденного состояния будет определяться конкуренцией двух процессов: α-распада и -распада этого возбужденного состояния. Для того, чтобы детектирование α-распада из возбужденного состояния стало возможным, необходимо, чтобы ширина α-распада Г_α была бы одного порядка или больше радиационной ширины Г_γ. С уменьшением энергии α-частицы уменьшается вероятность туннельного эффекта, определяющего скорость α-распада.

6. Испускание запаздывающие нейтроны

    Бета-распад может приводить к образованию ядер в возбужденных состояниях с энергией больше энергии отделения нейтрона. Распад этих состояний может происходить с эмиссией нейтронов. В настоящее время известно свыше 150 ядер излучателей запаздывающих нейтронов. Часть их приведена в табл. 2. В последнем столбце таблицы указаны характерные реакции, в которых образуются излучатели запаздывающих нейтронов. Область ядер, в которой могут располагаться излучатели запаздывающих нейтронов оценивается на основе масс атомных ядер. Она простирается от самых легких ядер до тяжелых. Вероятность испускания запаздывающих нейтронов P_n зависит от степени заселения в ядре (Z+1,N-1) состояний выше нейтронного порога B_n и конкуренции между распадами этих состояний с испусканием нейтронов и γ-квантов.

Таблица 2. Излучатели запаздывающих нейтронов

7. Испускание двух и трех запаздывающих нейтронов

Рис. 5. Схематическая диаграмма эмиссии запаздывающих частиц при β-распаде 11Li

    Испускание одного, двух и трех запаздывающих нейтронов наблюдалось при β-распаде ядра ¹¹Li (рис.5). Энергия β-распада этого ядра состовляет 20.6 МэВ, что превышает пороги отделения одного (0.503 МэВ), двух (7.32 МэВ) и трех (8.9 МэВ) нейтронов из ядра ¹¹Be.

8. Запаздывающее деление. Деление ядра из изомерного состояния

    Запаздывающее деление наблюдается в случае, когда делению ядра предшествует -распад.

Рис. 6. Изменение полной энергии ядра в зависимости от деформации в модели жидкой капли (штриховая кривая) и с учетом оболочечных эффектов (сплошная кривая): 1 - быстрое деление; 2 - запаздывающее деление; 3 - деление из изомерного состояния; 4 - спонтанное деление

    На рис.6 показано, как изменяется полная энергия ядра в зависимости от деформации в модели жидкой капли (штриховая кривая) и с учетом оболочечных эффектов (сплошная кривая). Существенным является то, что появляются две потенциальные ямы, разделенные барьером.
    Рассмотрим разные случаи, приводящие к запаздывающему делению.

1. Энергия уровня E_i меньше энергии отделения нейтрона B_n (E_i < B_n). В этом случае произойдет деление ядра, так как ширина радиационных переходов в низшие свободные состояния Г_γ   значительно меньше делительной ширины Г_f (Г_γ << Г_f).
2. В случае если E_i > B_n, то вероятность деления с уровня E_i будет определяться конкуренцией между испусканием запаздывающих нейтронов и запаздывающим делением
   W_f(E_i) = Г_f(E_i)/(Г_γ(E_i) + Г_f(E_i)).
3. Энергия уровня E_i расположена между энергией второго барьера E_b и энергией второго минимума E_min. В этом случае деление происходит из состояний во второй потенциальной яме. При этом если ядро в результате -распада сразу оказывается в состояниях второй потенциальной ямы, то вероятность запаздывающего деления будут зависеть от вероятности прохождения через барьер второй потенциальной ямы. Если ядро после β-распада оказывается в состоянии первой потенциальной ямы, то вначале оно должно в результате -перехода перейти в состояние второй потенциальной ямы и затем только происходит деление. В результате исследований механизма запаздывающего деления сформировалось современное представление о двугорбом барьере деления, зависимости его параметров от N и Z, существенном влиянии ядерных оболочек на энергию деформации ядра.

9. Кластерная радиоактивность

    Кластерная радиоактивность - явление самопроизвольного испускания ядрами ядерных фрагментов (кластеров) тяжелее, чем α-частица. В табл. 3 приведены экспериментально наблюдаемые случаи кластерного распада

Таблица 3. Экспериментальные результаты по кластерному распаду

Исходное ядро	Испускаемый кластер	Энергия распада, Q, МэВ	λС/λα (отношение вероятности испускания кластера к вероятности испускания альфа-частицы)	T1/2, годы (период полураспада относительно испускания кластера)
221Fr	14C	31.28	< 5·10-14	>2·108
221Ra	14C	32.39	< 1.2·10-13	>7.4·106
222Ra	14C	33.05	(3.7+0.6)·10-10 (3.1+1.0)·10-10
223Ra	14C	31.85	(8.5+2.5)·10-10 (7.6+3.0)·10-10 (5.5+2.0)·10-10 (4.7+1.3)·10-10 (6.1+1.0)·10-10
224Ra	14C	30.54	(4.3+1.2)·10-11	(2.3+0.6)·108
226Ra	14C	28.21	(3.2+1.6)·10-11 (2.9+1.0)·10-11
225Ac	14C	30,47	< 4·10-13	> 7·1010
231Pa	23F	51,84	< 4·10-14	> 8·1017
230Th	24Ne	57.78	(5.6+1.0)·10-13	(1.3+0.3)·1017
232Th	26Ne	55.97	< 5·10-11	>3·1020
231Pa	24Ne	60.42	(3.8+0.7)· 10-12	(8.6+1.6)·1015
232U	24Ne	62.31	(2.0+0.5)·10-12	(3.4+0.8)·1013
233U	24Ne 25Ne	60.50 60.85	(7.5+2.5)· 10-13 (5.3+2.3)·10-13
234U	24Ne 26Ne	58.84 59.47	(4.4+0.5)·10-13 (3.9+1.0)·10-13
235U	24Ne 25Ne 26Ne	57.36 57.83 58.11	< 5·10-12	> 1.4·1020
236U	24Ne 26Ne	55.96 56.75	< 4·10-12	>6·1018
234U	28Mg	74.13	(1.4+0.2)·10-13 (2.3+0.7)·10-13
235U	28Mg	72.20	< 8·10-13	> 9·1020
236U	30Mg	72.51	< 4·10-12	> 6·1018
237Np	30Mg	75.02	<4·10-14	> 5·1019
236Pu	28Mg	79.67	~2·10-14	~1.5·1014
238Pu	28Mg 30Mg	75.93 77.03		~1.5·1018
	32Si	91.21		~6.5·1017
240Pu	34Si	90.95	< 1.3·10-13	>5.1016
241Am	34Si	93.84	< 5·10-15 < 3·10-12 < 4.2·10-13 < 7.4·10-16	> 9·1016 > 1.4·1014 > 1.0·1015 > 5.8·1017

10. Бета-распад на связанные состояния атома

Рис. 8. Схема β-распада полностью ионизованного 163Dy. Процесс эквивалентен электронному захвату

    Необычный распад был впервые обнаружен в 1992 году. Речь идет о β^--распаде полностью ионизированного атома на связанные атомные состояния. Ядро ¹⁶³Dy на N-Z диаграмме атомных ядер помечено черным цветом. Это означает, что оно является стабильным ядром. Действительно, входя в состав нейтрального атома, ядро ¹⁶³Dy стабильно. Его основное состояние (5/2⁺) может заселятся в результате e-захвата из основного состояния (7/2⁺) ядра ¹⁶³Ho. Ядро ¹⁶³Ho, окруженное электронной оболочкой, β-радиоактивно и его период полураспада составляет ~10⁴ лет. Однако это справедливо только если рассматривать ядро в окружении электронной оболочки. Для полностью ионизированных атомов картина принципиально другая. Теперь основное состояние ядра ¹⁶³Dy оказывается по энергии выше основного состояния ядра ¹⁶³Ho и открывается возможность для распада ¹⁶³Dy (рис. 8)

Образующийся в результате распада электрон может быть захвачен на вакантную К или L-оболочку иона . В результате распад (12.1) можно записать в виде

 + + e^-(в связанном состоянии)

См. также Протонная радиоактивность и границы нуклонной устойчивости ядер