испускание альфа-частиц атомными ядрами в процессе самопроизвольного (спонтанного) радиоактивного распада (см. Радиоактивность). При А.-р. из радиоактивного ("материнского") ядра с атомным номером Z и массовым числом (См. Массовое число) А испускается ядро гелия (α-частица), т. е. два протона и два нейтрона в связанном состоянии; в результате А.-р. образуется конечное ("дочернее") ядро с атомным номером Z = 2 и массовым числом А = 4. Так, например, радий испускает α-частицу и переходит в радон ().

Известно (1968) около 200 α-радиоактивных ядер; большая часть их тяжелее свинца (Z > 82). Некоторое количество α-радиоактивных изотопов имеется в области значений Z < 82 среди ядер с недостаточным количеством нейтронов, т. н. нейтронодефицитных ядер (см. Ядро атомное). Так, в области редких земель имеется несколько α-радиоактивных ядер (например, ). Экспериментальному обнаружению α-активных ядер с А < 200 мешают огромные времена жизни (см. Время жизни), характерные для ядер с небольшой энергией А.-р. (см. ниже).

При А.-р. определённого радиоактивного изотопа вылетающие α-частицы имеют, грубо говоря, одну и ту же энергию. Энергия, выделяющаяся при А.-р., делится между α-частицей и ядром в отношении, обратно пропорциональном их массам. Для разных изотопов энергия α-частиц различна. Она тем больше, чем меньше период полураспада T_1/2 данного изотопа (или его время жизни). У всех известных α-радиоактивных изотопов энергия α-частиц лежит в пределах от 2 Мэв до 9 Мэв. Времена жизни α-радиоактивных ядер колеблются в огромном интервале значений, примерно от 3•10^-7 сек для ²¹²Po до 5•10¹⁵ лет для ¹⁴²Ce. Времена жизни и энергии α-частиц приведены в таблице в ст. Изотопы; там же указаны и все α-радиоактивные изотопы.

α-частицы теряют энергию при прохождении через вещество главным образом при их взаимодействиях с электронными оболочками атомов и молекул, при которых происходит ионизация и тех и других, возбуждение и, наконец, диссоциация молекул. Для полной потери энергии α-частицы требуется очень большое число столкновений (10⁴-10⁵). Поэтому в среднем все α-частицы данной энергии проходят примерно одинаковые пути с небольшим разбросом (3-4\% ). Так как столкновение тяжёлой α-частицы с лёгким электроном не может заметно изменить направление её движения, то этот путь - пробег α-частицы - прямолинеен.

Т. о., α-частицы данной энергии имеют вполне определённый пробег до остановки; например, в воздухе при нормальном атмосферном давлении и комнатной температуре α-частицы имеют пробеги приблизительно от 2,5 до 8,5 см. По длине следов α-частиц в камере Вильсона можно качественно определить изотопный состав радиоактивного образца. На рис. 1 приведена фотография следов α-частиц, испускаемых при А.-р.

При вылете из ядра α-частица испытывает действие двух различных сил. Очень большие по величине и действующие на близком расстоянии Ядерные силы стремятся удержать частицу внутри ядра, в то время как кулоновское (электрическое) взаимодействие возникшей α-частицы с остальной частью ядра обусловливает появление силы отталкивания.

На рис. 2 показана зависимость потенциальной энергии взаимодействия α-частицы с конечным ядром (ядром, остающимся после вылета α-частицы) от расстояния до центра ядра. Из рис. видно, что α-частица должна при вылете преодолеть Потенциальный барьер.

Полная (т. е. потенциальная плюс кинетическая) энергия α-частицы в разных ядрах может принимать как отрицательные значения, так - с ростом заряда ядра - и положительные. В этом последнем случае А.-р. будет энергетически разрешен. Сплошной линией на рис. 2 изображена суммарная энергия α-частицы в ядре (или, другими словами, энергетический уровень α-частицы в ядре). Положительный избыток полной энергии, обозначенный буквой Е, представляет собой разницу между массой радиоактивного ядра и суммой масс α-частицы и конечного ядра.

Если бы не существовало потенциального барьера, высота которого V, например, для ²³⁸₉₂U равна 15 Мэв, то α-частица с положительной кинетической энергией Е (для ²³⁸₉₂U кинетическая энергия составляла быАльфа-распад4,2 Мэв) могла бы свободно покидать ядро. Практически это привело бы к тому, что ядра с положительными значениями Е вообще не существовали бы в природе. Однако известно, что в природе существуют ядра с Z ≥ 50, для которых Е положительно.

С другой стороны, с точки зрения классической механики, α-частица с энергией Е < V должна постоянно находиться внутри ядра, потому что для преодоления потенциального барьера у неё не хватает энергии. В рамках классических представлений явление α-радиоактивности понять невозможно.

Квантовая механика, учитывая волновую природу α-частиц, показывает, что существует конечная вероятность "просачивания" α-частицы через потенциальный барьер (Туннельный эффект). Барьер становится как бы частично прозрачным для α-частицы. Прозрачность барьера зависит от его высоты V и ширины B следующим образом:

прозрачность (*).

Здесь b - величина, зависящая от радиуса r ядра, m - масса α-частицы, Е - её энергия (см. рис. 2). Прозрачность (проницаемость) барьера тем больше, чем меньше его ширина и чем ближе к вершине потенциального барьера расположен энергетический уровень α-частицы (чем больше энергия α-частицы в ядре).

Вероятность А.-р. пропорциональна проницаемости потенциального барьера. Поскольку с увеличением энергии α-частицы уменьшается ширина барьера (рис. 2), становится понятной полученная экспериментально резкая зависимость вероятности А.-р. от Е - кинетической энергии α-частиц. Например, при увеличении энергии испускаемых α-частиц с 5 до 6 Мэв вероятность А.-р. увеличивается в 10⁷ раз.

Вероятность А.-р. зависит также и от вероятности образования α-частицы в ядре. Прежде чем α-частица покинет ядро, она должна там сформироваться. Постоянно α-частицы в ядре не существуют. Четыре элементарные частицы, из которых она состоит, участвуют в сложном движении нуклонов в ядре и нет никакого способа отличить их от др. частиц этого ядра. Однако существует заметная (Альфа-распад10^-6) вероятность образования α-частицы в ядре на какое-то короткое время в результате случайного сближения 4 нуклонов. Только когда α-частица покинет ядро и окажется достаточно далеко от него, можно рассматривать α-частицу и ядро как две отдельные частицы.

Вероятность А.-р. резко зависит от размера ядра [см. формулу (*)], что позволяет использовать А.-р. для определения размеров тяжёлых ядер.

Как уже упоминалось, энергия α-частиц, вылетающих из ядра в результате А.-р., должна быть точно равна энергетическому эквиваленту разности масс ядер до и после А.-р., т. е. величине Е. Это утверждение справедливо только для случая, когда конечное ядро образуется в основном состоянии. Но если конечное ядро образуется в одном из возбуждённых состояний, то энергия α-частицы будет меньше на величину энергии этого возбуждённого состояния.

Действительно, экспериментально показано, что α-излучение многих радиоактивных элементов состоит из нескольких групп α-частиц, энергии которых близки друг к другу ("тонкая структура" α-спектра). В качестве примера на рис. 3 показан спектр α-частиц от распада ²¹²₈₃Bi (висмут-212).

На рис. 4 изображена энергетическая схема α-распада ²¹²₈₃Bi на основное и возбужденные состояния конечного ядра

Разность энергий между основной группой и линиями тонкой структуры составляет 0,04, 0,33, 0,47 и 0,49 Мэв. Экспериментально различить линии тонкой структуры α-спектров можно только с помощью магнитных Альфа-спектрометров.

Знание тонкой структуры спектров α-частиц позволяет вычислить энергию возбуждённых состояний конечного ядра.

Некоторые радиоактивные изотопы испускают небольшое количество α-частиц с энергиями, гораздо большими, чем энергия основной группы α-частиц. Так, например, в спектре α-частиц от распада присутствуют две группы с энергиями на 0,7 и 1,9 Мэв больше, чем энергия основной группы. Интенсивность этих двух групп т. н. длиннопробежных α-частиц составляет всего Альфа-распад 10^-5 от полной интенсивности α-излучения. След одной из таких частиц виден на рис. 5. Существование длиннопробежных частиц связано с тем, что А.-р. могут испытывать ядра, находящиеся в возбуждённом состоянии (с большей энергией).

Многие основные понятия атомной и ядерной физики обязаны своим происхождением изучению α-радиоактивности. Теория А.-р., предложенная в 1928 Г. Гамовым и независимо от него Г. Герни и Э. Кондоном, явилась первым применением квантовой механики к ядерным процессам. Изучение рассеяния α-частиц привело к понятию об атомном ядре как центре массы и положительного заряда атома. Облучение α-частицами лёгких элементов привело к открытию ядерных реакций и искусственной радиоактивности.

Лит.: Глесстон С., Атом. Атомное ядро. Атомная энергия, пер. с англ., М., 1961; Гольданский В. И., Лейкин Е. М., Превращения атомных ядер, М., 1958.

В.С. Евсеев.

Рис. 2. Потенциальная энергия взаимодействия α-частицы с конечным ядром. V - высота потенциального барьера, В - его ширина, Е - энергия α-частицы, r - расстояние от центра ядра.

Рис. 3. Спектр α-частиц от распада висмута-212. Высота линий соответствует вероятности испускания α-частиц с данной энергией.

Рис. 4. Энергетическая схема α-распада висмута-212. Максимальная энергия

α-частиц соответствует переходу в основное состояние, α₁, α₂, α₃ и α₄ - альфа-частицы, испускаемые при переходе конечного ядра в одно из возбуждённых состояний.

Рис. 1. Фотографии следов α-частиц в камере Вильсона, α-частицы испускаются источником АсС + АсС'. На рис. видны 2 следа от α-частиц, испускаемых АсС'. Эти частицы имеют больший пробег (6,6 см), чем α-частицы АсС (5,4 см).

Рис. 5. Фотография следа длиннопробежной α-частицы (справа) от распада полония-212.