α衰变

衰变，的发射氦当粒子能量的光谱测量时，离子表现出锐利的线谱。对于偶数-偶α发射体，最强烈的α群或线总是通向子态的基态。较弱的线能源进入激发态，经常会有许多可观测到的线。

主要的衰变一组偶偶阿尔法发射器表现出高度规则的依赖原子序数，Z，能量释放，问_α．(总阿尔法能量释放，问_α，等于粒子能量，E_α，加上动量守恒所需的子反冲能;E_反冲= (米_α/ (米_α+米_d]）E_α,米_α等于物体的质量α粒子而且米_d子积的质量。)早在1911年，德国物理学家约翰内斯·威廉·盖革他与英国物理学家齐名约翰·米切尔·纳托尔注意到了双偶原子核的速率规律，并提出了一个非常成功的理论方程衰减常数， log λ =一个+b日志r，其中r是在空中的距离，b是常数，和一个不同的是不同的值放射性系列．奇阿尔法发射体的衰变常数(奇一个或奇怪的Z或者两者都有)不太规律，可能要小得多。常数的值b盖革和纳托尔所使用的，暗示了λ的大约90次依赖问_α．已知的2 × 10的半衰期范围很大¹⁵年的¹⁴⁴/₆₀Nd(钕)，其1.83兆电子伏的α粒子能量(E_α的0.3微秒²¹²/₈₄阿宝(钋)E_α= 8.78 MeV。

盖革-纳托的理论基础经验率的规律一直是未知的，直到波动力学．波动力学早期的一个巨大成功是α衰变率的定量理论。波动力学的一个奇特特征是，粒子可能有不消失的概率处于负区域动能．在经典力学中，一个被抛向山上的球会减速，直到它受到重力作用势能等于它的总能量，然后它会滚回起点。在量子力学这个球有一定的概率隧道穿过山，从另一边出来。对于大到肉眼可见的物体，穿过能量禁区的概率是不可观察到的小。然而，对于亚微观物体，如α粒子、核子或电子，量子机械隧穿可能是一个重要的过程——就像alpha衰变一样。

具有高度能量势垒的单次碰撞的隧穿概率对数B和厚度D负数与厚度成正比吗D，到平方根的乘积B和粒子质量米．比例常数的大小取决于势垒的形状，并与势垒的形状成反比普朗克常数h．

在α衰变的情况下，α粒子和原子核之间的静电排斥势产生了一个能量禁区，或势垒，从核半径到这个距离的几倍。最大高度(B)该势垒的近似由表达式给出B= 2Ze²/R，其中Z是负责子核，e是元电荷在静电单位中，和R是核半径。数值,B大致等于2Z/一个^1⁄3,一个的质量数而且B能量单位为MeV。因此，虽然势垒的高度为²¹²/₈₄Po衰变接近28 MeV，释放的总能量为问_α= 8.95 MeV。势垒的厚度(即反冲时刻α粒子到原子核中心的距离)大约是原子核半径8.8 × 10的两倍⁻¹³厘米。隧道计算为过渡概率(P)通过势垒给出近似在这米是阿尔法粒子的质量，ℏ是普朗克常数h除以2π。通过对粒子撞击势垒的频率作简单假设，得到穿透公式(5)可用于计算α衰变的有效核半径。这种方法是早期估计核大小的方法之一。在更复杂的现代技术中，半径值取自其他实验，阿尔法衰变数据和穿透率被用来计算频率因子。

方程的形式(5)建议相关衰减率的经验表达式半衰期（t_1⁄2)在数秒内衰减至释放能量(问_α) MeV:

常数的值一个而且b这给了偶偶原子核实验速率的最佳拟合中子大于126的数字在表格中子数为126或更少的原子核比重原子核衰变得更慢一个而且b必须重新调整以适应它们的衰减速率。

偶偶数原子核的激发态和具有奇数中子、质子数的原子核的基态和激发态的α衰变速率，或两者均可从方程(6)比率可达数千或更多。速率比速率公式慢的因子(6)是阻碍因素。的存在铀- 235在自然界中，α衰变到地面和低激发态显示出超过1000的阻碍因子。这样，铀-235的半衰期延长到7 × 10⁸与太阳系中元素的年龄相比，这段时间几乎不足以让铀-235在自然界中存在。

阻碍因子在轨道上是很容易理解的运动组成发射粒子的单个质子和中子。发射的原子核比镭被认为是雪茄形的，alpha阻碍因子数据被用来推断核表面上最可能的发射区域——无论是极地、赤道还是中纬度。