Экзотические типы радиоактивного распада

Испускание запаздывающих протонов
В 1962 г. был обнаружен вылет протонов из высоковозбужденных и поэтому короткоживущих состояний ядер, заселяемых при бета-распаде или в различных ядерных реакциях.

Уменьшение энергии отделения протона при продвижении в область протоно-избыточных изотопов делает возможным радиоактивные распады с испусканием запаздывающих протонов.
Исходное ядро (Z,N) в результате β+-распада или Е-захвата превращается в ядро (Z-1,N+1). Если энергия возбуждения E* ядра (Z-1,N+1) больше энергии отделения протона Bp, 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 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).

Излучатели запаздывающих протонов

В 1970 году были зафиксированы протоны, связанные с распадом изомерного состояния ядра 53mCo27
Испускание протонов происходит из изомерного состояния ядра 53mCo с энергией 3.19 МэВ с образованием конечного ядра 52Fe в основном состоянии.
Основной вид распада из изомерного состояния - β+-распад.

Испускание протонов из основного состояния ядра
Начало восьмидесятых годов обогатило ядерную физику открытием нового вида радиоактивных превращений атомных ядер. К известным ранее четырем типам радиоактивности - альфа, бета, гамма-распадам и делению ядер добавился протонный распад , при котором родительское ядро , находясь в основном состоянии, самопроизвольно испускает протон с образованием определенного состояния (не обязательно основного) дочернего ядра .

Для осуществления протонного распада из основных состояний ядер необходимо было создать такие ядра, в которых протон не был бы связан с дочерним ядром, образующимся после вылета протона из родительского ядра, то - есть энергия относительного движения протона и дочернего ядра Qp была бы положительной: Qp > 0.
Подобные ядра являются сильно - нейтронодефицитными, то - есть при данном числе протонов Z они имеют число нейтронов, заметно меньшее числа нейтронов в наиболее устойчивом при данном Z ядре.

В земных условиях подобные ядра не образуются и их не удавалось получить при использовании всего спектра ядерных установок, начиная с атомных реакторов и кончая ускорителями различных типов. Поэтому для наблюдения протонной радиоактивности вначале необходимо было создать в необходимых количествах абсолютно новые по протон -нейтронному составу ядра. Для получения таких ядер естественно было использовать реакцию слияния более легких стабильных ядер.
Первое из протонораспадных ядер - 151Lu71 было синтезировано в ядерной реакции вида:
58Ni28 + 96Ru44→ 154Hf*72→ 151Lu71 + 1p + 2n.

Первое протонораспадное ядро 151Lu71 было получено в 1981 году на рекордном по своим параметрам ускорителе многозарядных ионов в Дармштадте (Германия).
К настоящему времени исследовано более 30 ядер, испытывающих протонный распад из основных и изомерных состояний, которые заполняют довольно широкую по Z и A область от 53Co27 до 185Bi83.
Процесс получения новых подобных ядер интенсивно продолжается и в настоящее время.

Границы нуклонной устойчивости ядер.
“Дрип”-линии и протонный распад.
Энергию отделения протона (нейтрона) Sp (Sn) от ядра (Z,N) с образованием дочернего ядра (Z-1,N) ((Z,N-1)) можно определить как:
Sp(Z,N) = Eсв(Z,N) - Eсв(Z-1,N) Sn(Z,N) = Eсв(Z,N) - Eсв(Z,N-1).
Величины Sp(Z,N) и Sn(Z,N) имеют максимальные значения для данного Z при N = N0. При уменьшении числа нейтронов N от N = N0, то есть при переходе к нейтронодефицитным ядрам, величина Sp(Z,N) уменьшается и при некотором значении N = Ndp становится равной нулю: Sp(Z,Ndp) = 0. Атомные ядра с подобными значениями Z, N = Ndp соответствуют так называемой протонной “дрип” - линии, на которой один из протонов ядра полностью теряет энергию связи с остальными нуклонами ядра. Английское слово “дрип” переводится как “капать”, “падать каплями”, что физически соответствует ситуации, когда от ядра, как маленькие капельки начинают отделяться несвязанные протоны.
При увеличении величины N от N = N0, то - есть при переходе к нейтроноизбыточным ядрам величина Sn(Z,N) начинает уменьшаться и при некотором значении N = Ndn обращается в нуль: Sn(Z,N) = 0. Атомные ядра с подобными значениями Z, N = Ndn соответствуют нейтронной “дрип”-линии, на которой один из нейтронов полностью теряет энергию связи с остальными нуклонами ядра.

Протонный распад атомных ядер из основных состояний можно наблюдать, если атомное ядро находится за пределами области, ограниченной протонной “дрип”-линией.

Для всех исследованных протонораспадных ядер энергии вылетающего протона Ep меняются в интервале от 0.5 Мэв до 2 Мэв. В свою очередь доли протонного распада bp лежат в интервале от 0.004 до 1, причем основную конкуренцию протонному распаду составляет бета-распад для ядер с A < 151 и альфа-распад - для более тяжелых ядер. Наконец, парциальные протонные периоды полураспада изменяются в интервале от 1 микросекунды до 50 секунд.
Наблюдение ядер с протонными периодами полураспада, заметно большими 100 секунд, затруднено из-за сильной конкуренции с бета и альфа - распадами, а с периодами полураспада, меньшими нескольких микросекунд, невозможно из-за ограничений, связанных с экспериментальным временем сепарации и накопления протонораспадных ядер.

Двухпротонная радиоактивность
Испускание двух запаздывающих протонов было обнаружено при β+-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 по цепочке

Протоны регистрировались двумя телескопами из трех кремниевых счетчиков - системой ΔE1-ΔE2-E детекторов. 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.

Испускание запаздывающих альфа -частиц
Для того, чтобы наблюдалось испускание запаздывающих α-частиц, необходимо, чтобы собственная скорость α -распада была существенно больше скорости предшествующего β -распада.

Испускание запаздывающих нейтронов
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.

Излучатели запаздывающих нейтронов

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

Кластерная радиоактивность
Кластерная радиоактивность - явление самопроизвольного испускания ядрами ядерных фрагментов (кластеров) тяжелее, чем α-частица.

Экспериментальные результаты по кластерному распаду

Бета распад на связанные состояния атома
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 Е-захвата из основного состояния (7/2+) ядра 163Ho. Ядро 163Ho, окруженное электронной оболочкой, β-радиоактивно и его период полураспада составляет ~104 лет.

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

Обратные β-процессы
Захват антинейтрино протонами
1959 г. Опыт Коуэна и Райнеса

Захват нейтрино
1956 г. Эксперимент Дэвиса
37Cl + ν → 37Ar + e- Количество 37Ar было определено счетчиком Гейгера по интенсивности рентгеновского излучения, испускаемого при электронном захвате

Двойной бета-распад
(A,Z) → (A,Z+2) + 2e- + 2ν

Source: 10 kg of ββ isotopes
cylindrical, S = 20 m2, 60 mg/cm2
Tracking detector:
drift wire chamber operating
in Geiger mode (6180 cells)
Gas: He + 4% ethyl alcohol + 1% Ar + 0.1% H2O
Calorimeter:
1940 plastic scintillators
coupled to low radioactivity PMTs
The NEMO3 detector
Fréjus Underground Laboratory : 4800 m.w.e.
Background: natural radioactivity, mainly 214Bi et 208Tl (γ 2.6 MeV)
Radon, neutrons (n,γ), muons, ββ(2ν)
F. Piquemal (CENBG) CS IN2P3 2005/03/05

Typical ββ2ν event observed from 100Mo
ββ events selection in NEMO-3
F. Piquemal (CENBG) CS IN2P3 2005/03/05

(Data Feb. 2003 – Dec. 2004)
T1/2 = 7.14 ± 0.02 (stat) ± 0.54 (syst) × 1018 y
100Mo 2β2ν preliminary results
7.37 kg.y
Cos(θ)
Angular Distribution
219 000 events
6914 g
389 days
S/B = 40
NEMO-3
100Mo
E1 + E2 (keV)
Sum Energy Spectrum
219 000 events
6914 g
389 days
S/B = 40
NEMO-3
100Mo
F. Piquemal (CENBG) CS IN2P3 2005/03/05

Background subtracted
82Se T1/2 = 0.98 ± 0.2 (stat) ± 0.1 (syst) × 1020 y
116Cd T1/2 = 2.8 ± 0.1 (stat) ± 0.3 (syst) × 1019 y
150Nd T1/2 = 9.7 ± 0.7 (stat) ± 1.0 (syst) × 1018 y
96Zr T1/2 = 2.0 ± 0.3 (stat) ± 0.2 (syst) × 1019 y
82Se
116Cd
150Nd
2β2ν preliminary results for other nuclei
96Zr
ββ2ν
simulation
ββ2ν
simulation
ββ2ν
simulation
NEMO-3
932 g
389 days
2750 events
S/B = 4
NEMO-3
NEMO-3
NEMO-3
5.3 g
168.4 days
72 events
S/B = 0.9
37 g
168.4 days
449 events
S/B = 2.8
405 g
168.4 days
1371 events
S/B = 7.5
E1+E2 (keV)
E1+E2 (MeV)
E1+E2 (MeV)
E1+E2 (MeV)
Background
subtracted
F. Piquemal (CENBG) CS IN2P3 2005/03/05

Излучения, сопровождающие радиоактивный распад
Процессы электронного захвата и внутренней конверсии приводят к образованию вакансии на одной из атомных оболочек.
Релаксационный процесс заполнения свободной вакансии сопровождается излучением рентгеновского кванта или испусканием Оже-электрона.

Auger – электроны
Оже процесс является конкурирующим испусканию рентгеновского излучения.

Внутреннее тормозное излучение
Взаимодействие испускаемой ядром заряженной частицы (электрона или α-частицы) с кулоновским полем ядра приводит к рождению тормозных квантов, получивших название внутреннего тормозного излучения (ВТИ).
Спектр ВТИ носит непрерывный характер и простирается до граничной энергии β-спектра или энергии α-частицы.
Энергетическое распределение ВТИ за исключением мягкой области ведет себя как плавно падающая функция.

Спектр внутреннего тормозного излучения 91Y
(непрерывная линия –теоретический спектр)

Спектр внутреннего тормозного излучения 55Fe