AstroNuklFyzika ® Jaderná fyzika - Astrofyzika - Kosmologie - Filosofie Fyzika a nukleární medicína

1. Jaderná a radiační fyzika
1.0. Fyzika - fundamentální přírodní věda
1.1. Atomy a atomová jádra
1.2. Radioaktivita
1.3. Jaderné reakce
1.4. Radionuklidy
1.5. Elementární částice
1.6. Ionizující záření


1.2. Radioaktivita

Zkušenosti s látkou z níž je složen okolní svět ukazují, že většina látek je časově poměrně stálá a mění se jen v delších časových měřítcích. Tyto změny jsou však většinou povahy chemické, samotné atomy běžně se vyskytujících prvků jsou téměř vždy stabilní. Prakticky až do konce 19.stol. byli fyzikové a chemici pevně přesvědčeni, že atomy jsou neměnné a věčné.
Objev radioaktivity 
Na přelomu 19. a 20.stol. však byly objeveny jevy, kdy některé látky vysílaly neviditelné pronikavé záření. Již v r.1896 při pokusech s luminiscencí minerálů a krystalů zpozoroval H.Becquerel, že i bez ozáření vnějším světlem některé minerály (uranové sloučeniny) vysílají zvláštní neviditelné záření (Becquerel je zpočátku nazval "uranové záření"), které proniká i světlotěsným obalem fotografických desek a způsobuje jejich zčernání.

Henry Becquerel prováděl v Paříži pokusy s luminiscencí různých nerostů, včetně uranových minerálů které měl od svého otce. Vystavoval nerosty slunečním paprskům a pomocí zčernání fotografických desek posuzoval jejich luminiscenci. Jednoho dne, když měl již nachystány minerály k expozici, se obloha zatáhla a Becquerel položil nerosty do zásuvky na fotografickou desku. Po několika dnech fotografickou desku vyvolal (náhodně, snad pro srovnání či kontrolu jakosti desky, popř. zda nerosty nepůsobí na fotografickou desku třebas chemicky..?..) a s překvapením na desce uviděl černý obraz nerostu. Žádné vnější světlo nebo nějaká luminiscence nemohla tento obraz způsobit, neboť deska byla stále zabalena v černém papíře a nerost na slunečním světle nebyl, byl stále v temnotě zásuvky. Po dalších pokusech usoudil, že přímo z nitra některých minerálů vychází jakési neviditelné záření, které proniká krycím papírem a exponuje fotografické desky.
Pozn.: Krátké zamyšlení nad tím, nakolik objev radioaktivity byl dílem náhody či metodického postupu, je uvedeno v §1.0 "Fyzika - fundamentální přírodní věda", pasáž "Významné přírodovědecké objevy - náhoda nebo metoda?".
   Tímto jevem se pak zabývali M.Sklodowská-Curieová, její manžel P.Curie a G.Bémont, kteří nalezli v uranové rudě i další "zářící" prvky, polonium a radium. Tento jev byl nazván radioaktivita (tyto látky "aktivně vysílaly radiaci"). Později se zjistilo, že radioaktivní prvky při vysílání tohoto záření mění svou chemickou povahu - radioaktivita je doprovázena přeměnou (transmutací) jader atomů jednoho prvku na prvek jiný. V r.1899 se vlastnostmi radioaktivního ("uranového") záření zabýval E.Rutheford, který v tomto záření nalezl dvě rozdílné složky:
- měkkou složku, kterou pohltí i list papíru a jejíž dolet ve vzduchu je pouze několik centimetrů; nazval ji paprsky a.
- tvrdší složku, asi 100-krát pronikavější než a, která prochází i tenkým hliníkovým plechem; tu nazval záření b.
Zakrátko v r.1900 zjistil P.Villard, že radium emituje ještě podstatně pronikavější záření, které je schopno proniknout i desítkami centimetrů betonu; nazval je záření
g. Později se ukázalo, že jde o elektromagnetické záření s velmi krátkou vlnovou délkou, kratší než rentgenové záření.
   Dále v této době manželé Curieovi a A.Becquerel zjistili, že paprsky
b mají záporný elektrický náboj, jehož měrná hodnota je blízká elektronu (tyto výsledky pak v r.1902 zpřesnil W.Kaufmann) - ukázalo se, že záření b je proudem elektronů. V letech 1903-1908 prováděl E.Rutheford řadu pokusů s průchodem radioaktivního záření v poli silných magnetů. Zjistil, že odchylka paprsků a v příčném magnetickém poli je podstatně menší a směřuje na opačnou stranu než u záporně nabitého záření b. Nakonec ukázal, že záření a je proudem dvojnásobně ionizovaných atomů hélia, tedy proudem heliových jader. U záření g zjistil, že se v magnetickém poli neodklání.
   V r.1908 E.Rutheford se svými spolupracovníky zjistili pomocí spektroskopie, že v uzavřené trubičce se vzorkem radia (chloridu RaCl
2) se objevily dva nové plyny, které tam dříve nebyly: jeden měl spektrální čáry hélia, druhý byl tehdy neznámý a byl nazván radiová emanace, nyní radon. Ukázalo se tak, že radioaktivita je samovolný rozpad atomového jádra, při němž se výchozí prvek mění v jiný - dochází k transmutaci prvku. V r.1919 tentýž Rutheford poprve dosáhl umělé transmutace neradioaktivního jádra: ostřelováním dusíku částicemi a z radioaktivního zdroje (radia) způsobil reakci 14N7 + 4He2 ® 17O8 + 1H1, kterou nejdříve sledoval v komoře, naplněné různými plyny, pomocí fluorescenčního stínítka zaznamenávajícího vylétající protony 1H1. Přeměna dusíkového jádra po dopadu částice a byla v r.1923 potvrzena Ruthefordovým spolupracovníkem P.M.S.Blackettem ve Wilsonově mlžné komoře naplněné dusíkem, kde mezi velkým počtem "volných" drah částic a v dusíku byly nalezeny případy, kdy dráha částice a končila "rozvětvením" na dvě nové stopy: dlouhá a úzká dráha protonu a široká krátká stopa patřící jádru kyslíku.
Umělá radioaktivita
   Všechny tyto základní poznatky byly učiněny na radioaktivitě přírodní, pozorované převážně u nejtěžších prvků. V r.1934 manželé F.Joliot-Curie a I.Joliot-Curieová poprve vytvořili radioaktivitu uměle vyvolanou.

Došlo k tomu, když ozařovali hliník paprsky
a. Pozorovali, že takto ozářený hliník vysílá záření i tehdy, když ozařování paprsky a bylo zastaveno, přičemž intenzita záření postupně slábne. Jadernou reakcí s částicemi a se hliník měnil na radioaktivní fosfor 30P, který se za vyslání pozitronu e+ rozpadá na křemík:
      
a + 27Al13® 30P15 + n ; 30P15®(b+;2,5min)® 30Si14 + e+.
Pozitronové záření pozorovali J.-Curieovi v ionizační komoře. Jaderným reakcím je věnován §1.3 "Jaderné reakce".
   U některých uměle vytvořených radioaktivních látek (např. hned u první 30P) pak pozorovali nový druh radioaktivity b+, kdy místo záporných elektronů jsou emitovány kladně nabité pozitrony. Postupně byla vytvořena celá řada umělých radioisotopů, které vykazovaly všechny druhy radioaktivity - b-,+, g, a. V r.1940 G.N.Flerov a K.A.Petržak zjistili, že uran se kromě radioaktivity a v určitém velmi malém počtu případů rozpadá také samovolným štěpením na dvojice středně těžkých jader, přičemž se uvolňují neutrony; toto samovolné štěpení je charakteristické pro všechny transurany, kde se uplatňuje ještě výrazněji.
   Podobně jak tomu bylo i v jiných fyzikálních oborech, terminologie, veličiny a jednotky související s radioaktivitou a radioaktivním zářením prošly dlouhým a spletitým vývojem, který zanechal některé nelogičnosti a nejednoznačnosti - bude upřesněno níže.
   Nebudeme zde již podrobněji popisovat historický vývoj poznatků o radioaktivitě (a heroické úsilí badatelů) a vstoupíme přímo do současných fyzikálních poznatků o těchto jevech.

Obecné zákonitosti přeměny atomových jader
Jadernou přeměnou se rozumí změna složení nebo energetického stavu jádra. V této kapitole nás bude zajímat samovolný přechod jader do stabilnějšího stavu s nižší energií. Nejprve si podáme stručnou definici radioaktivity :

Radioaktivita je jev, kdy dochází k samovolné vnitřní přeměně složení nebo energetického stavu atomových jader, přičemž je emitováno vysokoenergetické záření.
Jádra vykazující tuto vlastnost se nazývají radionuklidy.

Při tomto procesu se uvolní část vazebné energie jádra ve formě kinetické energie produktů rozpadu (a často též ve formě elektromagnetického záření) - emituje se vysokoenergetické (ionizující) záření. Dochází buď k přeměně jader jednoho prvku na jádra jiného prvku - transmutaci (u radioaktivity a a b), nebo k energetické deexcitaci hladin téhož jádra (radioaktivita g - izomerní přechod). Radioaktivní přeměna se též nazývá radioaktivní rozpad (radioactive decay). Vedle názvu radionuklidy se často používá název radioisotopy (jedná se o určité konkrétní isotopy jader, vykazující radioaktivitu). Látky a předměty obsahující radionuklidy se označují jako radioaktivní zářiče. Vlastnostem konkrétních radionuklidů je věnován §1.4 "Radionuklidy", vznikající záření je pak podrobně rozebíráno v §1.3 "Ionizující záření".


Obr.1.2.1. Základní obecné schéma radioaktivní přeměny a exponenciální zákon radioaktivní přeměny.

Nejzákladnější obecné schéma radioaktivní přeměny je znázorněno v levé části obr.1.2.1. Jádro A, zvané mateřské, se spontánně (tj. bez vnějšího zásahu - jen vlivem vnitřních sil a mechanismů působících v jádře*) přemění na "o něco menší" jádro B zvané dceřinné, přičemž vylétá částice C zvaná záření. Tato částice záření odnáší rozdíl energií a složení mezi jádry A a B. Musí být přitom splněn zákon zachování energie a baryonového čísla (symbolicky A = C + B pro obě tyto charakteristiky). Aby k radioaktivní přeměně mohlo dojít, musí být podle zákona zachování energie splněna hmotnostně~energetická podmínka m(B) + m(C) < m(A), kde m(A) je hmotnost mateřského jádra A (analogicky u dceřinného jádra B) a m(C) je klidová hmotnost emitované částice C. Při jaderné přeměně se uvolňuje kinetická energie DE = [m(A)-m(B)-m(C)].c2, jejíž většinu odnáší emitovaná částice C, malou část též výsledné jádro B, odražené v důsledku zákona akce a reakce. Energetický rozdíl mezi základními stavy rodičovského a dceřinného systému se nazývá energie přeměny Q.
*) Příčina radioaktivity 
Mechanismy jednotlivých druhů radioaktivity budou podrobně rozebrány níže. Zde si můžeme jen předeslat stručné shrnutí příčin spontánní přeměny jader:

Radioaktivita a je způsobena vcelku pochopitelnou nestabilitou příliš těžkých jader (které silná interakce krátkého dosahu již přestává být schopna udržet), na jejichž "periferii" se zformuje velmi stabilní jádro hélia, které může být za určitých okolností emitováno přispěním kvantového tunelového jevu (obr.1.2.2). Ještě jednodušší je příčina radioaktivity g - je to pouhá "reorganizace" nukleonů při deexcitaci energeticky vzbuzeného jádra, jejíž energetický rozdíl se vyzařuje pomocí fotonu g (je to analogické deexcitaci elektronů v atomovém obalu).
Příčina radioaktivity
b je složitější: leží hluboko v subnukleární oblasti - v kvarkové struktuře nukleonů, kde slabá interakce může způsobovat vzájemné přeměny kvarků "u" a "d", a tím i přeměny protonů a neutronů (viz níže "Mechanismus rozpadu b; slabé interakce", obr.1.2.5).
Z energetického hlediska si příčiny radioaktivity budeme analyzovat níže v části "
Stabilita a nestabilita atomových jader". Zde si jen uvedeme, že z více než 1800 známých nuklidů (přírodních i umělých) je jen 266 stabilních, zatímco ostatní jsou radioaktivní - samovolně se méně či více rychle přeměňují na jiná jádra (podrobněji viz §1.4 "Radionuklidy").
   Než si popíšeme jednotlivé konkrétní druhy radioaktivity, zmíníme se o těch aspektech, které mají všechny druhy radioaktivity společné: jsou to především jednotky radioaktivity a exponenciální zákon radioaktivního rozpadu.

Jednotky radioaktivity
Jako u každého fyzikálního jevu, který chceme kvantifitovat, je nutno i u radioaktivity stanovit veličiny a jednotky, ve kterých budeme měřit její "sílu", "intenzitu" či velikost. Příslušná veličina se nazývá aktivita (zářiče, preparátu či obecně množiny jader) a je definována jako počet jader, který se přeměňuje za jednotku času, nebo ekvivalentně jako úbytek počtu jader (dosud nepřeměněných) za jednotku času. Aktivita radionuklidu není veličina konstantní, ale klesá s časem, jak se původní jádra postupně rozpadají. Okamžitá hodnota A(t) aktivity v čase t je tedy:
        A(t)  = 
- d N(t) / d t  ,
kde N(t) je počet dosud nepřeměněných jader v daném čase t. Této aktivitě je pak úměrný i počet emitovaných částic za jednotku času, tj. intenzita radioaktivního záření.

   Jelikož radioaktivita je jev, kdy se nám v čase přeměňují atomová jádra jednoho prvku na jádra jiného prvku, přičemž čas měříme v sekundách, je přirozenou jednotkou aktivity 1 rozpad za 1 sekundu. Tato jednotka byla na počest francouzského průkopníka v oblasti radioaktivity Henri Becquerela nazvána 1 Becquerel : 1 Bq = 1rozpad/1sekundu (v průměru*). A její dekadické násobky: kilobecquerel (1kBq = 103Bq), megabecquerel (1MBq = 106Bq), gigabecquerel (1GBq = 109Bq). Čím větší je radioaktivita dané látky (vzorku) v Bq, tím více jader za sekundu se nám přeměňuje a tím intenzívnější záření látka do svého okolí vysílá.
*) V definici jednotky radioaktivity je v závorce uvedeno slovo "v průměru"; radioaktivní rozpad totiž pod vlivem stochastických zákonitostí kvantové fyziky neprobíhá rovnoměrně, ale vykazuje nepravidelné statistické fluktuace. Proto bychom každou vteřinu naměřili poněkud jiný počet rozpadlých jader - výsledky je třeba zprůměrovat, nebo měřit delší dobu a výsledky normalizovat k 1sekundě.
Dřívější jednotky aktivity - Ci, mCi, mCi
Na počátku výzkumů radioaktivity byla jedním z heroických činů separace 1 gramu čistého radia 226Ra z několika tun uranové rudy, kterou provedla Marie-Sklodowská-Curie se svým manželem Pierem Curie. Jelikož to byl první známý čistý radioisotop, byl na jejich počest vzat 1 gram radia 226 za etalon a základní jednotku radioaktivity, která byla nazvána 1 Curie (1 Ci). Příslušné dekadické zlomky pak byly milicurie (1mCi = 10-3Ci) a mikrocurie (1mCi = 10-6Ci). Později, když bylo objeveno či připraveno mnoho dalších radionuklidů a byla poznána vlastní podstata radioaktivity (jak je znázorněna na obr.1.2.1), vyvstaly nevýhody této náhodně vzniklé jednotky. Přepočet mezi starými a současnými jednotkami aktivity je: 1Ci @ 37GBq (tj. 1mCi @ 37MBq a 1mCi @ 37kBq).
   Vedle celkové aktivity zářiče bývá v řadě případů potřebné znát i měrnou (specifickou) aktivitu příslušného preparátu či vzorku. Měrná aktivita se většinou uvádí jako hmotnostní aktivita, což je aktivita hmotnostní jednotky zářiče - 1kg, v praxi však většinou 1gramu: A
1g = A/M [Bq/g], kde A je celková aktivita a M hmotnost preparátu. U kapalných (popř. plynných) preparátů se často používá objemová aktivita, tj. aktivita na jednotku objemu - litr, v praxi většinou mililitr: A1ml = A/V [Bq/ml], kde A je celková aktivita a V objem preparátu.
   Čím vyšší je aktivita zářiče, tím intenzívněji září. Celkový energetický výkon P
[W] zářiče o aktivitě A[Bq] je: P = A . DE, kde DE je energie uvolněná při jednom rozpadu (přepočtená na Jouly: 1eV=1,6.10-19J), tj. rozdíl energií mateřského a dceřinného jádra, zmenšený o klidovou energii emitované částice vzniklé při rozpadu (jak bylo výše uvedeno). Např. zářič o aktivitě 1GBq tvořený radionuklidem s energií DE= 1MeV/rozpad bude mít energetický výkon cca 1,6.10-4W=0,16mW. Část energetického výkonu zářiče se mění na teplo (kinetická energie odražených jader a absorbovaná energie záření již ve zdroji), zbytek odnáší ionizující záření - tvoří vlastní radiační výkon zářiče, při absorbci záření pak dávkový příkon (viz §5.1 "Účinky záření na látku. Základní veličiny dozimetrie.").

Exponenciální zákon radioaktivního rozpadu
Radioaktivní přeměna jader je stochastický kvantově-mechanický jev, takže nelze nijak předpovědět čas, za něž se určité konkrétní jádro přemění. Lze stanovit pouze pravděpodobnost
l, s jakou se jádro danéhu druhu přemění za jednotku času (1sekundu). Mějme radioaktivní látku (vzorek), v níž je v počátečním čase t=0 obsaženo celkem No stejných radioaktivních jader A, které se budou postupně přeměňovat na jádra B (podle schématu na obr.1.2.1). Zajímá nás, jak rychle nám bude ubývat počet mateřských jader A (a tím zároveň přibývat dceřinných jader B) - jinými slovy chceme stanovit funkční závislost N(t) okamžitého počtu N (zbylých) mateřských jader na čase t. Počet jader DN, které se nám za krátký časový okamžik Dt rozpadou, bude úměrný stávajícímu (okamžitému) počtu jader N(t) a pravděpodobnostnímu faktoru l zvanému rozpadová či přeměnová konstanta; za dostatečně krátký časový interval Dt se přemění vždy stálá část z přítomného počtu N radioaktivních jader. Původní počet jader se tedy za čas Dt změní o:
      DN(t) = - l.N(t).Dt .
Přejdeme-li od konečných diferencí k infinitezimálním difereciálům (
Dčd), můžeme po vydělení dt napsat diferenciální rovnici:
      dN(t)/dt =
- l . N(t) ,
jejíž integrace dává funkci N(t) = const
. e-l.t, kde e @ 2,718 je transcendentní tzv. Eulerovo číslo - základ přirozených (Napierových) logaritmů. Okrajová podmínka N(t=0)=No pak dává pro integrační konstantu hodnotu const=No, takže můžeme napsat výsledný časový zákon radioaktivního rozpadu:

Exponenciální zákon radioaktivního rozpadu:
N(t) = No . e - l . t

Grafem je klesající křivka zvaná exponenciála (červená křivka na obr.1.2.1 vpravo). Počet jader dceřinného prvku B naopak roste podle exponenciálního zákona NB(t) = No .(1 - e-l.t ) - modrá křivka na obr.1.2.1 vpravo.
Důležitou veličinou je hodnota času, za který se přemění právě polovina původního množství jader: nazývá se poločas přeměny (rozpadu) a značí se T
1/2. Tedy N(T1/2) = No/2, což po dosazení do výše odvozeného exponenciálního zákona: No/2 = No.e-l.T1/2 a zlogaritmování, dává l = ln2/T1/2 @ 0,693/T1/2. Exponenciální zákon radioaktivního rozpadu můžeme tedy napsat v nejčastěji používaném tvaru :

N(t) = No . e - (ln2/T1/2) . t @ No . e - (0,693/T1/2) . t

Po uplynutí času t = T1/2 se přemění právě polovina jader: N(T1/2) = No/2. Po uplynutí dalšího poločasu zbude polovina z poloviny jader, tj. čtvrtina: N(2.T1/2) = No/4. A tak dále až do nekonečna, takže teprve v limitě t®Ą bude lim N(t®Ą) = 0 a všechna jádra se opravdu přemění *).
*) Tak je tomu jen teoreticky. Ve skutečnosti je v každém radioaktivním zářiči či preparátu jen konečný počet mateřských radioaktivních jader. Po uplynutí dostatečného počtu poločasů (desítky či stovky T
1/2) se v praxi vždy nakonec rozpadne (přemění) i poslední mateřské jádro a vzorek bude neradioaktivní.
  Vedle rozpadové konstanty l a poločasu rozpadu T1/2 se někdy zavádí střední doba života jádra t = 1/l = T1/2/ln2, což je zároveň doba (t=t), za kterou klesne aktivita na 1/e @ 0,3679 své původní hodnoty. Všechny tyto tři veličiny (poločas přeměny T1/2, přeměňová konstanta l a střední doba života t) udávají, jak rychle se radionuklid přeměnuje či rozpadá.
Vztah poločasu a aktivity 
Počet atomových jader rozpadající se za jednotku času (1s) je roven
-dn(t)/dt = l.n(t) = n(t) . ln2/T1/2; a to je podle definice aktivita v Bq (hodnota T1/2 musí být udána v sekundách; pro počet jader zde používáme symbol malé n, aby se to nepletlo s nukleonovým číslem velké N). Máme-li tedy v preparátu v čase t momentálně n radioaktivních jader, bude jeho okamžitá aktivita
                         A
[Bq] = n . l = n . ln2/T1/2 ;
bude tedy přímo úměrná počtu radioaktivních jader n, nepřímo úměrná poločasu rozpadu T
1/2 a bude klesat s časem podle exponenciálního zákona n(t) = no.e-l.t = no.e-(ln2/T1/2).t .
  Máme-li radionuklid o nukleonovém čísle N, pak v hmotnostní jednotce 1gramu je obsaženo přibližně n
@ 1/(N.mn) @ 6.1023/N atomů (mn je hmotnost nukleonu; vazbovou energii, která je menší než 1%, zde můžeme zanedbat; konstanta 6.1023 je známé Avogadrovo číslo vyjadřující počet atomů v jedné grammolekule isotopu). Měrná aktivita A1g [Bq] (hmotnostní aktivita) 1 gramu čistého radionuklidu s nukleonovým číslem N a poločasem rozpadu T1/2 [sec.] je tedy dána vztahem
                          A
1g @ (6.1023/N).ln2/T1/2 @ 4,16.1023/(N.T1/2) .
Radionuklid je tedy tím "silněji radioaktivní", čím kratší má poločas a čím menší má nukleonové číslo. Pro některé známé dlouhodobé radionuklidy vychází měrná aktivita:

Radionuklid 3H 14C 60Co 137Cs 226Ra 235U 238U
T1/2 [roky] 12,3 5730 5,27 30 1602 7,1.108 4,5.109
A1g [Bq] 3,6.1014 165GBq 4,2.1013 3,2.1012 36,6GBq 79kBq 12kBq

Celkovou aktivitu A[Bq] hmotnosti M[g] čistého radionuklidu s nukleonovým číslem N a poločasem rozpadu T1/2[sec.] pak stanovíme pomocí vztahu
                              A = M.A
1g @ 4,16.1023.M/(N.T1/2) .
V praxi se čisté beznosičové radionuklidy většinou nevyskytují *), naopak ve většině preparátů bývají velmi zředěné, jejich koncentrace je malá; měrná aktivita zpravidla nepřesahuje několik GBq/gram, u některých vzorků nedosahuje ani úrovně 1Bq/g.
*) Ostatně, čisté beznosičové radionuklidy o vysoké aktivitě by se uvolňovaným teplem často roztavily či vypařily - viz níže "Tepelné účinky radioaktivity". Např. 1g čistého radiojódu 131J (T1/2=8dní) by měl kolosální aktivitu 4 600 000 GBq, jeho energetický výkon by činil téměř 750W - uvolňovaným teplem by se okamžitě vypařil! Výjimkou jsou radionuklidy s dlouhým poločasem rozpadu, které mohou docela dobře existovat soustředěné ve větším množství mnoha gramů i kilogramů - např. radium nebo uran (u uranu 235 a plutonia však pozor na kritickou hmotnost a zapálení řetězové štěpné reakce! - viz pasáž "Štěpení atomových jader" v §1.3 "Jaderné reakce").

Různá rychlost rozpadu a poločasy radioaktivních rozpadů
Každý radionuklid má svůj zcela určitý, specifický a pro něj charakteristický poločas rozpadu *). Čím je poločas přeměny T
1/2 kratší, tím rychleji se radionuklid přeměňuje (rozpadá). Pro různé radionuklidy jsou však hodnoty poločasu rozpadu velmi odlišné. Známe radionukidy s neobyčejně dlouhými poločasy rozpadu řádově miliardy let (patří mezi ně i některé přírodní radionuklidy jako je 40K s T1/2=1,3.109let nebo 238U s poločasem 4,5.109let), statisíce let, tisíce let (např. radiouhlík 14C s T1/2=5730 let), stovky a desítky let (např. 137Cs s poločasem 30 let), středně dlouhými poločasy roků a desítek či jednotek dní (např. 57Co s T1/2=270 dnů, radiojód 131J s poločasem 8 dnů), několik hodin či minut (např. 99mTc s T1/2=6 hodin, 18F s T1/2=110min., 15O s poločasem 2,2 minuty), i velmi "krátkodobé" radionuklidy s poločasy řádově sekundy či zlomky sekund (např. 81mKr s T1/2=13sec., těžké transurany Z>111 s poločasy rozpadu někdy i řádu milisekund).
*) Ojediněle se však vyskytují radionuklidy, které mají dva rozdílné poločasy rozpadu u stejného jádra. Některá jádra se totiž mohou rozpadat dvěma různými mechanismy, každým s jinou pravděpodobností a tedy jiným poločasem. Příkladem může být jádro 80Br35, které se jednak s poločasem 17,6min. rozpadá b- rozpadem na 80Kr36, jednak s poločasem 4,38hod. se b+ rozpadem a elektronovým záchytem přeměňuje na jádro 80Se34. Dalším zajímavým příkladem z oblasti transuranů je kalifornium 252Cf98, které se jednak s poločasem 2,65 let rozpadá a-rozpadem na 250Bk (a dále pak na celou rozpadovou řadu), jednak s poločasem 85 let se rozpadá spontánním štěpením na odštěpky ze středu Mendělejevovy tabulky; jsou přitom emitovány neutrony.
   Tyto obrovské rozdíly v poločasech rozpadu jsou způsobeny rozdílnou pravděpodobností, s níž podle kvantových zákonitostí dochází k příslušným procesům v nitru jader, jež nakonec vyústí v radioaktivní přeměnu. O tom, zda je jádro stabilní nebo se bude rozpadat a jakou rychlostí (pravděpodobností), rozhoduje řada faktorů jeho stavby. Především to jsou konfigurace energetických hladin protonů a neutronů v poli jaderných sil
, souvisejících s relativním počtem protonů a neutronů a celkovým počtem nukleonů. Čím vyšší energetické hladiny v poli jaderných sil protony a neutrony obsazují (důležitou okolností je zde to, že protonové a neutronové hladiny se obsazují nezávisle), tím větší je pravděpodobnost přeměny jádra na konfiguraci s nižší energií. Proto jádra s velkým přebytkem protonů či neutronů, a též jádra s enormě vysokým celkovým počtem nukleonů, se zpravidla značně rychle, tj. s krátkým poločasem, radioaktivně rozpadají mechanismy rozebíranými v dalších pasážích této kapitoly.
   Enormní rozdíly v poločasech rozpadů radioaktivních jader nastolují otázku mezních hodnot poločasů, které mají ještě fyzikální význam, tj. otázku, jaké nejkratší a nejdelší hodnoty poločasu se mohou principiálně vyskytovat:

Radioaktivní přeměna se odehrává v atomových jádrech, které jsou skryty hluboko uvnitř atomů, jejichž elektronový obal účinně odstiňuje veškeré chemické, mechanické a teplotní vlivy, jakož i působení vnějších polí. Radioaktivní rozpad je proto nezávislý na vnějších běžných fyzikálních a chemických vlivech a podmínkách (tlak, teplota, skupenství, chemická forma, vnější pole a pod.) - nedá se ničím urychlit ani zpomalit.  Toto tvrzení však není zcela absolutní. Níže v pasáži "Nezávislost radioaktivního rozpadu na vnějších podmínkách" budou diskutovány radiační či chemické vlivy, které mohou do určité míry změnit průběh radioaktivních přeměn v jádrech.
  Dlouhodobě stabilní rychlosti či poločasy rozpadu přírodních radionuklidů se používají k určování stáří předmětů organického původu a minerálních hornin -
je podrobněji popsáno v §1.3, pasáž "Radioisotopové (radiometrické) datování".

Směsi radionuklidů, rozpadové řady, radioaktivní rovnováha
Shora odvozený (mono-)exponenciální zákon rozpadu platí jen pro radioaktivní látku sestávající z radioaktivních jader stejného druhu s přesně danou hodnotou poločasu rozpadu, jejichž dceřinná jádra jsou již stabilní a dále se nerozpadají. Jsou-li však v preparátu obsaženy dva nebo více druhů radionuklidů s různými poločasy rozpadu, nebude závislost okamžité aktivity na čase již (mono)exponenciální funkce, ale bude kombinací dvou či několika exponenciálních závislostí s různými poločasy odpovídajícími zastoupeným radionuklidům - bude se jednat o biexponenciální či obecně multiexponenciální závislost.
  Specifická sitace v časové zákonitosti rozpadu nastane tehdy, když se jedná o radionuklid
X, jehož dceřinná jádra nejsou stabilní, ale dále se rozpadají - jedná se obecně o tzv. rozpadovou řadu "genericky" souvisejících radionuklidů. Dynamika rozpadu zde bude záviset na poměru poločasů rozpadu primárního mateřského radionuklidu X a dceřinných, dále se rozpadajících radionuklidů Y. Pokud je poločas rozpadu primárního radionuklidu podstatně delší než poločasy dceřinných radionuklidů, ustaví se rychlost rozpadu na tomto nejdelším (řídícím) poločasu - rozpadová řada bude v radioaktivní rovnováze, při níž se bude udržovat konstantní poměr aktivity mateřského a dceřinných radionuklidů.
  Pod radioaktivní rovnováhou rozumíme obecně situaci, kdy - navzdory radioaktivnímu rozpadu - poměrné množství jader určitého radionuklidu zůstává konstantní proto, že tato radioaktivní jádra jsou neustále doplňována nějakým produkčním mechanismem, přičemž produkční rychlost dceřinného radionuklidu je rovna jeho rozpadové rychlosti. Tímto produkčním mechanismem zde mohou být:
l Jaderné reakce
Tak je tomu v přírodě u kosmogenních radionuklidů, produkovaných neustále v atmosféře účinkem kosmického záření (§1.6 "Ionizující záření", část "
Kosmické záření", obr.1.6.7). Rovněž při umělé výrobě radionuklidů stálým tokem neutronů v reaktoru či protonů v cyklotronu může být dosaženo radioaktivní rovnováhy mezi produkční jadernou reakcí a rozpadem vznikajícího radionuklidu (§1.4 "Radionuklidy", pasáž "Výroba umělých radionuklidů").
l Radioaktivní rozpad mateřského radionuklidu s delším poločasem na dceřinný radionuklid s kratším poločasem.
  Z hlediska časového rozeznáváme dva druhy radioaktivní rovnováhy "generačně vázaných" radionuklidů X a Y (jakož i sitaci, kdy k rovnováze nedochází) :
¨ Dlouhodobá rovnováha,
zvaná též sekulární rovnováha - secular equilibrium (lat. saecularis = stoletý, trvalý, dlouhotrvající, světský). Tento charakter má již zmíněná rovnovážná koncentrace kosmogenních radionuklidů. U rozpadové radioaktivní řady nastává tehdy, když výchozí mateřský radionuklid
X má mnohem delší poločas, než radionuklid dceřinný Y; tehdy z hlediska časového horizontu poločasu dceřinného radionuklidu můžeme jeho aktivitu považovat za konstantní. Z dlouhodobého hlediska je sekulární rovnováha jen přibližná, ve skutečnosti "rovnovážné" množství dceřinného radionuklidu pomalu klesá s poločasem radionuklidu mateřského. Sekulární rovnováha se vyskytuje např. u rozpadových řad primárních dlouhodobých radionuklidů 232Th, 235,238U (§1.4 "Radionuklidy").
¨ Přechodná rovnováha (dočasná, neustálená),
zvaná též transientní rovnováha - transient equilibrium (lat. transitivus = přechodný, krátce trvající) se ustaví tehdy, když poločas rozpadu mateřského radionuklidu
X je jen o něco delší než dceřinného Y.
¨ Žádná rovnováha
Za situace, kdy mateřský radionuklid X má kratší poločas než dceřinný Y, se nemůže neustavit žádná radioaktivní rovnováha v žádném čase. Pokud mateřský radionuklid X byl v počátečním čase t=0 připraven bez obsahu dceřinného radionuklidu, pak při jeho rozpadu se množství dceřinného radionuklidu Y nejprve zvyšuje, prochází maximem a posléze se snižuje s poločasem rozpadu dceřinného Y.
Časová dynamika radioaktivní rovnováhy 
V nejjednodušším případě následného rozpadu dvou "generačně vázaných" radionuklidů
X(lX)®Y(lY)®Z(stabilní) bude rychlost změny počtu jader mateřského radionuklidu X a dceřinného radionuklidu Y dána soustavou dvou diferenciálních rovnic: dNX/dt = - lX.NX , dNY/dt = lX.NX - lY.NY. Její integrací [za okrajové podmínky při t=0: NX=NX(0), NY=NY(0)] získáme biexponenciální časový zákon pro dceřinný radionuklid Y:
            NY(t) = NXo.lX . {e-lX.t/[lX.(lY-lX)] - e-lY.t/[lY.(lY-lX)] } + NY(0).e-lY.t ;
pro mateřský radionuklid
X zůstává klasický monoexponenciální zákon NX(t) = NX(0) . e-lX.t .

  Pokud je
lX<lY, pak po dostatečně dlouhém čase je exponenciální člen e-lY.t zanedbatelně malý ve srovnání s e-lX.t. Časový zákon pro dceřinný radionuklid se pak zjednoduší na: NY(t) = NX(0).e-lX.t/(lY-lX) = NX(t)/(lY-lX) - po dostatečně dlouhém čase se ustaví rovnovážný poměr mezi dceřinným a mateřským radionuklidem, transientní rovnováha, při níž aktivita dceřinného radionuklidu klesá s poločasem mateřského radionuklidu. Aktivita dceřinného radionuklidu AY = lY.NY = NX(t).lY/(lY-lX) se přitom udržuje poněkud vyšší než okamžitá aktivita mateřského radionuklidu (při lX<lY je poměr lX/(lY-lX) větší než 1), v poměru AY/AX = lY/(lY-lX).
  Pokud je
lX<<lY, pak pro časy krátké ve srovnání s poločasem radionuklidu X je lX.t<<1 a první exponenciální člen e-lX.t můžeme aproximovat l; po uplynutí několika poločasů dceřinného radionuklidu Y (kdy druhý exponenciální člen je blízký 0) se pak ustaví rovnovážné množství tohoto radionuklidu NY = (lY/lX).NX - sekulární rovnováha. Jeho rovnovážná aktivita AY = lY.NY = lX.NX = AX bude rovna aktivitě mateřského radionuklidu X. Z dlouhodobého hlediska ovšem i toto "rovnovážné" množství klesá s poločasem mateřského radionuklidu X.
  Tyto zákonitosti budou níže ilustrovány na případu tzv. radionuklidového generátoru - část "
Radioaktivita gama", pasáž "Čisté gama-radionuklidy; technecium 99mTc; radionuklidové generátory". Konkrétní druhy generátorů pro získávání krátkodobých radionuklidů jsou popsány v §1.4, pasáž "Radionuklidové generátory".
Pozn.: Vztahy uvedené v tomto odstavci platí přesně jen za předpokladu, že všechny rozpady řetězce X®Y®Z probíhají ve 100% případů. Pokud tomu tak není, je třeba zavést příslušné korekční koeficienty a výsledná aktivita dceřinných isotopů bude nižší. Tak tomu bývá u rozpadových řetezců (b)-(metastabilní g), pokud určité procento rozpadů neprobíhá na vzbuzenou metastabilní hladinu, ale na základní stav dceřinného jádra (příkladem je zmíněný Mo-Tc generátor).
  Pro rozpadovou řadu většího počtu genericky spojených radionuklidů je jejich časová dynamika rozpadu dána soustavou příslušného většího počtu lineárních diferenciálních rovnic. Např. pro řadu 3 radionuklidů
X(lX)®Y(lY)®Z(lZ)®W(stabilní) to bude soustava tří rovnic: dNX/dt = - lX.NX, dNY/dt = lX.NX - lY.NY, dNZ/dt = lX.NX - lY.NY - lZ.NZ. Při počátečních podmínkách NX(0)=NXo, NY(0)=NZ(0)=0 dostaneme pro mateřský radionuklid X obvyklý monoexponenciální rozpadový zákon, pro Y shora uvedený biexponenciální zákon, pro třetí člen řady Z to bude kombinace 3 exponenciálních členů:
            NZ(t) = NXo.lX.lY . {e-lX.t/[(lY-lX)(lZ-lX)] - e-lY.t/[(lY-lX)(lZ-lY)] - e-lZ.t/[(lZ-lX)(lY-lZ)]} .
Pro složitější rozpadové řady jsou přítomny další exponenciální členy s příslušnými exponenty a koeficienty. Zvláště složité rozpadové řady o mnoha sekundárních radionuklidech se vyskytují u těžkých jader v oblasti uranů a transuranů; tyto rozpadové řady budou rozebírány v §1.4 "
Radionuklidy", obr.1.4.1.

Některé společné jevy doprovázející radioaktivitu
Zpětný odraz jader
 
Při emisi částic a kvant radioaktivního záření dochází vlivem zákona zachování hybnosti (akce a reakce) ke zpětnému odrazu jádra, které přebírá určitou malou část kinetické energie rozpadu. Tento jev se projevuje u každé radioaktivní přeměny, nejvýrazněji však u radioaktivity a, neboť a-částice mají vysokou hmotnost a jsou emitovány s vysokou kinetickou energií a hybností. Zpětný odraz může vést k uvolnění atomů z krystalové mřížky minerálů. Kinetická energie odražených jader se nakonec projeví tepelnými účinky (viz níže).
  V běžných jaderných aplikacích se zpětný odraz jader prakticky neprojevuje. U některých přesných spektrometrických měření však může mít, spolu s tepelnými pohyby atomů, výrazný vliv. Příkladem je Mössbauerova spektrometrie (viz §1.6, část "
Interakce záření gama a X ", pasáž "Mössbauerův jev" a §3.4, část "Mössbauerovská spektroskopie "), nebo měření přesného tvaru spektra b za účelem stanovení klidové hmotnosti neutrin (viz níže část "Neutrina", pasáž "Klidová hmotnost neutrin").
Tepelné účinky radioaktivity 
Logický, avšak v běžných aplikacích málo známý jev, doprovází všechny druhy radioaktivity: je to teplo. Při radioaktivní přeměně vyletí z jádra velkou rychlostí částice (kvantum) záření. Podle zákona akce a reakce tím bude jádro (a vlastně celý atom) "odmrštěno" opačným směrem - bude mu udělena kinetická energie pohybu. Podobně při absorbci záření je látce předávána energie na úrovni kinetické energie atomů. A kinetická energie pohybu atomů látky není nic jiného než teplo. Při každé další a další radioaktivní přeměně se takto budou rozkmitávat atomy látky na větší a větší kinetickou energii - radioaktivní látka se bude zahřívat. Při nízkých aktivitách používaných většinou v praxi je tento jev nepozorovatelně slabý, ale silné zářiče "hřejí" docela zřetelně (např. v ozařovačích pro radioterapii), nejsilnější zářiče se musejí dokonce chladit, aby nedošlo k jejich tepelnému poškození (popř. i roztavení či vypaření).
Pozn.: Na podobných tepelných účincích je ostatně založeno i energetické využívání jaderných reaktorů v elektrárnách.
  Teplo uvolňované radioaktivním rozpadem přírodních radionuklidů, uranu
235,238U, thoria 232Th a draslíku 40K, je patrně důležitým zdrojem geotermální energie, zahřívající nitro Země - viz §1.4 "Radionuklidy", část "Přírodní radionuklidy", pasáž "Geologický význam přírodní radioaktivity".
Elektrické účinky radioaktivity 
Nabité částice
a nebo b (viz níže) odnášejí z radioaktivního zářiče elektrický náboj a podle zákona zachování elektrického náboje v látce zářiče pak převládají opačné náboje než je znaménko náboje emitovaných částic. Vlastní radioaktivní zářič a nebo b se tedy elektricky nabíjí. Při nízkých tocích záření, nebo pokud je zářič aspoň částečně vodivě spojen se zemí, je tento jev zanedbatelný. Avšak elektricky izolovaný zářič s intenzívním tokem záření b či a se bude postupně kladně či záporně nabíjet i na vysoký elektrický potenciál až stovek kV (podle elektrické kapacity tělesa zářiče). Tento jev se plně projeví pouze ve vakuu, neboť ve vzduchu způsobuje záření ionizaci, prostředí se stává částečně elektricky vodivým a náboj je z tělesa zářiče průběžně odváděn.
  Elektrické a tepelné účinky radioaktivity se používají v malých elektrických zdrojích - viz §1.3, pasáž "Radionuklidové voltaické články ("atomové" baterie)".

Nezávislost radioaktivního rozpadu na vnějších podmínkách
Radioaktivní rozpad je děj samovolný - je způsoben vnitřními mechanismy stavby atomového jádra. Je nezávislý na vnějších běžných fyzikálních a chemických vlivech a podmínkách (tlak, teplota, skupenství, chemická forma, vnější pole a pod.), nedá se ničím urychlit ani zpomalit. Jádro je totiž skryto hluboko v nitru atomu, jehož elektronový obal účinně odstiňuje veškeré chemické, mechanické a teplotní vlivy, jakož i působení vnějších polí. Toto zkušeností ověřené tvrzení však není zcela absolutní.
  Především neplatí za extrémních podmínek. Zahřejeme-li radioaktivní látku na velmi vysokou teplotu několika miliónů stupňů, získají jádra v již zcela ionizované plasmě tak vysokou kinetickou energii, že při vzájemných srážkách překonávají Coulombickou odpudivou sílu a bude docházet k jaderným reakcím, měnícím rychlost i charakter radioaktivního rozpadu
(viz následující §1.3 "Jaderné reakce"). Podobný účinek by měla extrémně silná elektromagnetická či gravitační pole (zde na Zemi zatím nedosažitelná, vyskytují se však zřejmě ve vesmíru v okolí kompaktních gravitačně zhroucených objektů, viz např. kap.4 "Černé díry" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu"). Elektronový záchyt může být ovlivněn (zpomalen či zcela zastaven) zahřátím látky na cca 104°K, kdy dochází k úplné ionizaci atomů, včetně L a K slupky, z nichž nastává elektronový záchyt; kromě toho rychlost elektronového záchytu může být velmi mírně ovlivněna chemickými vazbami (viz níže "Specifika elektronového záchytu"). Rychlost rozpadu elektronovým záchytem může být též ovlivněna působením vnějšího tlaku na radioaktivní atomy (vyšší tlak vede ke zvýšení elektronové hustoty a tím ke zvýšení pravděpodobnosti záchytu elektronu jádrem). Úplná ionizace atomů může výrazně ovlivnit poločas beta- rozpadu některých (ojedinělých) radionuklidů efektem tzv. b-rozpadu do vázaných elektronových stavů. Gama-radioaktivita může být vnějším prostředím ovlivňována přes efekt vnitřní konverze záření g, který závisí na elektronové konfiguraci atomového obalu. Pro plně ionizované atomy by se koeficient vnitřní konverze stal nulovým.
  Strukturu jader, a tím i radioaktivní rozpad, lze změnit ozařováním neutrony, rychlými protony či jinými částicemi *), způsobujícími jaderné reakce. Dále, chemickou vazbou radionuklidu může být do určité míry ovlivňován elektronový záchyt a proces vnitřní konverze záření gama (viz níže).
*) Dokonce i neutrina mohou v jádrech měnit průběh radioaktivity beta: záchyt (elektronového) neutrina vyvolá transmutaci neutronu na proton, což je radioaktivita beta-, analogicky interakce antineutrina s protonem vyvolá radioaktivní přeměnu beta+. V praxi se však tento jev nepozoruje vzhledem k velmi malému účinnému průřezu interakce neutrin (mohl by se uplatnit jen v obrovském toku neutrin při výbuchu supernovy).
  Toto všechno jsou speciální či "exotické" situace. Za téměř všech situací vyskytujících se v praxi při aplikaci jaderných a radiačních metod (kapitola 3) však můžeme průběh a poločas radioaktivního rozpadu považovat za zcela nezávislý na vnějších podmínkách.

Co se stane s atomem při radioaktivní přeměně jádra; chemické vlastnosti radioaktivních látek
Jádra jsou za většiny okolností součástí atomů, pro jejichž strukturu hrají rozhodující úlohu (jádro je "šéfem" atomu). Chemické vlastnosti radioaktivních prvků jsou, až do okamžiku radioaktivního rozpadu, zcela shodné s vlastnostmi jejich neradioativních isotopů *). Radioaktvní atomy tedy (před svou radioaktivní přeměnou) mohou vstupovat do stejných sloučenin, jako tytéž atomy neradioaktivní. Toho se využívá v řadě radiochemických technologií, včetně medicínských aplikací radionuklidů (viz §3.5 "
Radioisotopové stopovací metody", §3.6 "Radioterapie", část "Radioisotopová terapie" a §4.8 "Radionuklidy a radiofarmaka pro scintigrafii").
*) Nepatrné rozdíly v kinetice (rychlosti) průběhu chemických reakcí, způsobené rozdílnou hmotností atomů isotopů (s různým počtem neutronů v jádře) jsou z chemického hlediska většinou bezvýznamné. Mohou být však využity pro isotopovou separaci.
  Při radioaktivní přeměně jádra však nutně dochází i ke změnám v atomovém obalu *). Při radioaktivitě
a se náboj jádra zmenší o 2 protony, což má za následek uvolnění dvou obalových elektronů z atomu. Při b+ se náboj jádra zmenší o jeden proton, takže dojde k uvolnění jednoho elektronu z obalu. Při elektronovém záchytu je vnitřní elektron pohlcen jádrem a následuje série deexcitačních přeskoků elektronů v obalu, doprovázená emisí charakteristického X-záření a dalších fotonů měkkého záření. Při přeměně b- se náboj jádra naopak zvětší o jeden proton, takže výsledný dceřinný atom si přibere jeden elektron z okolí. Při této rekonfiguraci elektronového obalu, následující okamžitě po radioaktivní přeměně jádra, dochází i k posunu energetických hladin elektronů z původních hladin mateřského atomu na nové hladiny dceřinného atomu, za příp. vyzáření měkkého elektromagnetického záření. Rekonfigurace elektronového obalu má za následek změnu v počtu valenčních elektronů a tím změnu chemických vlastností atomu. Byl-li původní mateřský atom součástí sloučeniny, po radioaktivní přeměně se zpravidla tato chemická vazba přeruší a dceřinný atom se ze sloučeniny vyloučí, popř. naváže novou chemickou vazbu.
*) S výjimkou radioaktivity g, při níž se náboj jádra nemění, takže nedochází ani k rekonfiguraci v elektronovém obalu. Může však dojít k tzv. vnitřní konverzi záření g (viz níže část "Radioaktivita gama"), která je doprovázena emisí a přeskoky elektronů v obalu.
  Nově vznikající atomy těsně po radioaktivní přeměně původního mateřského jádra se nazývají nascentní atomy (lat. nascendi=zrod,narození). Mají zpočátku deformovaný a excitovaný elektronový obal, mají nenulový elektrický náboj - jsou ve stavu kladného či záporného iontu, vlivem výše uvedeného zpětného odrazu jader mají vysokou kinetickou energii ("horké atomy"). Vede to k vysoké chemické reaktivitě nascentních atomů po jaderné přeměně.

Druhy radioaktivity
Radioaktivita se rozděluje a klasifikuje nikoli podle toho, jaká jsou mateřská a dceřinná jádra, nýbrž podle druhu emitovaného záření (částice C na obr.1.2.1). Tyto druhy radioaktivity se označují prvními třemi písmeny řecké abecedy -
a, b, g *).
*) Má to historický původ. Radioaktivní záření bylo takto označeno podle pořadí, v němž bylo objeveno, aniž se tehdy znala jeho skutečná fyzikální podstata. Jediné co bylo tehdy známo, že záření a se v elektrickém poli vychyluje směrem k záporné elektrodě, záření b ke kladné elektrodě a záření g není ohýbáno elektrickým ani magnetickým polem. Nyní bychom radioaktivitu a nazvali héliovou, b- elektronovou, b+ pozitronovou a g fotonovou.


Radioaktivita alfa
Základní schéma radioaktivity
a je znázorněno na obr.1.2.2. Při této jaderné přeměně se vyzařuje částice a, která je jádrem hélia 4He2 - obsahuje tedy 2 protony p+ a 2 neutrony no.


Obr.1.2.2. Základní schéma radioaktivity
a.

Z mateřského jádra s N nukleony a Z protony částice a odnáší 2protony a 2neutrony, takže vzniklé dceřinné jádro bude mít N-4 nukleony a Z-2 protony - v Mendělejevově periodické tabulce prvků bude posunuto o 2 místa doleva směrem k jednodušším prvkům. Aby k radioaktivitě a mohlo dojít, musí být splněna hmotnostně~energetická podmínka m(Z-2,N-4) + m(a) < m(Z,N), kde m(Z,N) je hmotnost jádra s protonovým číslem Z a nukleonovým číslem N, m(a)şm(2,4) je klidová hmotnost částice a.
  
Příkladem radioaktivity alfa může být a-rozpad rádia 226Ra88 ® 222Rn86 + 4He2(şa) na radon 222. Dceřinná jádra po a-rozpadu bývají často rovněž radioaktivní (a či b), zpravidla tvoří celé radioaktivní řady (viz §1.4 "Radionuklidy"). Kromě toho jsou dceřinná jadra po a-rozpadu většinou v excitovaném stavu, takže jejich dexcitace je doprovázena zářením gama (viz níže "Radioaktivita gama").
Spektrum záření a
Částice
a odnáší rozdíl energií mezi mateřským a dceřinným jádrem DE = [m(Z,N)-m(Z-2,N-4)].c2, který je konstantní - všechny částice a při přeměnách daného druhu jádra mají stejné kinetické energie Ea = [m(Z,N)-m(Z-2,N-4)-m(a)].c2 - spektrum záření a je čárové. Spektrometrickým měřením řady a-radionuklidů bylo zjištěno, že čím kratší poločas rozpadu má daný radionuklid, tím vyšší je energie emitovaného záření a. Tuto závislost mezi poločasem rozpadu T1/2, resp. rozpadovou konstantou l = (ln2)/T1/2, a energií Ea záření a udává přibližný Geiger-Nutallův vztah: ln l = A . ln Ea + B, kde A a B jsou konstanty. Tato empirická závislost dobře koresponduje s mechanismem rozpadu a tunelovým jevem vyzáření částice a, zmíněným níže. U většiny a-radionuklidů se energie emitovaných částic alfa pohybuje v rozmezí cca 4-8 MeV, dosahují rychlostí kolem 2-5% rychlosti světla. Nejnižší energie alfa 1,830MeV se pozoruje u dlouhodobého 144Nd (poločas 2,3.1015let), nejvyšší energie alfa 11,650MeV byla změřena u 212mPo (poločas 45sec.).
Mechanismus rozpadu a
V pravé části obr.1.2.2 je ideově znázorněn mechanismus vyzáření částice
a. Můžeme si to zjednodušeně představit tak, že těžké jádro s více než 210 nukleony je již tak velké, že celkové přitažlivé pole silných interakcí, díky svému krátkému dosahu, již nepůsobí dostatečně silně v periferních oblastech jádra. Nestačí dostatečně vyrovnat vzájemné odpuzování protonů, které má dlouhý dosah (klesá se čtvercem vzdálenosti). Toho využijí některé nukleony, které se "zkuplují" tak, že 2 protony a 2 neutrony vytvoří lokální silněji vázanou "buňku", která pak tzv. tunelovým efektem (je popsán v §1.1, pasáž "Kvantový tunelový jev") překoná potenciálovou bariéru vazbové energie jádra a vyletí ven jakožto částice a *). Překoná-li kladně nabitá částice alfa (vázaná v jádře přitažlivou silnou interakcí krátkého dosahu) potenciálovou bariéru, je odpudivou elektrostatickou silou v oblasti za dosahem jaderných sil z jádra vypuzena, či spíše vymrštěna velkou rychlostí. Analýzou průchodnosti této potenciálové bariéry tunelovým efektem lze odvodit zmíněnou Geigerovu-Nutallovu závislost mezi energií a poločasem.
*) Může vzniknout otázka, proč z těžkých jader jsou emitovány právě částice 4He2 a ne třebas jednotlivé protony, neutrony, deuterony, či těžší jádra než héliová (např. uhlíku)? Příčinou je velká vazbová energie částice a (28,3MeV). K úniku z pole jádra potřebuje částice určitou kinetickou energii. Jednotlivé nukleony většinou nemají dostatečnou energii k dispozici, zatímco emise silně svázané částice a (jejíž hmotnost je dostatečně menší než hmotnost nukleonů z nichž se skládá) je energeticky výhodnější. Emise jednotlivých nukleonů však nastává u silně excitovaných jader, u některých těžkých jader byla prokázána i radioaktivita vyšší než alfa - s emisí 14-C i těžších jaderných seskupení (viz níže "Exotické druhy radioaktivity").
  Navzdory tomu, že písmeno a je na prvním místě v řecké abecedě, je radioaktivita alfa nejméně důležitá ze všech druhů radioaktivity. Je to ze dvou důvodů:
1. Radioaktivita
a se vyskytuje pouze u nejtěžších jader ze samého konce Mendělejevovy tabulky v oblasti uranů a transuranů (lehká jádra prostě "nemají na to" aby vyzářila tak těžkou částici jakou je a). Typickými alfa-zářiči jsou např. radium 226Ra, plutonium 239Pu, americium 241Am.
Nejlehčím prvkem, u něhož byla zaznamenaná radioaktivita alfa, je telur - tellurium 107-109Te52. V souvislosti s radioaktivitou alfa se někdy hovoří o beryliu - jeho "exotickém" isotopu 8Be4 *). Ten se s extrémně krátkým poločasem 6,7.10-17s rozpadá na dvě jádra hélia (částice a): 8Be4®4He2+4He2. Zde se však nejedná o radioaktivitu alfa v pravém slova smyslu, ale spíše o rozštěpení vysoce nestabilního jádra na dvě stejné části.
*) Navzdory své vysoké nestabilitě je berylium 8Be důležité jako meziprodukt při termonukleární syntéze hélia na uhlík v nitru hvězd (viz §4.1 "Gravitace a evoluce hvězd", část "Evoluce hvězd", pasáž "Spalování hélia" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu").
2. Záření a, díky svému dvojnásobnému kladnému náboji, při vniknutí do látky velmi účinně vytrhává elektrony z obalu atomů, čímž rychle ztrácí energii a zabrzdí se asi po 0,1mm v látkách hustoty vody nebo tkáně. Díky této své malé pronikavosti jej nelze využít k diagnostice ani k zevní radioterapii (vnitřně aplikované alfa-radionuklidy jsou však účinné v radioisotopové terapii - §3.6, část "Radioisotopová terapie"). Alfa-zářiče se využívají jen sporadicky v některýh detekčních přístrojích (např. detektory hustoty plynů, požární hlásiče) nebo v neutronových generátorech (smísíme-li a-zářič s vhodnou terčíkovou látkou jako je berylium, částice a vnikají do jader terčíkové látky a reakcí (a,n) odtud vyrážejí neutrony), které se laboratorně používají např. pro neutronovou aktivační analýzu.
Pozn.: Z hlediska přírodní radioaktivity je však
a-radioaktivita důležitá. Většina přírodních radionuklidů zde na Zemi (s výjimkou např. draslíku 40K) je tvořena těžkými prvy - thoriem 232Th a uranem 238,235U, které jsou a-radioaktivní. Při postupném rozpadu těchto radionuklidů v rozpadových řadách (§1.4, pasáž "Rozpadové řady") se tvoří mnoho dalších jader, přičemž samotné částice a po svém zabrzdění přibírají dva elektrony, čímž vznikají neutrální atomy plynného hélia 4He2. Odhaduje se, že tímto způsobem vzniká v nitru Země cca 3000 tun hélia za rok. Předpokládá se, že prakticky veškeré hélium vyskytující se na Zemi vzniklo při radioaktivním a-rozpadu přírodních radionuklidů thoria a uranu (příběh hélia je stručně zmíněn v závěru §1.1 "Atomy a atomová jádra", část "Nukleogeneze"). Většina takto vzniklého hélia zůstává nasorbována v krystalové mřížce uvnitř hornin, část se uvolňuje v plynné fázi do dutin v zemské kůře, odkud se těží se zemním plynem.


Radioaktivita beta
Naopak nejčastějším a nejdůležitějším druhem radioaktivity je radioaktivita
b. Existují tři druhy radioaktivity b, které si postupně stručně probereme :

Radioaktivita b-
Základní schéma radioaktivity
b- je na obr.1.2.3. Při této jaderné přeměně je z mateřského jádra vysokou rychlostí emitována částice b-, což není nic jiného než obyčejný elektron e- - stejný jako je v atomovém obalu.
Pozn.: Názvy "záření
b", "částice b" pochází z doby, kdy se ještě nevědělo, že jsou to elektrony.


Obr.1.2.3. Radioaktivita beta. Vlevo: Základní schéma radioaktivity b-. Uprostřed: Spojité energetické spektrum záření b. Vpravo: Zvětšený detail koncové části spektra pro nulovou a nenulovou klidovou hmotnost neutrin.

Vzpomeneme-li si na složení jádra (§1.1), hned vidíme zjevný paradox: jak mohou z (kladných) jader vylétat (záporné) elektrony, když tam jsou jen kladné protony a nenabité neutrony, ale žádné elektrony?
Pozn.: Nějakou dobu se fyzikové domnívali, že elektrony b- pocházejí z obalu. Zjistilo se však, že u plně ionizovaných beta-radioaktivních atomů zbavených elektronových obalů se elektrony b- beze změny vyzařují dál. Elektrony b- tedy opravdu vylétají z atomového jádra.
  Když se zjistilo, že radioaktivita b- se vyskytuje u jader s přebytkem neutronů, našlo se vysvětlení vzniku záření b-: Některému z "nadbytečných" neutronů se "zachce" stát vzácnějším protonem *) - udělá to přeměnou: no ® p+ + e- (+ n) (částice n si zatím nevšímejme). Proton p+ jakožto legitimní nukleon zůstává v jádře vázán silnou interakcí, zatímco elektron e- vyletí velkou rychlostí ven jakožto záření b- (odnáší rozdíl energií mezi jádry A a B).
*) Že se "neutronu zachce stát protonem" je samozřejmě jen zlehčené alegorické vyjádření; skutečný mechanismus rozpadu b bude stručně rozebrán níže v souvislosti se slabými jadernými interakcemi, obr.1.2.5. Stručné zjednodušené vysvětlení však můžeme diskutovat již zde:
Příčina radioaktivity b-; stabilita a nestabilita neutronu v jádře 
Primární příčina radioaktivity b- tkví v přeměně neutronu na proton, elektron a antineutrino - obecně v kvarkové struktuře nukleonů, kde slabá interakce může způsobovat vzájemné přeměny kvarků "u" a "d", a tím i přeměny protonů a neutronů (viz níže "Mechanismus rozpadu b; slabé interakce", obr.1.2.5). Ostatně, pokud je neutron volný, je nestabilní - s poločasem necelých 15 minut se vlivem slabé interakce rozpadá zmíněným b-rozpadem no ® p+ + e- + n. Ve světle popsaného mechanismu b- radioaktivity, spočívající v rozpadu neutronu uvnitř jádra, a faktu nestability (volného) neutronu, může vyvstat paradoxní otázka: Jak vůbec mohou existovat stabilní jádra obsahující neutrony? Proč se všechny neutrony v jejich nitru nerozpadnou na protony, elektrony a neutrina? Odpověď spočívá v tom, že na neutrony a protony v jádře nemůžeme pohlížet jako na volné - jsou součástí vyššího celku, vázaného silnou interakcí. O stabilitě tohoto celku, jádra, pak rozhoduje ani ne tak stabilita izolovaných částic, ale spolurozhoduje vazbová energie nukleonů. Pokud v dané vázané konfiguraci má jádro složené z p protonů a n neutronů menší celkovou hmotnost(~energii) než jádro složené z p+1 protonů a n-1 neutronů, nemůže k b--rozpadu dojít, neutrony budou "donuceny" chovat se jako stabilní. V opačném případě, kdy jádro složené z p protonů a n neutronů, má vyšší celkovou energii~hmotnost než jádro z p+1 protonů a n-1 neutronů (a to nejméně o klidovou hmotnost elektronu, tj. o 511keV), nastává situace, kdy může dojít k b--rozpadu.
Někdy se můžeme setkat i s následující argumentací:
  Pokud je neutron silnou interakcí vázán v jádře spolu s protony, dochází k tzv. paritní neutron-protonové přeměně: probíhá průběžná změna n®p®n atd., zprostředkovaná výměnou virtuálních p-mezonů (které se dříve považovaly za zprostředkovatele silné interakce mezi nukleony). Takto v jádře vázaný neutron, dřív než se "stihne" rozpadnout b-rozpadem, se (vzájemnou výměnou p-mezonu s nejbližším protonem) změní na proton, a nově zrozenému neutronu "běží rozpadový čas opět od 0", znovu se přemění na proton atd. Tím se krátký poločas rozpadu neutronu (13sec.) vzájemnou konverzí s protony neustále "obnovuje" - neutron je v jádře stabilní. Pouze tehdy, když je neutronů v jádře "přebytek", vzniká jistá pravděpodobnost, že některý z neutronů "nenajde včas" vhodného partnera pro mezonovou výměnu a rozpadne se b-rozpadem; to pak pozorujeme jako b--radioaktivitu takového jádra.
  Při přeměně b- se nukleonové číslo nemění, avšak jelikož se jeden neutron změnil na proton, protonové číslo se zvýší o 1 - dceřinné jádro se posune o jedno místo doprava v Mendělejevově periodické tabulce. Tato pozoruhodná skutečnost, že při b--rozpadu vzniká "složitější" jádro než bylo původní, sehrála rozhodující úlohu při kosmické nukleosyntéze prvků těžších než železo v nitru hvězd a zvláště během výbuchů supernov (viz pasáž "Kosmická alchymie - jsme potomky hvězd!" v §1.1, §4.1 "Gravitace a evoluce hvězd" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu", nebo sylabus "Kosmická alchymie").
Typickým příkladem radioaktivity beta je
b-přeměna tritia 3H1 ® 3He2 + e- + n' na hélium 3, nebo uhlíku 14C6 ® 14N7 + e- + n' na dusík. Často používanými beta-zářiči jsou cesium 137Cs, kobalt 60Co, jód 131I, iridium 192Ir a řada dalších.
  Aby k radioaktivitě
b- mohlo dojít, musí být splněna hmotnostně~energetická podmínka m(Z+1,N) + me < m(Z,N), kde m(Z,N) je hmotnost jádra s protonovým číslem Z a nukleonovým číslem N, me je klidová hmotnost elektronu.
Energetická bilance jader se dá dobře vysvětlit slupkovým modelem struktury atomového jádra, diskutovaným v předchozím §1.1. Pokud je v jádře nadbytek neutronů nad protony, budou zaplňovat neutrony poněkud vyšší energetické hladiny než protony. Jádro pak může přejít do stavu s nižší energií tak, že neutron se přemění b--přeměnou na proton, který přejde na volnou protovou hladinu s nižší energií.
Nezachování parity a asymetrie úhlového rozložení elektronů b 
Pro úplnost zmíníme jednu subtilní vlastnost radioaktivity
b - porušení zákona zachování kvantového čísla parity (parita je definována v §1.5 "Elementární částice a urychlovače", část "Fyzikální parametry částic; kvantová čísla"). Tato vlastnost vede k asymetrii úhlového rozložení vylétajících elektronů b vzhledem ke směru vektoru momentu hybnosti (spinu) daného radioaktivního jádra. Tento jev byl experimentálně prokázán na jádrech 60Co. Příslušné experimenty a teoretická analýza jsou diskutovány v §1.5, pasáž "CPT symetrie interakcí".
  Porušení zachování parity a dalších symetrií má sice značný teoretický význam ve fyzice částic a interakcí
("CPT symetrie interakcí") i v kosmologii (§5.4 "Standardní kosmologický model. Velký třesk. Formování struktury vesmíru." knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu"), avšak pro vlastní radioaktivitu beta je v praxi bezvýznamné. Projevuje se jen ve speciálně připravených experimentech, za velmi nízkých teplot a silných magnetických polí.. V přírodě ani ve fyzikální praxi se nikdy neuplatňuje, protože jádra radioaktivních prvků jsou chaoticky orientována a vyzařování probíhá v průměru izotropně do všech směrů.

Dvojný rozpad b
U některých jader byl zaznamenán vzácný typ radioaktivity beta - tzv. dvojný rozpad b. Ten spočívá v současné přeměně dvou neutronů v jádře na protony za vyslání dvou záporných elektronů: 2no ® 2p+ + 2e- + 2n´ a dvou elektronových antineutrin. Tento typ rozpadu se vzácně vyskytuje u některých jader se sudým nukleonovým číslem (např. N=48 nebo N=116), u nichž se vyskytují tři isotopy NAZ, NBZ+1, NCZ+2, jejichž hmotnosti postupně klesají specifickým způsobem (nejprve o menší, pak o větší rozdíl než 511keV). Celkově musí být splněna hmotnostně~energetická podmínka m(Z,N)>m(Z+2,N)+2me a zároveň situace, kdy normální rozpad beta nemůže proběhnout - buď je m(Z,N)<m(Z+1,N)+me, nebo se uplatňuje nějaký mechanismus jeho "znevýhodnění". V takovém případě je možná přímá přeměna jádra A na jádro C: NAZ ® NCZ+2 + 2e- + 2n´ dvojným rozpadem beta. Označuje se (2n2b), nebo (nnbb) - dvouneutrinový dvojný rozpad beta. Byl pozorován např. u jader 48Ca20, 116Cd48, 130Xe54, poločasy rozpadu jsou velmi dlouhé, cca 1020let. Je možný jak dvojný b-b--rozpad, tak dvojný b+b+-rozpad, i dvojný elektronový záchyt.
  U některých jader (jako je 76Ge) je uvažována možnost bezneutrinového dvojného rozpadu b, při němž by nebyla neutrina emitována - (0nbb). Vnitřní mechanismus si představujeme ve dvou fázích. V prvním kroku se v jádře b-radioaktivitou jeden neutron n1 přemění na proton: n1® p1 + e1 + n, načež v druhém kroku je vzniklé neutrino pohlceno dalším neutronem: n + n2® p2 + e2. Přitom emitované a absorbované neutrino je jen virtuální, výsledkem je přeměna (Z,N) ® (Z+n,N)+e1+e2, při které se dva neutrony přemění na protony (protonové číslo se zvětší o 2) a emitují se jen dva elektrony. Bezneutrinový dvojný rozpad beta by porušoval zákon zachování leptonového čísla (0®1+1). Experimentální prokázání a analýza tohoto procesu by mohla pomoci upřesnit stanovení hmotnosti neutrina (snížit dosavadní horní hranici hmotnosti) a ukázala by, že neutrino je tzv. Majoranovskou částicí, tj. neutrina a antineutrina jsou shodná.

b--rozpad do vázaných elektronových stavů
Další drobná zajímavost se ukazuje při srovnání radioaktivity beta
- u "holých" jader (u plně ionizovaných atomů) a jader obklopených elektrony v atomech. Při klasické beta-radioaktivitě je elektron emitován z jádra, opouští atom a letí do okolního prostředí. U nízkých energií však může nastat situace, kdy emitovaný beta-elektron neopustí atom, ale zůstane vázaný na některém z nižších orbitalů dceřinného atomu. K tomu nemůže dojít u neutrálních atomů, jejichž vnitřní elektronové orbity jsou již obsazeny. U plně ionizovaných b--radioaktivních atomů však emitované b-elektrony mohou být navázány do nízkých orbitalů dceřinného atomu (které jsou všechny volné). Úplná ionizace atomu tak může vést ke vzniku dalšího "kanálu" beta-rozpadu na vázaný stav elektronu (bound-state b- decay).
  Tento jev je pozorován u
163Dy, který je za normálních podmínek stabilním isotopem. Pokud je však plně ionizován (163Dy66+), podléhá b-rozpadu na K a L slupku 163Ho s poločasem 47 dní. Dalším případem je 187Re, které se v neutrální atomové formě b-radioaktivitou přeměňuje s velmi dlouhým poločasem 42.109 let na 163Os. Při plné ionizaci však tento poločas činí jen 33 roků - kanál b-rozpadu na vázaný stav poločas rozpadu zkrátil miliardkrát!
  V běžných pozemských podmínkách se s ovlivňováním beta-radioaktivity úplnou ionizací látky běžně nesetkáváme, avšak předpokládá se, že se může uplatňovat v astrofyzikálních procesech kosmické nukleosyntézy
- viz §1.1, část "Kosmická alchymie".

Spektrum záření b . Neutrina
Jak je to s energetickým spektrem záření
b? Elektron b by měl odnášet rozdíl energií DE = EA - EB mezi mateřským A a dceřinným B jádrem, který je DE = [m(Z,N)-m(Z+1,N)].c2. Tento rozdíl je vždy konstantní, takže všechny elektrony b by měly vylétat se stejnou kinetickou energií Eb = [m(Z,N)-m(Z+1,N)-me].c2 - spektrum by mělo být čárové, jak je červeně čárkovaně naznačeno na obr.1.2.3 uprostřed. Změříme-li však skutečné spektrum záření b, dostaneme jiný výsledek: spektrum bude spojité*) a u energie EA- EB bude končit - tlustá černá křivka na obr.1.2.3 uprostřed. Naprostá většina elektronů b tedy vylétá s energií mnohem menší než by odpovídalo zákonu zachování energie!
*) Spojité spektrum záření b poprve změřil v r.1914 J.Chadwick s použitím ohybu v magnetickém poli (první prototyp magnetického spektrometru) a detekce pomocí G.-M. trubice.
  Po některých počátečních pochybnostech o platnosti zákona zachování energie pro radioaktivitu
b (tyto pochybnosti zpočátku vyslovil i N.Bohr) se přišlo na následující řešení: kromě elektronu b vylétá z jádra současně ještě další (zatím nepozorovaná) velmi lehká a elektricky neutrální částice n, která odnese patřičnou kinetickou energii, o niž se "podělí" s vylétajícím elektronem, v souladu se zákonem zachování energie. S hypotézou o této částici přišel v r.1930 švýcarský fyzik W.Pauli. Italský fyzik Enrico Fermi (průkopník ve výzkumu radioaktivity b a jaderné fyziky vůbec) připodobnil tuto podivnou částici k jakémusi malému "neutronku" (je maličká a neutrální) - italsky neutrino - a tento název i označení "n" jí již zůstal. Neutrino zůstávalo pak více než 20 let hypotetickou částicí, experimentálně bylo prokázáno až v 50.letech, viz níže. Fyzikální vlastnosti neutrin a možnosti jejich detekce jsou podrobněji rozebírány níže v části "Neutrina".
  Pokud neutrino "ukradne" téměř veškerou energii rozpadu, "vyplouží" se elektron b z jádra s malou energií (případ I. vyznačený ve spektru na obr.1.2.3 uprostřed). Pokud se naopak elektronu b podaří ukořistit většinu energie, vyletí s vysokou kinetickou energií (případ II. na prostřední části obr.1.2.3). A případ III. uprostřed spektra nastává, když se elektron s neutrinem "podělí" o energii zhruba rovným dílem. Ve většině případů neutrino odnáší zhruba 2/3 celkové energie a na elektron připadne cca 1/3 maximální energie - tomu odpovídá široký vrchol spojitého spektra záření b na obr.1.2.3 uprostřed.
  Záření beta má tedy spojité energetické spektrum, obsahuje elektrony s energiemi od nuly po určitou maximální energii, která je pro daný radionuklid charakteristická. Typické hodnoty maximální energie většiny beta-zářičů činí desítky keV až jednotky MeV
(nejnižší energie 2,5keV je pozorována u radionuklidu 187Re, nejvyšší energie 16,6MeV byla změřena u 12N).
Tvar spektra záření b 
Přesný tvar křivky spektra záření
b plyne z analýzy energetického rozdělení emitovaných elektronů v rámci Fermiho teorie slabé interakce. Z této teorie plyne, že intenzita N(p) záření b o hybnosti p a energii Eb je dána vztahem N(p) = (Ebmax-Eb)2.p2.F(Z,p), kde Ebmax je maximální energie rozpadu b a konstanta F (vyjadřující korekce na Coulombovské pole jádra) v sobě zahrnuje příslušné konstanty včetně protonového čísla Z. Z tohoto vztahu pak pro spektrum b plyne rovnice Ebmax-Eb = Ö[N(p)/p2.F(Z,p)]. Vyneseme-li funkci Ö[N(p)/p2.F(Z,p)] na svislé ose v závislosti na energii Eb na vodorovné ose, dostaneme lineární závislost zvanou Fermi-Kurieův graf. Je to klesající přímka, která protíná vodorovnou (energetickou) osu v bodě udávající maximální energii rozpadu b. Fermi-Kurieho grafy se někdy používají při přesné spektrometrické analýze záření b. Tvar koncového úseku tohoto spektra (viz obr.1.2.3 vpravo) - odchylka od lineární závislosti ve Fermi-Kurie grafu, může být použita i pro stanovení hmotnosti neutrin, viz níže "Klidová hmotnost neutrin".
  Pro stanovení střední energie
`Eb záření b z tvaru spektra záření b můžeme v prvním přiblížení vyjít z přibližné zákonitosti `Eb ~ Ebmax/3. Pro vyšší energie se tato hodnota relativně posunuje mírně doprava, takže přesnější empirický vztah je : `Eb » (Ebmax/3).(1+1/4ÖEbmax); (v [MeV]). Určitý vliv na výslednou energii má i Coulombovské elektrické působení vylétajících částic b s nábojem jádra o počtu protonů Z, což vede k dalšímu korekčnímu faktoru (1 - 1/50.ÖZ).


N e u t r i n a - "duchové" mezi částicemi 
I když elementární částice budeme systematicky rozebírat až v §1.5 "
Elementární částice", radioaktivita beta je vhodnou příležitostí zmínit se podrobněji již na tomto místě o velmi zajímavých a pozoruhodných částicích mikrosvěta - neutrinech. Učiníme tak poněkud obecněji, nejen v přímé souvislosti s radioaktivitou b *). Celkové zařazení neutrin do systematiky ostatních elementárních částic však budeme diskutovat až v §1.5.
*
) Odůvodnění existence neutrin a původ jejich názvu byl diskutován výše v části "Radioaktivita b-", pasáž "Spektrum záření b.Neutrina.". Neutrina, vzniklá kdysi jako dodatečná ne příliš přesvědčivá hypotéza snažící se vysvětlit "něco co chybělo", se staly reálnými a velmi zajímavými částicemi nejen pro jadernou fyziku, ale i astrofyziku a kosmologii.
  Neutrina jsou pranepatrné částečky (s klidovou hmotností blízkou nule - viz níže pasáž "Klidová hmotnost neutrin"), které nemají elektrický náboj a nevykazují ani silnou jadernou interakci; vykazují jen slabou jadernou interakci *). Ta je natolik slabá a krátkodosahová, že neutrina s látkou téměř neinteragují a volně jí prolétají (jako "duchové"; navíc jeví schopnost vzájemného "převtělování" - oscilace mezi třemi různými typy, viz níže).
*) A samozřejmě se předpokládá univerzální gravitační působení, které je na mikroskopické úrovni zanedbatelnou silou a zatím nás zde nezajímá. Pro astrofyziku a kosmologii však gravitační působení neutrin, kterých je ve vesmíru obrovské množství, může mít značný význam, viz níže pasáž "Klidová hmotnost neutrin".
  Každou sekundu proletí naším tělem mnoho miliard neutrin. Odhaduje se, že zde na Zemi každým cm2, včetně povrchu našeho těla, prolétá každou sekundu cca 50 miliard neutrin *) (pocházejících především z termonukleárních reakcí v nitru Slunce), ale nemusíme se obávat jejich škodlivých účinků na naše zdraví, za celý život se v našem těle zachytí snad jen jedno či dvě tato neutrina. Naprostá většina neutrin je schopna volně proletět i skrz celou naši zeměkouli. Odhaduje se, že neutrina by mohla úplně zachytit až vrstva olova tloušťky 1000 světelných let!
*) Tento obrovský počet neutrin se vyskytuje zde na Zemi v blízkosti Slunce a ve vesmíru v blízkosti každé hvězdy, v níž obrovské množství neutrin vzniká při termonukleárních reakcích. V dalekém mezihvězdném a mezigalaktickém vesmírném prostoru se hustota neutrin odhaduje na cca 300 neutrin/m3, kde se jedná především o reliktní neutrina.
  Neutrina v obrovském množství vznikají při řadě procesů ve vesmíru - od leptonové éry při "velkém třesku", přes termonukleární reakce ve hvězdách, až po výbuchy supernov (viz níže). Vzhledem k jejich stabilitě a pronikavosti se tyto částice ve světě neustále hromadí. Lze tedy soudit, že (spolu s fotony) neutrina jsou nejhojnějšími částicemi ve vesmíru - jsme jakoby "ponořeni do neviditelného moře neutrin", která se zrodila v různých dobách a na různých místech vesmíru. Jsou to všudypřítomné, avšak téměř nepolapitelné částice..!..

Vznik a druhy neutrin
Neutrina - velmi lehké částice (o klidové hmotnosti blízké nule), bez elektrického náboje, se spinem 1/2, pohybující se rychlostí blízkou rychlosti světla - jsou nerozlučnými doprovodnými částicemi při všech procesech s elementárními částicemi s účastí slabé interakce. Jejich emise doprovází vznik elektronů při rozpadech pionů a mionů, vzájemnou přeměnu protonů a neutronů (především při radioaktivitě
b), jakož i řadu procesů při srážkách elementárních částic při vysokých energiích. Neutrina patří, spolu s fotony, mezi nejhojnější částice ve vesmíru.
  Podle svého původu, konkrétního místa a mechanismu vzniku, můžeme neutrina rozdělit na pět skupin:

Podle své fyzikální kvantové povahy se vyskytují tři druhy neutrin n, podle druhu přidruženého nabitého leptonu :

Tyto jednotlivé druhy neutrin rozlišujeme podle toho, z kterého typu nabitého leptonu vznikají, nebo který lepton vzniká při jejich interakci, zda se jedná o elektron, mion či tauon. V souvislosti se zákonem zachování leptonového čísla se předpokládá, že ke každému ze tří druhů neutrin existuje i příslušné antineutrino n'.
Odlišnost neutrin a antineutrin - helicita neutrin. Goldhaberův pokus. 
Diskutuje se o tom, zda jsou neutrina Diracovské nebo Majoranovské částice - zda jsou antineutrina odlišná nebo totožná s neutriny. Jediné, čím lze dvojici neutrino/antineutrino od sebe rozlišit, je jejich helicita (točivost, spirálnost) - orientace spinu (vnitřního momentu hybnosti) částice vzhledem ke směru jejího pohybu. Přímé změření helicity neutrina by bylo velmi obtížné (mimo možnosti nynější experimentální techniky). Jedinou schůdnou možností je nepřímé stanovení helicity neutrina přes zákon zachování momentu hybnosti v radioaktivním procesu elektronového záchytu EC (viz níže "
Elektronový záchyt"). Při elektronovém záchytu je z jádra emitováno pouze neutrino, které v podstatě nedokážeme detekovat. Avšak dceřinné jádro po EC bývá často v excitovaném stavu, při jehož deexcitaci je vyzářen foton záření gama, který ve své helicitě nese určité informace o bilanci momentu hybnosti. Za určitých okolností lze tyto informace dekódovat ke stanovení helicity vylétajícího neutrina.
  Toto nepřímé stanovení helicity neutrina se v r.1958 podařilo americkému týmu pod vedením M.Goldhabera (Brookhaven National Laboratory) velmi rafinovaným pokusem. Použili k tomu měření helicity deexcitačních fotonů gama o energii 963keV emitovaných z excitovaného stavu
152Sm vznikajícího elektronovým záchytem v jaderném izomeru europia 152mEu (§1.3, pasáž "Europium"). Tento nuklid byl zvolen proto, že počáteční i koncový stav mají stejné spinové číslo 0-. Při elektronovém záchytu jsou pak (v důsledku zákona zachování momentu hybnosti) neutrino a deexcitační foton emitovány s opačným spinem. Pokud změříme polarizaci fotonu, zjistíme tím i helicitu neutrina. Zářič 152mEu byl umístěn ve feritovém magnetu, který filtruje (selektuje) vylétající deexcitační kvanta podle polarizace...... Tyto fotony gama pak dopadají do prstence z neaktivního 152Sm, v němž mohou vyvolávat rezonanční absopci s deexcitací, jejíž fotony jsou registrovány scintilačním detektorem... poměrně složitá analýza výsledků naměřených impulsů v konfrontaci s bilancí spinů (momentů hybnosti) dala pro helicitu elektronových neutrin hodnotu Hne = -1 ± 0,3 - neutrina jsou levotočivá, zatímco antineutrina pravotočivá. Je to v souladu s poznatkem o porušení parity u slabé interakce (viz §1.5, pasáž "CPT symetrie interakcí").

Oscilace neutrin
U neutrin se setkáváme s překvapivým a z klasického hlediska nepochopitelným jevem - že dochází k samovolným přeměnám mezi jednotlivými druhy neutriny - tzv. oscilaci neutrin. Neutrino při svém letu je chvíli elektronovým
ne, pak se změní na mionové či taunové neutrino a vzápětí opět na elektronové atd. (viz však poznámku "Fyzické převtělování?"na konci této pasáže). Metaforicky lze s trochou nadsázky říci, že neutrina se v jistém smyslu chovají jako bájní "duchové": mohou bez překážek čímkoli procházet a jsou schopna se "převtělovat" jedno v druhé...   Jev oscilace neutrin si představujeme jako důsledek kvantově-mechanické interference tří kvantových stavů částice neutrina, které je vnitřně superpozicí stavů "1", "2" a "3" neutrina. Tyto stavy jsou popsány kvantovými vlnami rozdílných vlnových délek *), které se při šíření prostorem střídavě dostávají do stejných fází a do různých fází, což se projevuje jako elektronové, m- nebo t-neutrino.
*) Aby tento mechanismus interference různých vlnových délek mohl fungovat, je třeba aby jednotlivé kvantové stavy měly (v duchu korpuskulárně-vlnového dualismu) různou hmotnost - aby tedy neutrina měla obecně nenulovou klidovou hmotnost (aspoň některá z nich). Ve Standardním modelu částicových interakcí se reakce neutrin s nabitými leptony (např. m- ® e- + nm + ne') označují jako reakce tzv. slabých nabitých proudů a v kvantové teorii se popisují celkovým Lagrangiánem či Hamiltoniánem, zahrnujícím jak složky nabitého leptonu, tak neutrina, s koeficienty danými tzv. Pontecorvovou- Makaiovou- Nakagawovou- Sakatovou (PMNS) směšovací maticí. Tato matice, která popisuje směšování neutrinových polí, je parametrizována třemi směšovacími úhly q a třemi komplexními fázemi d. Příslušná Schrödingerova rovnice pak poskytuje celkové vlnové řešení jako koherentní superpozice "vlnových klubek", odpovídajících jednotlivým vlastním stavům hmotností. Pravděpodobnost nalezení vlastního stavu hmotnosti je pak vyjádřena periodickou funkcí času, což se při pohybu neutrina projevuje i periodickou závislostí druhu neutrina podél dráhy - oscilace neutrin v prostoru a čase. Velikost a časový průběh oscilací závisí na míře "míchání" mezi jednotlivými čistými stavy "1","2","3", ktré jsou popisovány tzv. směšovacími úhly q12, q23, q13, resp. druhými mocninami sinusů těchto úhlů.
  V nejjednodušším případě pohybu relativistického neutrina s kinetickou energií E
n, které je koherentní superpozicí dvou hmotnostních komponent s rozdílem kvadrátů klidových hmotností Dmn, vychází pravděpodobnost P nalezení určitého stavu neutrina (např. ne): Pn®ne » 1 - sin22q.sin2[(Dmn2/4hc.En).L], kde L je vzdálenost od místa vyzáření neutrina a q je směšovací úhel parametrizující PMNS matici (která je zde dvojrozměrná). Pro každou hodnotu energie En pak existuje určitá tzv. oscilační délka Lo, při níž se argument L.Dmn2/4hc.En v sinusové funkci změní o p a pravděpodobnost Pn®ne znovu nabude hodnotu 1: Lo = 4hc.En/Dmn2 . Oscilační délka je přímo úměrná energii neutrina En a nepřímo úměrná kvadrátu rozdílu hmotností Dmn2 obou druhů (stavů) neutrin. Pro obvykle používané jednotky délky a energie lze oscilační délku vyjádřit ve zjednodušeném tvaru: Lo[m] » 2,5. En[MeV] / Dmn2[eV2] . Hodnotu Dmn2 lze stanovit experimentálně z měření závislostí počtu pozorovaných neutrin na energii En pro určitou pevnou vzdálenost L a známé spektrum energií En neutrin. Z experimentů KamLAND vychází pro oscilace ne«nm hodnota Dmn2»8.10-5eV2, v Super-Kamiokande vychází hodnota Dmn2»2.10-3eV2, přičemž se jedná o oscilace všech tří typů neutrin. Pro běžná solární a reaktorová neutrina s energiemi jednotky MeV vychází oscilační délka poměrně krátká, řádově desítky km. Pro "atmosférická" neutrina (která vznikají při interakcích vysokoenergetického kosmického záření v zemské atmosféře) o energii desítek GeV i vyšších, pak typická oscilační délka dosahuje stovek až tisíců kilometrů (k testování oscilací je pak třeba využít neutrina detekovaná ve velkých vzdálenostech od místa vzniku; dokonce neutrina vznikající v atmosféře na opačné straně zeměkoule, jak je níže zmíněno u experimentu Super-Kamiokande).
  Oscilace neutrin je kvantově-stochastický proces, jehož pravděpodobnost po emisi neutrina je zpočátku nízká, avšak po délce jeho dráhy se zvětšuje. Ve větších vzdálenostech od zdroje, emitujícího neutrina určitého druhu (zpravidla elektronová), budeme registrovat již směs neutrin všech tří druhů, zastoupených zhruba homogenně v poměru 1:3 (závisí to na hodnotách výše zmíněných směšovacích úhlů q). O vlivu tohoto jevu na detekci jednotlivých druhů neutrin se stručně zmíníme níže.
Pozn.: Fyzické převtělování ? 
Jev oscilace neutrin je z klasického hlediska těžko pochopitelný, mohlo by se zdát že porušuje zákony zachování. Z hlediska kvantové fyziky však nedochází k tomu, že by se neutrina "fyzicky" přeměňovala jedno na druhé. Jen vlnová funkce neutrina je superpozicí 3 stavů (je to parametrizováno výše uvedenými směšovacími úhly). V závislosti na vzdálenosti od místa vzniku se pak budou projevovat různé pravděpodobnosti, že neutrino bude interagovat jako elektronové, mionové či tauonové. V jistém smyslu si můžeme představovat, že osciluje i rychlost neutrina. V kvantové fyzice se tyto jevy samotné nepovažují za porušení zachování energie či symetrií.

Interakce a detekce neutrin
O detekci různých druhů záření bude podrobně pojednáváno v kapitole 2 "Detekce a spektrometrie ionizujícího záření". Detekce neutrin se však svou technikou i principy značně liší od víceméně "rutinní" detekce záření a, b, g, využívané často v technické praxi. Jedná se (aspoň zatím) spíše o unikátní a delikátní experimenty, snažící se prokázat samotnou existenci neutrin a některé jejich základní vlastnosti (v tomto smyslu se poněkud podobá experimentům s detekcí gravitačních vln). Proto se o metodách detekce neutrin zmíníme již na tomto místě.
  Detekovat neutrina je velmi obtížné - nevykazují elektromagnetickou ani silnou interakci, jen interakci slabou
(o gravitační se zmíníme níže). Účinný průřez této slabé interakce je velmi malý, neboť je zprostředkován výměnami těžkých intermediálních bosonů W a Z (podle Standardního modelu interakcí částic, viz §1.5 "Elementární částice"); tato velká hmotnost výměnných částic silně potlačuje pravděpodobnost interakcí, na rozdíl od elektromagnetických procesů, zprostředkovaných výměnou fotonů s nulovou klidovou hmotností. K detekci neutrin lze v zásadě využít dvou druhů procesů (+ třetího procesu pro detekci vysokoenergetických neutrin, zmíněného na závěr této pasáže):

První úspěšná detekce neutrin
pomocí procesu ne+p+ ® no+e+ se podařila v r.1956 F.Reinesovi a C.Cowanovi z laboratoří v Los Alamos, kteří jako zdroj neutrin použili výkonný jaderný reaktor v Savanah River s tokem antineutrin cca 1013n/cm2/s. Jako terčík a současně detektor byl použit kapalný scintilátor (triethylbenzen) s příměsí kamia ve velké nádobě objemu 1400 litrů. Při interakci neutrina s protonem obsaženým ve scintilátoru vzniká neutron no (s kinetickou energií několik keV) a pozitron e+ (s kinetickou energií 0¸8MeV). Pozitron e+ se v kapalině velmi rychle zbrzdí (za dobu cca 10-10s) a pak s některým z elektronů anihiluje (e++ e-® g + g) za vzniku dvou anihilačních fotonů g, z nichž každý má energii 511keV. Ionizační energie pozitronu spolu s anihilačními fotony (celková energie 1¸8MeV) vyvolají ve scintilátoru světelný záblesk registrovaný fotonásobiči. Neutron se srážkami s jádry zpomalí (proces zpomalení a difuze trvá do 30msec) a zachytí se jádrem kamia v reakci no + 113Cd48 ® 114Cd48 + g; excitovaný izotop kadmia při své deexcitaci během několika mikrosekund vyzáří 2-4 kvanta gama o celkové energii 9MeV a přejde do základního stavu. Tato kvanta g rovněž vyvolají ve scintilátoru světelný záblesk zachycený fotonásobiči. Interakce neutrina s protonem (ne+p+®no+e+) se tedy prozradí dvěma po sobě následujícími elektrickými signály z fotonásobičů: 1.impuls o amplitudě odpovídající 1-8MeV pocházející z registrace pozitronu; do cca 25 msec se objeví 2.impuls o amplidudě 3-10MeV pocházející ze záchytu neutronu v jádře kadmia. Během měření trvajících více než 100 hodin bylo takto detekováno v průměru 36 případů zmíněné reakce (ne+p+®no+e+) neutrin za hodinu, což dávalo účinný průřez reakce cca 10-43cm2.
Radiochemická detekce neutrin 
   
Pro měření interakce s neutronem (ne+no ® p++e-) je potřeba zvolit takové jádro, kde přeměna neutronu na proton vede k radioaktivnímu jádru vysílajícímu záření, jež lze snadno detekovat. V praxi se pro tato měření využilo nejdříve jader chlóru 37Cl - velká nádrž naplněná asi 600 tunami tetrachloretylenu C2Cl4 (jinak běžný chemický čisticí prostředek, který ale musel být speciálně vyčištěn) byla umístěna v hloubce asi 1,5km pod zemí v opuštěném dole na zlato Homestake v Jižní Dakotě v USA - aby bylo minimalizováno radiační pozadí z kosmického záření a z pozemských zdrojů. Experimenty probíhaly pod vedením R.Davise v 60.letech. Elektronová neutrina vyvolávají v jádrech chloru reakci obráceného b-rozpadu: n + 37Cl ® 37Ar + e-; prahová energie neutrin je zde 814keV. Vzniklý argon 37Ar se s poločasem 35 dní rozpadá elektronovým záchytem zpět na 37Cl. Přitom z atomového obalu dceřinného chlóru jsou (následkem charakteristického X-záření, které z 90% podléhá vnitřní konverzi) emitovány Augerovy elektrony o energii okolo 2,6keV, které lze detekovat plynovým proporcionálním detektorem. K tomu je ovšem nutno vyextrahovat těch několik vzniklých atomů 37Ar z celého objemu cca 400000 litrů tetrachloretylenu v nádrži, což je mimořádně obtížný technický problém. V r.1968 byly výsledky experimentu vyhodnoceny, neutrina byla úspěšně detekována, avšak jejich množství představovalo jen asi 30% neutrin očekávaných podle astrofyzikálních modelů termonukleárních reakcí v nitru Slunce.
  Dalším materiálem vhodným pro radiochemickou detekci neutrin je galium 71Ga, v jehož jádrech vyvolávají elektronová neutrina reakci n + 71Ga ® 71Ge + e- s následným rozpadem germania 71Ge elektronovým záchytem doprovázeným vyzářením Augerových detektorů podobně jako při rozpadu 37Ar. Výhodou galia je podstatně nižší prahová energie 233keV detekovaných neutrin, nevýhodou vyšší cena galia ve srovnání s chlorem. Na tomto základě byly počátkem 90.let uskutečněny experimenty SAGE a GALEX, které úspěšně detekovaly nízkoenergetická neutrina, rovněž v nižším počtu vzhledem k očekávanému.
  Tímto způsobem byla úspěšně detekována neutrina jak z laboratorních zdrojů, tak z vesmíru - především ze Slunce, kde vzniká obrovské množství neutrin při termonukleárních reakcích. Jedna záhada se zde však vyskytovala permanentně: všechna měření dávala zhruba 3-krát menší hodnotu toku elektronových neutrin než se očekávalo podle rozboru termonukleárních reakcí na Slunci. Tato záhada nedostatku slunečních neutrin byla vyřešena až za mnoho let, kdy zdokonalené metody detekce neutrin prokázaly efekt oscilace neutrin - samovolnou vzájemnou přeměnu elektronových, mionových a tauonových neutrin, přičemž dřívější metody byly schopny detekovat pouze neutrina elektronová (kterých je 1/3).
CNGS (Cern Neutrinos to Gran Sasso) + OPERA (Oscillation Project with Emulsion tRacking Apparatus) 

Jedná se o nový zajímavý měřící systém typu vysílač ® přijímač(detektor) neutrin, jehož cílen je zkoumání oscilace neutrin, především na taunová neutrina a k upřesnění hmotnosti neutrin. Začal fungovat v r.2006. Vysílač neutrin je v CERN, přijímač (detektor) neutrin je instalován v podzemní laboratoři v hloubce 1400m pod horou Gran Sasso v Itálii. Vysílač neutrin je tvořem velkým urychlovačem protonů, synchrotronem SPS (Super Proton Synchrotron) v CERNu, z něhož protony, urychlené na energii 400GeV, se srážejí s jádry terčíku za vzniku velkého množství mesonů p (a řady dalších částic - kaonů, hyperonů,...). Nabité piony se pomocí magnetického pole separují a vedou do 1,2 kilometru dlouhého vakuového rozpadového tunelu, kde se během letu rozpadají (mají poločas rozpadu jen asi 2.10-8sec.) za vzniku mionů a mionových neutrin: p- ® m- + n'm , p+ ® m+ + nm . Průměrná energie vznikajících neutrin je asi 17GeV; pro registraci tauonových neutrin pomocí tauonů potřebujeme značně vysokou energii původních mionových neutrin, vyšší než je klidová energie tauonu (m0t »1,2GeV/c2). Neutrinový svazek je v důsledku relativistických efektů poměrně úzce kolimován přibližně ve směru původního protonového a pionového svazku.
  Celý systém [pionový svazek + rozpadová trubice] je nasměrován k 732km vzdálené podzemní laboratoři LNGS (Laboratori Nazionali del Gran Sasso) v Itálii, kam neutrina skrze zemi přilétají (ostatní částice se rychle pohltí již ve stínění na konci rozpadového tunelu, další miony pak v hornině pod zemí). Zde je instalován detekční systém OPERA složený ze 150000 střídajících se vrstev ("sendvičů", cihliček) olova *) tloušťky 1mm, proložených tenkými listy fotografické emulze. Olovo slouží jako terčík pro interakci neutrin a fotografická emulze pro registraci a zviditelnění produktů reakce.
*) Pro snížení radiačního pozadí bylo použito tzv. "římské olovo" z lodí převážejících olovo pro budování vodovodního potrubí v Římě a potopených někdy kolem 60.let před naším letopočtem. Na dně moře toto olovo leželo netknutě 2000 let, takže se v něm za tu dobu rozpadla většina přírodních radioaktivních isotopů.
  Tato "stará" technologie jaderných fotoemulzí byla použita proto, že jako jediná poskytuje velmi vysoké prostorové rozlišení »1mm registrovaných drah částic, potřebné pro zachycení kratičkých drah tauonů o velmi krátké době života (řádu pikosekund). Vyhodnocování fotoemulzí je zde ovšem plně automatizováno (pomocí technologií vyvinutých v Japonsku). Detekce drah částic pomocí jaderných fotoemulzí, včetně technologie zvané ECC (Emulsion Cloud Chamber), jakási "emulzní mlžná komora", je podrobněji rozebírána v §2.2, část "Detektory stop částic". Detekční systém OPERA je velmi mohutný, oněch 150000 sedvičů obsahuje dohromady asi 110 000 m2 filmu s fotoemulzí a více než 100 000 m2 olověných plátů o celkové hmotnosti více než 1200 tun. Tato mohutnost je vynucena dvěma okolnostmi: 1. Velmi nízký účinný průřez interakcí neutrin s látkou; 2. Vzdálenost 730km mezi vysílačem a detektorem (odpovídající době letu neutrin 2,43ms) je příliš krátká, takže jen velmi malá část (cca 1-2%) neutrin stihne oscilovat.
  Během letu od vysílače k detektoru dochází k oscilaci neutrin, takže kromě původních mionových sem přilétají i elektronová a taunová neutrina. Při reakcích mionových neutrin v olovu vznikají miony, při reakcích elektronových neutrin elektrony, při reakcích tauonových neutrin vznikají tauony (o které zde předvším jde). Vzniklé tauony se v 64% případů rozpadají na piony, v 18% na elektrony a v 17% na miony (za emise neutrin, které z detekčního prostoru unikají). Na základě záznamu stop částic ve fotoemulzi se mikroskopickým skenováním rekonstruuje kinematika původní interakce, což umožňuje stanovit polohu vzniku tauonu a místo jeho rozpadu. V systému jsou rozmístěny i plastové scintilátory, jejichž signál udává okamžik interakce a umožňuje stanovit, ve kterých fotoemulzích lze očekávat užitečný záznam; ty jsou vzápětí vyhodnoceny. Součástí systému jsou i elektronické "trackery" částic a magnetické spektrometry. V květnu r.2010 zde bylo poprve registrováno taunové neutrino, vzniklé oscilací z původně mionového neutrina.

Aktuální poznámka - záhada : Nadsvětelná rychlost neutrin?
Nedávno (v září 2011) se v tisku objevila zpráva, že v experimentu CNGS+OPERA se naměřila nepatrně nadsvětelná rychlost mionových neutrin vysílaných z urychlovače v CERN a detekovaných v podzemní laboratoři Gran Sasso. Na základě synchronizace času vyslání a přijetí (s použitím GPS) a statistického vyhodnocení detekce asi 16000 mionových neutrin experimentátoři CNGS změřili, že neutrina překonala vzdálenost 732km o asi 60 nanosekumd dříve, než kdyby letěla rychlostí světla (rychlost těchto neutrin by tedy byla asi o 2,5 tisícin procenta vyšší než rychlost světla). A hned se z toho vyvozovaly bombastické spekulace o neplatnosti speciální teorie relativity ("Einstein byl vyvrácen", "Musí se přepsat učebnice fyziky" a pod.). Všichni fyzikové doufáme, že je to "planý poplach", že se najde nějaká systematická chyba (pravděpodobně v synchronizaci času vyslání a přijetí). Jinak by to byl velký "průšvih"! Lze to přirovnat k situaci, že postavíte dům a těsně před dokončením vám nějaká laboratoř sdělí, že jej máte zbořit, protože v použitých cihlách byla nalezena určitá skrytá vada. A přitom z úplně stejných cihel byly postaveny stovky domů, které již stojí mnoho desítek let..!.. Prostě bychom z toho byli "blbí".
Speciální teorie relativity (STR) je s vysokou přesností ověřena pro všechny známé jevy, pro všechny ostatní částice. Je založena na existenci maximální rychlosti šíření interakcí, která je rovna ryclosti šíření elektromagnetických vln (a tedy i světla) ve vakuu. Touto rychlostí se pohybují částice s nulovou klidovou hmotností, kterými jsou především fotony. A jelikož u neutrin byla prokázána nenulová klidová hmotnost (byť nepřímo), měly by se pohybovat nepatrně pomaleji než světlo.
Kdyby se nepodařilo najít chybu, navrhoval bych prozkoumat např. následující spekulativní možnost vysvětlení:
    
  Některé supersymetrické unitární teorie pole obsahují tachyony - hypotetické částice pohybující se pouze nadsvětelnou rychlostí (viz §1.5, část "Hypotetické a modelové částice", pasáž "Tachyony", nebo podrobněji §1.6 "Čtyřrozměrný prostoročas a speciální teorie relativity", pasáž "Tachyony" v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu"). Tyto částice formálně nenarušují speciální teorii relativity, avšak vzhledem k některým svým "patologickým" vlastnostem nemohou jako reálné zřejmě existovat. Mohou však "existovat" jako virtuální tachyony. Mohlo by pak docházet ke kvantovému "mixování" vlnových funkcí reálných neutrin s nepatrným příspěvkem vlnových funkcí virtuálních tachyonů. Tento mix kvantových stavů by pak efektivně mohl způsobit nepatrně nadsvětelné rychlosti neutrin jako kvantový efekt na pozadí STR.V kvantové fyzice je běžné, že stavy reálných částic jsou ovlivňovány částicemi virtuálními, aniž se to považuje za porušení fyzikálních zákonů. Zbývalo by ale vysvětlit, proč se tento efekt pozoruje pouze u neutrin a u ostatních částic nikoli..?..
Možností "vysvětlení" by se jistě našlo víc, ale všechny by asi rovněž byly "přitažené za vlasy"
(např. prohlásit naměřenou rychlost neutrin za novou maximální rychlost šíření interakcí; nebo projev skrytých extra-dimenzí vícerozměrné mikro-struktury prostoročasu..?..). To však předbíháme.
  V každém případě, pokud se nepodaří najít systematickou chybu, musí být efekt ověřen zcela nezávislým experimentem. Pak teprve ho můžeme brát vážně a bude oprávněné vyvozovat nějaké dalekosáhlé závěry. Zatím se jedná jen o přírodovědně-fyzikální "folklór"...
Pozn.1: Ostatně, je zde rozpor s astronomickým pozorováním při výbuchu supernovy ve Velkém Magellanově oblaku (sousední galaxie vzdálená 170 000 světelných let) v r.1987, z něhož byla zaregistrována sprška 12 neutrin (viz níže "Neutrinový detektor KamiokaNDE"), která přišla asi o 3 hodiny dříve než byl astronomicky zaregistrován světelný záblesk. Tato časová diference neznamená, že by snad neutrina byla o něco rychlejší než světlo, ale je vysvětlena mechanismem výbuchu supernovy (níže v pasáži "Klidová hmotnost neutrin") a svědčí pro pohyb neutrin rychlostí světla s přesností řádu miliardtin procenta. Kdyby se neutrina pohybovala rychlostí jaká byla "naměřena" ve shora uvedeném experimentu, dorazil by k nám světelný záblesk z této supernovy o několik let později (o cca 4 roky), než sprška neutrin! To je tedy pádný argument proti nadsvětelné rychlosti neutrin. Je třeba ovšem podotknout, že se zde jedná převážně o elektronová (anti)neutrina o nižších energiích; avšak nevidíme zatím žádný důvod, proč by se mionová neutrina (která mají navíc klidovou hmotnost možná vyšší než elektronová) měla chovat jinak...
Pozn.2: R. van Elburg nedávno prozkoumal efekt dilatace času (podle speciální teorie relativity) mezi vztažnými soustavami Země a pohybující se družice GPS. Relativistická dilatace času způsobená pohybem hodin na palubě GPS vzhledem ke vztažné soustave Země by vedla k časové diferenci 32ns v CERN a 32ns v Gran Sasso. Tím by se možná onen rozdíl 60ns dal vysvětlirt..?..
Nalezla se technická chyba!
Koncem února 2012 našli sami experimentátoři CNGS+OPERA dvě technické chyby: nesprávné zpojení optického kabelu spojujícího počítač se signálem ze satelitu GPS a chybu v oscilátoru použitém k synchronizaci externího signálu GPS s řídícími hodinami experimentu OPERA. Tyto problémy mohly zkreslit měření a způsobit falešný výsledek, že svazek neutrin urazil vzdálenost 732km z CERNu do detektoru Gran Sasso o 60 nanosekund dříve než odpovídá rychlosti světla...

   Pokud se tento elektron e-´ pohybuje v nějakém prostředí (např. ve vodě) rychlostí vyšší než je rychlost světla v tomto prostředí, vysílá Čerenkovovo záření (mechanismus jeho vzniku a vlastnosti viz §1.6, pasáž "Čerenkovovo záření"), které lze detekovat fotonásobiči. Tento způsob detekce neutrin má sice vyšší prahovou energii (5MeV), jeho předností však je použitelnost i pro jiné druhy neutrin než jsou elektronová.


Detekce a spektrometrie neutrin s pomocí různých druhů jejich interakcí.
Vlevo: Některé principy detekce. Vpravo: Systém fotonásobičů SuperkamiokaNDE.

Neutrinový detektor Kamioka NDE
Detektor tohoto druhu, nazvaný Kamioka NDE (Kamioka Neutrino Detection Experiment *), byl pod vedením M.Koshiby zkonstruován v r.1982 v Japonsku - v cínovém dole Kamioka (v pohoří ... zvaném "Japonské Alpy") v hloubce 820m byla postavena nádrž obsahující asi 20000 tun vysoce čisté vody. Fotony Čerenkovova záření byly registrovány téměř 1000 velkými fotonásobiči; dalších 120 fotonásobičů, zapojených v antikoincidenci, obklopovalo tento systém v geometrii 4p. Elektronický systém zpracovávající impulsy z jednotlivých fotonásobičů umožňoval lokalizovat místo interakce neutrina, stanovit jeho energii a přibližně i směr příletu. Tento detektor tedy byl již spektrometrem, pracujícím v reálném čase (na rozdíl od dodatečné detekce Augerových elektronů v dřívějších radiochemických detektorech). Kromě zpřesnění výsledků z radiochemických detektorů a změření vysokoenergetické části spekter neutronů ze Slunce bylo na tomto detektoru dosaženo i dalšího významného úspěchu: dne 23.února 1987 byl zaregistrován záblesk 12 neutrin pocházející z výbuchu supernovy SN 1987A ve Velkém Magellanově oblaku (sousední galaxie vzdálená 170 000 světelných let).
*) Pozn. Detektor Kamioka NDE byl původně určen pro prokázání rozpadu protonu (zkratka NDE znamenala "Nucleon Decay Experiment") - podle některých verzí unitárních teorií velkého sjednocení (GUT = Grand Unifikační Teorie, sjednocují silné, slabé a elektromagnetické interakce) by proton neměl být stabilní částicí, ale rozpadal by se (např. p+®po+e+) s poločasem T1/2 >1030-40let. Tento poločas je natolik dlouhý, že se ve vesmíru od jeho vzniku možná ještě nerozpadl ani jeden proton! Nepřekvapuje, že detekce rozpadu protonu nebyla úspěšná. Šťastný nápad použít toto zařízení k detekci neutrin byl však velmi úspěšný, což dalo zkratce NDE nový význam.
Super Kamioka NDE 
   
Jako pokračování detektoru KamiokaNDE byl v r.1996 postaven ještě podstatně větší detektor Super KamiokaNDE, umístěný ve starém zinkovém dole 1700m pod povrchem hory Ikena Yama poblíž městečka Kamioka. Válcová nádrž o průměru 34m a výšce 36m, na jejichž vnitřních stěnách je rozmístěno 11 146 velkých fotonásobičů (průměr fotokadody téměř 50cm), je naplněna téměř 50 000 tunami superčisté vody. Fotonásobiče detekují Čerenkovovo záření elektronů nebo mionů vznikajících srážkou elektronových nebo mionových neutrin s protony a neutrony. Pomocí poměru četností produkce elektronů a mionů je systém schopen rozlišit elektronová a mionová neutrina. V r.1998 byly na této aparatuře prokázány oscilace atmosférických neutrin. Atmosférická neutrina neustále vznikají v horních vrstvách atmosféry při rozpadech pionů a posléze mionů, vytvářených interakcí tvrdého kosmického záření s atmosférou - viz §1.6, část "Kosmické záření", pasáž "Sekundární kosmické záření". Vznikají přitom mionová a elektronová neutrina (v poměru 2nm : 1ne). Neutrina energie En přicházející "zdola" procházejí skrze celou Zemi (vzdálenost L od místa jejich vzniku) a mají více času na prodělání oscilací, na rozdíl od neutrin přicházejících "zhora", které prošly jen několik kilometrů atmosféry a necelé 2km zeminy. Tato vertikální anizotropie v relativním zastoupení mionových neutrin byla detekčním systémem spolehlivě změřena. Byl pozorován znatelný úbytek detekované četnosti mionových neutrin pro L/En kolem 500km/GeV a navíc byl změřen opětovný nárust - "oživení" četnosti detekce mionových neutrin pro délky řádu L»103-104km/GeV, způsobený oscilačním chováním neutrin ve vzdálenosti větší než polovina oscilační délky Lo neutrin pro danou energii En (jak bylo diskutováno výše v pasáži "Oscilace neutrin").
Neutrinový detektor SNO 
   Další značné zdokonalení bylo realizováno v neutrinovém spektrometru SNO (Sudbury Neutrino Observatory) umístěném v hloubce 2km v dole u Sudbury v Ontariu v Kanadě. Zde je uvnitř nádoby se 7000 tun "lehké" vody (1H2O) umístěna další nádoba s 1000 tunami těžké vody (2H2O, tj. D2O). Záblesky Čerenkovova záření sleduje přes světlovodné trubice více než 9500 vnějších fotonásobičů. Neutrina způsobují v materiálu detektoru (vodě a těžké vodě) tři druhy reakcí:
a) Pohlcení elektronového neutrina neutronem v deuteriu, při němž se neutron změní na proton a energetický elektron. Deuteron, který je slabě vázaným jádrem, se pak rozpadne na dva protony a elektron: ne + 2H ® p + p + e-. Rychle letící elektron vyvolá Čerenkovovo záření.
b) Rychle letící neutrino se "srazí" s neutronem či protonem v deuteriu a při pružném rozptylu předá část kinetické energie, což způsobí rozpad deuteronu na proton a neutron: n + 2H ® nrozptýlené + p + no. Uvolněný neutron je pak pohlcen jiným deuteronem, přičemž se emituje foton záření g. Tento foton g při fotoefektu či Comptonově rozptylu v látce vyrazí elektron, který způsobuje Čerenkovovo záření.
c) Neutrino se "srazí" s elektronem a při pružném rozptylu jej urychlí natolik, že vyvolává Čerenkovovo záření.
  Proces a) je možný pouze s elektronovým neutrinemne, zatímco procesy b) a c) může vyvolat libovolné neutrino. Procesy a) a b) nastávají pouze v deuteriu v těžké vodě, proces c) nastává stejně na elektronech v lehké i těžké vodě. Analýzou těchto procesů lze tak měřit nezávisle jak tok elektronových neutrin, tak i tok všech neutrin (tj. elektronových + mionových + tauonových) dohromady. Výsledky měření ukázaly, že nedostatek slunečních neutrin ve všech předchozích experimentech je způsoben neutronovými oscilacemi.
KamLAND - scintilační detektor neutrin z jaderných reaktorů 
   Japonský detektor KamLAND (Kamoioka Liquid Scintillator Neutrino Detector; původně zde byl KamiokaNDE, který byl předělán na KamLAND) je tvořen kulovou nádobou o průměru 13m, naplněnou kapalnou scintilační látkou detekující pozitrony vzniklé při záchytu antineutrina protonem. Scintilační záblesky jsou registrovány soustavou více než 18000 fotonásobičů rozmístěných na vnitřní stěně nádoby. Scintilační nádoba je obklopena vnějším Čerenkovovým detektorem s 3200 tunami vody. Energii neutrina je možno přibližně stanovit ze scintilace pozitronu. Vznikající neutrony jsou na dráze do asi 10cm zachycovány jádry vodíku, přičemž se vyzařují fotony záření g o energii asi 2MeV, způsobující rovněž scintilaci detekovanou soustavou fotonásobičů. Přístroj je určen k detekci antineutrin z okolních jaderných reaktorů, přičemž je určováno energetické spektrum a zastoupení elektronových antineutrin v závislosti na uražené vzdálenosti. Detektor umožnil detailnější studium oscilací neutrin, které potvrdilo a doplnilo výsledky z obou systémů zmíněných výše.

Detekce neutrin v ledovcích
Zajímavou a poněkud kuriózní možnost detekce rychlých neutrin představuje využití mohutných mas přírodního ledu v rozsáhlých ledovcích nacházejících se především v Antarktidě. Při nárazu vysokoenergetického neutrina na proton (v některém z jader molekuly vody - ledu) vznikne mion m o vysoké energii, který podél své dráhy pohybu ledem za sebou zanechává namodralý světelný kužel Čerenkovova záření. Jeho směr umožňuje určit směr dráhy původního neutrina. V kilometrových hloubkách v nitru ledovce za vysokých tlaků je led vysoce průhledný, kompaktní a bez bublinek, takže záblesky mionů lze detekovat do vzdáleností desítek až stovek metrů. Rozmístění fotonásobičů, spolu s koincidenční analýzou detekovaných impulsů, umožňuje prostorovou rekonstrukci kužele.
Pokud jsou optické senzory - fotonásobiče - obráceny směrem do nitra Země, detekují se neutrina přicházející z opačné strany, severní polokoule, procházející skrz zeměkouli. Z tohoto směru jsou totiž zcela odstíněny rušivé miony pocházející ze sekundárního kosmického záření. Systém je schopen detekovat nejen běžná neutrina s energiemi několik MeV, ale i vysoce energetická neutrina s energiemi řádu TeV i vyššími.
   Prvním systémem tohoto druhu je projekt AMANDA (Antarctic Mion And Neutrino Detector Array) budovaný v letech 1996-2000. Sestává z více než 700 fotonásobičů, uložených v tlakuvzdorných skleněných koulích, zapuštěných pod antarktický led v 19 šachtách hloubky přes 2km*). Fotonásobiče jsou napájeny elektrickými kabely, detekované impulsy jsou světelnými kabely vedeny do vyhodnocovacího zařízení. Dosažené úhlové rozlišení pro neutrina z kosmického záření je kolem 1°.
*) Šachty do ledu jsou "vrtány" proudem horké vody 80°C, spustí se do nich fotonásobiče, načež šachta po několika hodinách opět zamrzne. V ledu zamrzlé fotonásobiče však zůstanou elektricky propojeny s vyhodnocovacím centrem.
   Připravuje se ještě větší systém detekce neutrin v antarktickém ledovci, nazvaný ICECUBE (Ice Cube - krychle ledu). Měl by sestávat z asi 5000 fotonásobičů, rozmístěných na řadě míst (síť asi 70 šachet) v různých hloubkách pod ledem. Detekcí světelných záblesků bude pokryta krychle 1´1´1 kilometr ledu. Všechny fotonásobiče budou vybaveny digitálními mikroprocesory s rychlým přenosem dat do vzdálených vyhodnocovacích počítačů.
Podmořská detekce neutrin 
Čerenkovovo záření, vznikající průletem mionů, lze detekovat i ve vodě ve velkých hloubkách v moři. Prvním prototypem podmořského detektoru neutrin byl DUMAND (Deep Underwater Muon And Neutrino Detector) s 24 fotonásobiči u pobřeží Big Island of Hawaii. Prvním funkčním detektorem neutrin tohoto typu je BAJKAL se 192 fotonásobiči, který úspěšně pracuje v hloubce 1500m pod hladinou sibiřského jezera Bajkal.
  Ve stádiu přípravy je podmořský detekční systém neutrin ANTARES (Astronomy with a Neutrino Telescope and Abyss environmental RESearch*), který bude vybudován v r.2006-2007 ve Středozemním moři asi 40km od Francouzského pobřežního města Toulon. Do hloubky 2400m pod hladinu moře (kam již neproniká denní světlo) bude postupně spuštěno 12 vertikálních nosných lan, každé délky 450m, nesoucích celkem 900 fotonásobičů. Detekční systém bude pokrývat plochu asi 200´200m. Záblesky Čerenkovova záření z prolétajících mionů vyvolávají ve fotonásobičích elektrické impulsy, které budou detekovány v koincidenci. Toto záření z mionů musí být odlišeno od pozadí způsobeného bioluminiscencí podmořských organismů a od Čerenkovova záření velkého počtu elektronů energie okolo 1MeV, vznikajících b-rozpadem radioaktivního draslíku 40K.
*) Vedle detekce neutrin je experiment ANTARES též součástí interdisciplinárního podmořského a oceánografického výzkumu, jako je monitorování podmořského prostředí, hlavně bioluminiscence; bude obsahovat i seismografická čidla.
  Experiment ANTARES bude v dalších letech pokračovat projekty NEMO (NEutrino Mediterranean Observatory) asi 80km od pobřeží Sicilie a NESTOR (NEutrinos from Supernova and TeV Sources, Ocean Range) u pobřeží Řecka, čímž bude realizována detekce neutrin v objemu řádově 1 km3. Bude tím pokrývána geografická oblast do značné míry komplementární k výše zmíněnému antarktickému detektoru IceCube.
   Hlavním úkolem rozsáhlých ledovcových a podmořských detektorů je hledání vysokoenergetických neutrin, která mohla vznikat při bouřlivých kosmických událostech, především při výbuchu supernov a při samotném vzniku vesmíru, při velkém třesku. Detekce takových neutrin by mohla být cenným zdrojem informací o procesech jiným způsobem nepozorovatelných. Lokalizace zdrojů vysokoenergetických neutrin by mohla objasnit mechanismus protonové akcelerace a odpovědět tak na otázku původu vysokoenergetického kosmického záření.

Význam detekce neutrin
Vedle základního (většinou čistě teoretického) výzkumu vlastností neutrin a částicových interakcí s jejich účastí, může mít detekce neutrin význam i pro studium různých procesů zde na Zemi i ve vesmíru. Neutrina totiž, díky své extrémní pronikavosti, jsou jediné částice, které jsou schopné "vynést" informace o jaderných a částicových procesech z nitra masívních, rozsáhlých či kompaktních objektů, odkud žádné jiné záření absolutně nepronikne.
   Zde na Zemi může zvýšený počet detekovaných neutrin v určitých místech indikovat výskyt ložisek přírodních radioaktivních látek (i ve velkých hloubkách pod zemí) - uranu a thoria, při jejichž radioaktivním rozpadu, v rozpadových řadách, vznikají i neutrina (elektronová antineutrina).
   Detekce toku solárních neutrin umožňuje testovat okamžitou intenzitu termonukleárních reakcí v nitru Slunce (zvláště proto-protonového cyklu). Ani vysoká hustota a tloušťka plasmatu ve slunečním nitru nezabrání neutrinům opustit prakticky okamžitě oblast svého zrodu a "vynést" tak ven příslušnou informaci (na rozdíl od fotonů, které se po statisíce let "prodírají" plasmou, s postupnou degradací energie, z nitra k povrchu, než se vyzáří; mohou nést informaci pouze o povrchových vrstvách Slunce).
   Neutrina dále přinášejí důležité informace o bouřlivých procesech ve vzdáleném vesmíru. Jsou to především výbuchy supernov, při nichž je emitováno kolosální množství neutrin (elektronových ne). Reliktní neutrina, pocházející z leptonové éry, mohou poskytnout důležité informace o dynamice nejranějších fází vývoje vesmíru a formování jeho struktury.
   Širší využití možností poskytovaných neutriny je však vázáno na zdokonalení detekční techniky neutrin.

Klidová hmotnost neutrin
Původní Fermiho teorie předpokládala, že klidové hmotnost neutrina je nulová. Počátkem 80.let se však rozvinuly rozsáhlé diskuse o klidové hmotnosti neutrin: zda neutrino má nulovou klidovou hmotnost (a je tedy vlnové povahy - jako kvantum záření se šíří rychlostí světla c), či nenulovou, byť velmi malou, klidovou hmotnost m
0n (a je tedy částicí pohybující se pomaleji než světlo). Tyto diskuse byly podníceny prvními úspěšnými pokusy s detekcí neutrin v 70. a 80.letech, kdy se ukázalo, že tok slunečních neutrin je asi 3-krát nižší, než se očekávalo na základě analýzy termonukleárních a následných reakcí v nitru Slunce. Tento deficit slunečních neutrin se označoval jako "záhada slunečních neutrin", nebo dokonce jako "neutrinový skandál". V r.1985 přišli Mišejev, Smirnov a Wolfstein s hypotézou, že neutrina během svého letu "oscilují" mezi stavy elektronového, mionového a tauonového neutrina, což vede k tomu, že se stávají střídavě viditelnými a neviditelnými pro tehdejší detektory schopné zaznamenat pouze elektronová neutrina. Mechanismus oscilací však může fungovat jen tehdy, když neutrina mají nenulovou klidovou hmotnost (aspoň dva druhy-stavy neutrina); bylo diskutováno výše v pasáži "Oscilace neutrin". Změřit, či alespoň odhadnout, klidovou hmotnost neutrin lze několika způsoby.
   V principu by hmotnost neutrina m0n bylo možno stanovit na základě zákona zachování energie při b-rozpadu, pokud bychom znali rozdíl hmotností DM mateřského a dceřinného jádra. Změřením maximální energie vylétajících elektronů Ebmax lze na základě zákona zachování energie v principu stanovit klidovou hmotnost elektronového neutrina - čím těžší je neutrino, tím méně kinetické energie zbývá na elektron b; klidová hmotnost neutrina pak činí m0n = (DM.c2 - Ebmax)/c2. Závislost koncové části spojitého spektra beta na klidové hmotnosti neutrina je znázorněna na obr.1.2.3 vpravo.
   Při přímočarém změření rozdílu hmotností
DM mateřského a dceřinného járda hmotnostním spektrometrem a energie Ebmax elektronovým spektrometrem jsou však měřící chyby podstatně větší než hledaná hodnota m0n.c2 [eV]. K energetické analýze záření b se proto používá linearizace spektra pomocí shora zmíněné transformace - Fermi-Kurieův graf (pasáž "Tvar spektra záření beta"). Pokud je klidová hmotnost neutrina nulová, bude Fermi-Kurieův graf lineární až do maximální hodnoty: bude mít i koncový úsek lineární a bude protínat energetickou osu v bodě maximální energie b. V případě nenulové klidové hmotnosti neutrina bude elektron beta vždy ochuzen o energii nutnou pro produkci této nenulové hmotnosti. V počátečních úsecích spektra se to projeví jen nepatrně a linearita F-K-grafu zde zůstane zachována. V koncovém úseku F-K-grafu se však v případě nenulové hmotnosti neutrina na lineární závislosti objeví malý "ohyb", spektrum klesá rychleji a je "předčasně" ukončeno (dosáhne nulové hodnoty) u poněkud nižší energie Ebmax - m0n.c2, srovnejme s obr.1.2.3 vpravo. Vzhledem k transformaci, kterou je nutno použít pro linearizaci spektra b, při analýze tvaru Fermi-Kurieho spektra zjišťujeme druhou mocninu hmotnosti neutrina m0n2.
   Vhodným b-radionuklidem pro tato měření je tritium 3H. Měření jsou velmi obtížná, neboť hledáme efekty mnohem menší než je "rozmazání" energie způsobené zpětným rázem jader (podle zákona akce a reakce při emisi b je jádro odraženo opačným směrem) i tepelným pohybem; měření se prováděla za teplot blízkých absolutní nule a zkoumaná b-radioaktivní jádra 3H byla vázána ve vysokomolekulární látce, aby zpětný ráz převedený na celou molekulu byl malý. U některých nových plánovaných experimentů se bude používat plynný radioaktivní zdroj 3H, aby byly co nejmenší energetické ztráty elektronů ve spektru.
   Počáteční měření, vycházející z detailní analýzy tvaru koncové části spojitého spektra záření
b, dávala zpočátku poměrně vysoké hodnoty mon»40eV, později se však hodnoty snižovaly na 5eV, což při měřicích chybách větších než +5eV připouštělo i nulovou hodnotu. Teprve v nedávné době se experimenty přiklonily k nenulové klidové hmotnosti neutrin - byla totiž prokázána tzv. oscilace neutrin (výše popsané experimenty Super-Kamiokande, SNO, KamLAND) - samovolná přeměna mezi neutriny elektronovými ne, mionovými nm a taunovými nt , která může nastat jen při jejich nenulové klidové hmotnosti. Tato měření oscilace neutrin však neposkytují žádnou absolutní škálu neutrinových hmotností; říkají jen, že alespoň dvě ze tří neutrin mají nenulovou klidovou hmotnost a pro to nejtěžší z nich udávají odhad dolní hranice >0,05eV.
  Poslední výsledky měření tvaru spektra
b tritia 3H na speciálních elektrostatických spektrometrech s magnetickou kolimací (v laboratořích v Troicku a v Mainzu) udávají horní hranici mon<2,3eV. Nové plánované experimenty a příp. analýza bezneutrinového dvojného rozpadu beta by tuto hranici měla ještě dále snížit a upřesnit. Jedním z těchto připravovaných experimentů je KATRIN (Karlsruhe Tritium Neutrino Experiment), budovaný v mezinárodní spolupráci ve speciální Tritiové labotaroři v Karlsruhe. Bude tvořen plynným tritiovým zdrojem, jedním menším "filtračním" spektrometrem a obřím hlavním spektrometrem částic b (průměr 10m, délka 23m). Další plánovaný nezávislý experiment nese označení MARE (Microcalorimeter Arrays for a Rhenium Experiment), který bude měřit záření b radionuklidu 187Re, který má ze všech nejnižší energii jen 2,5keV, avšak extrémně dlouhý poločas rozpadu T1/2=4,3.1010 let; měrná aktivita a intenzita záření je proto velmi nízká. Místo obvyklých spektrometrických metod zde bude použito velkého počtu kryogenních mikrokalorimetrů (jejich princip je stručně nastíněn v §2.5 "Polovodičové detektory"), v nichž bude elektronicky detekován nepatrný vzrůst teploty vyvolaný úplným pohlcením částice b ve vzorku Re. Od těchto budoucích experimentů se očekává citlivost na hmotnost neutrin cca 0,2eV.
  Další možnosti stanovení (či odhadu) klidové hmotnosti neutrin poskytují astronomická pozorování. Jednou z možností, bohužel velmi vzácnou, je pozorování výbuchu supernovy: v iniciální fázi při něm vzniká intenzívní světelný záblesk a mohutný výron neutrin. Pokud by se nám podařilo pozorovat světelný záblesk (či záblesk tvrdšího fotonového záření - X, g) a zároveň detekovat "záblesk" neutrin z téže supernovy, pak z časového rozdílu mezi příchodem fotonového a neutrinového záblesku můžeme stanovit, o kolik pomaleji než světlo se na cestě vesmírem pohybovaly neutrina. Z toho by pak podle zákonitostí speciální teorie relativity bylo možno stanovit klidovou hmotnost neutrin *)
*) Čistě teoreticky: nulový časový rozdíl by odpovídal nulové klidové hmotnosti; čím větší časový rozdíl, tím větší klidová hmotnost neutrin. Skutečnost je však bohužel složitější. Při iniciální fázi výbuchu supernovy - vzniku neutronové hvězdy - se rychle vyzáří obrovské množství neutrin, které téměř bez překážky a okamžitě vyletí do okolního vesmíru. Záblesk světla (a obecně elektromasgnetického záření) se však formuje delší dobu a "pracně se prodírá" hustou hmotou a plynovou obálkou. Proto neutrina ze supernovy přiletí ke vzdálenému pozorovateli zpravidla o něco dříve než světelný záblesk. Záblesk neutrin je rychlý - trvá jen několik desítek sekund, světelný záblesk je zpožděný, postupně sílí a maxima dosahuje až po několika hodinách. Měření při výbuchu supernovy ve Velkém Magellanově oblaku v r.1987 neprokázala (s ohledem na zmíněné skutečnosti) diferenci v rychlosti světla a neutrin a ukázala tím na velmi malou klidovou hmotnost neutrin.
   
Nepřímé (a bohužel modelově závislé) odhady klidové hmotnosti neutrin lze v rámci kosmologie odvodit z měření anizotropie reliktního záření a z analýzy mechanismů utváření velkorozměrových struktur v raném stádiu vývoje vesmíru.

   Nezaujatého člověka možná překvapí, "jaké mají ti fyzikové starosti?" - jestli takové téměř nic jako je neutrino má nicotně malou, či zcela nulovou klidovou hmotnost! Zájem o tuto problematiku však byl podnícen z úplně opačné strany přírodovědeckého bádání než je mikrosvět - ze strany relativistické astrofyziky a kosmologie - viz kap.5 "Realativistická kosmologie" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu". Standardní kosmologický model vzniku a vývoje vesmíru totiž ukazuje, že krátce po velkém třesku - v tzv. leptonové éře - vzniklo ve vesmíru tak obrovské množství neutrin, že kdyby jejich klidová hmotnost byla větší než cca 5eV, byla by svým gravitačním působením schopna "uzavřít vesmír" - nynější rozpínání vesmíru by se (ve vzdálené budoucnosti) zastavilo, vesmír by se začal smršťovat a skončil by nakonec v "ohnivé peci" velkého krachu. V opačném případě by se vesmír rozpínal neustále (a konečným stavem by byla jakási "tepelná smrt" - zastavení všech procesů uvolňujících energii, pokles teploty na absolutní nulu ...); podrobnosti v §5.6 "Budoucnost vesmíru. Šipka času." zmíněné monografie "Gravitace, černé díry...". Taková gnoseologická situace je pro současnou fundamentální fyziku, astrofyziku a kosmologii příznačná - že totiž nejnepatrnější částice jakou známe (takové skoro "nic" jako je neutrino) může svou efemerní vlastností "mít či nemít klidovou hmotnost" rozhodovat o osudu toho největšího co jest - celého vesmíru. Jedním z paradoxů fyziky mikrosvěta je též to, že na ty nejmenší částice potřebujeme mít největší přístroje - viz §1.5 "Elementární částice".
 Pozn: Zde jsme se letmo dotkli evoluce vesmíru v souvislosti s neutriny. Situace je však mnohem složitější - neutrina jsou jen jedním z "kandidátů" na temnou hmotu ve vesmíru, scénářů evoluce vesmíru je rovněž celá řada, podobně jako může být "více vesmírů" (viz práci "
Antropický princip aneb kosmický Bůh"). Každopádně, nyní stanovená klidová hmotnost neutrin ukazuje, že neutrina by na uzavření vesmíru, či metagalaxie, patrně nestačila. Vyskytly se ale spekulace, že vhodným "kandidátem" na temnou hmotu by mohli být neutralina - bosonoví superpartneři k neutrinům, jejichž existenci předpovídají tzv. supergravitační teorie (viz §1.5 "Elementární částice" a §B.6 "Sjednocování fundamentálních interakcí. Supergravitace. Superstruny." v knize "Gravitace, černé díry...."). Navíc poslední pozorování vzdáleného vesmíru naznačují, že kromě temné hmoty je vesmír zaplněn i jakousi "temnou energií" způsobující akcelerující expanzi vesmíru - viz závěr již zmíněné kapitoly "Budoucnost vesmíru. Šipka času.".


Radioaktivita b+
Dalším druhem radioaktivity beta je radioaktivita b+. Její základní schéma je v levé části obr.1.2.4.


Obr.1.2.4. Základní schéma radioaktivity b+ a elektronového záchytu.

Při této jaderné přeměně je jádrem emitována částice b+, což je antičástice k elektronu e- - pozitron e+. Z hlediska elektrického náboje není sice emise b+ tak paradoxní jako b-, ale ani pozitrony v jádře nejsou. Radioaktivita b+ se vyskytuje u radionuklidů v nichž protony převládají nad neutrony (tzv. neutron-deficitní jádra). Mechanismus vzniku b+ si tedy můžeme alegoricky vysvětlit takto: Některého z "nadbytečných" protonů omrzí být protonem a zachce se mu stát vzácnějším neutronem - udělá to přeměnou p+ ® no + e+ + n. Neutron no jakožto legitimní nukleon zůstává v jádře vázán silnou interakcí, zatímco pozitron e+ vyletí velkou rychlostí ven jako částice b+. Při radioaktivitě b+ se nukleonové číslo nemění (stejně jako u b-), avšak protonové číslo se zmenší o 1 - dceřinnné jádro se posune o jedno místo doleva v Mendělejevově periodické tabulce.
Příkladem radioaktivity beta+ je pozitronová přeměna uhlíku 11C6 ® 11B5 + e+ + n na bór, nebo fluoru 18F9 ® 18O8 + e+ + n na kyslík.
 
 Aby k radioaktivitě b+ mohlo dojít, musí být splněna hmotnostně~energetická podmínka m(Z-1,N) + 2me < m(Z,N), kde m(Z,N) je hmotnost jádra s protonovým číslem Z a nukleonovým číslem N, me je klidová hmotnost elektronu (která je shodná s klidovou hmotností pozitronu). Tedy rozdíl hmotností mateřského a dceřinného jádra musí být větší než 1,022MeV (=2me).
  Energetická bilance se zde opět dá dobře vysvětlit slupkovým modelem struktury atomového jádra, diskutovaným v předchozím §1.1. Pokud je v jádře nadbytek protonů nad neutrony, budou zaplňovat protony poněkud vyšší energetické hladiny než neutrony. Jádro pak může přejít do stavu s nižší energií tak, že proton se přemění b+-přeměnou na neutron, který přejde na volnou neutronovou hladinu s nižší energií.
Pozn.: Na první pohled se může zdát paradoxní, že lehčí částice - proton, se může samovolně přeměnit na těžší částici - neutron, v rozporu se zákonem zachování energie! Opravdu, volný proton se nikdy nerozpadne b+-rozpadem na neutron (podle klasické teorie je proton stabilní, i když některé hypotézy grandunifikačních teorií předpovídají možnost nestability a rozpadu protonu, avšak jiným mechanismem a navíc s téměř nekonečně velkou dobou života větší než cca 1033let). V jádrech však na protony a neutrony nemůžeme pohlížet jako na volné; jsou součástí vyššího celku (jádra) vázaného silnou interakcí. Právě tato vazba poskytne energii potřebnou k přeměně protonu. O stabilitě jádra pak spolurozhoduje nejen součet hmotnosti nukleonů, ale i vazbová energie nukleonů. Pokud v dané vázané konfiguraci má jádro, složené z p protonů a n neutronů, vyšší celkovou energii~hmotnost než jádro z p-1 protonů a n+1 neutronů (a to nejméně o klidovou hmotnost elektronu, tj. 511keV), nastává situace, kdy může dojít k b+-rozpadu. A je to zcela v souladu se zákonem zachování energie.

Pozitronové záření b+
Všechno o spojitém energetickém spektru a vyzáření neutrina zde platí analogicky jako u
b- (jen při přeměně b- se vyzařuje antineutrino, zatímco při b+ neutrino). Co se týče dalšího osudu vyzářeného b+, byl by stejný jako u b- pouze ve vakuu - pozitron e+ je stejně stabilní částice jako e-, takže by ve vakuu "odletěl na druhý konec vesmíru" *).
*) Pozn.: Tvrzení, že emitovaná částice ve vakuu "odletí na konec vesmíru" je zde míněno spíše teoreticky a obrazně. Pohyb částic ve vesmíru je ve skutečnosti ovlivňován třemi faktory:
1. Gravitace, která svým univerzálním působením zakřivuje dráhy všech částic včetně fotonů.
2. Magnetické pole zakřivující dráhy elektricky nabitých částic.
3. Interakce nabitých částic s elektromagnetickým reliktním zářením, při němž tyto částice obráceným Comptonovým rozptylem ztrácejí energii.
   Tyto jevy způsobují, že skutečný dolet částic ani ve volném vesmíru není neomezený. Nabité částice o nižších energiích zůstávají "uvězněny" v prostoru galaxie, kde budou složitě obíhat v magnetickém a gravitačním poli. Vysokoenergetické částice sice mohou uniknout z magnetického pole galaxie, ale budou brzděny obráceným Comptonovým rozptylem na všudypřítomném reliktním elektromag. záření. Částice ani fotony elektromagnetického záření nejsou schopny překonat horizonty událostí vznikající podle obecné teorie relativity v gravitací zakřiveném prostoročase vesmíru ("
Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu").
  V látce je však osud
b+ diametrálně odlišný (viz obr.1.6.1 v §1.6 , část "Interakce nabitých částic - přímo ionizující záření "). Dokud má b+ velkou rychlost, vytrhává při průletu kolem atomů svými elektrickými silami elektrony z obalu a ionizuje tedy podobně jako b-. Po dostatečném zabrzdění (ve vodě či tkáni po cca 1-4mm) se však pozitron e+ setká elektronem e- *), a jelikož to jsou "antagonistické" antičástice, vzájemně se zlikvidují ("požerou se"): dojde k jejich anihilaci e+ + e- ® 2g - přemění se na dvě kvanta tvrdého záření g o energiích 511keV, které vyletí z místa anihilace přesně v protilehlých směrech (pod úhlem 180o v těžišťové soustavě). Tato skutečnost se využívá u scintigrafické metody pozitronové emisní tomografie PET, jak je popsáno v §4.3. Máme-li tedy vzorek radioaktivní látky b+, dochází již v nitru tohoto vzorku k anihilaci pozitronů s elektrony, takže v jeho okolí prakticky žádné pozitrony nezaregistrujeme, ale takový vzorek bude zdrojem intenzívního tvrdého záření g o energii 511keV. A stejně když radioindikátor značený b+ radionuklidem aplikujeme do organismu - každý pozitron ve vzdálenosti cca 1-3mm od místa svého vzniku anihiluje s elektronem a my můžeme v koincidenci detekovat dvě kvanta záření g o energii 511keV vylétající v opačných směrech - na tom je založena scintigrafie PET (viz pasáž "Kamery PET" v kap.4 "Radioisotopová scintigrafie").
*) Pozitronium
Těsně před vlastní anihilací elektron e- a pozitron e+ mohou na chviličku kolem sebe obíhat (obíhají kolem společného těžiště) - utvoří zvláštní vázaný systém (podobný atomu vodíku) zvaný positronium (Ps). Rozměr "atomu" pozitronia je dvojnásobek atomu vodíku, vazbová energie pozitronia je 6,8 eV. Podle vzájemné orientace spinů elektronu a pozitronu může být pozitronium buď v singletním stavu 1S0 s opačně orientovanými spiny - tzv. parapozitronium p-Ps (1/4 případů), nebo v tripletním stavu 3S1 se souhlasně orientovanými spiny - tzv. orthopozitronium o-Ps (3/4 případů).
  Tento systém pozitronia je však nestabilní, obě částice se za vyzařování elektromagnetických vln k sobě po spirále přibližují; u p-Ps za cca 120ps na sebe "dopadnou" a dojde k vlastní anihilaci na dva fotony g, každý o energii 511keV. V případě o-Ps je anihilace na dva fotony zakázána kvantovými výběrovými pravidly (souvisí se zákonem zachování spinového momentu hybnosti - každý z fotonů má spin 1), takže o-Ps by se ve vakuu rozpadalo s poměrně dlouhou dobou života cca 140ns emisí 3 fotonů se spojitým energetickým spektrem (celkovou energii 1022keV si fotony rozdělí stochastickým způsobem). V látce však pozitron vázaný v o-Ps daleko dříve stačí anihilovat s některým "cizím" elektronem z okolního prostředí, který má opačnou orientaci spinu - vznikají opět dva fotony g o energiích 511keV.
  Při anihilaci pozitronu s elektronem vznikají v naprosté většině případů 2 fotony gama, jak bylo výše uvedeno. Někdy jich však může vzniknout i více, avšak s velmi malou pravděpodobností (pravděpodobnost, že při e-e+-anihilaci vznikne 2+n fotonů je úměrná a-n, kde a=1/137 je konstanta jemné struktury). Pokud pozitron interaguje s elektronem vázaným v atomovém obalu, může být zánik takového páru doprovázen i vysláním pouze jediného fotonu, přičemž část energie a příslušná hybnost mohou být předány buď atomovému jádru nebo některému z ostatních elektronů; pravděpodobnost tohoto procesu je však velice malá a v praxi se neuplatňuje.
  Doba života pozitronů v látkách činí řádově stovky pikosekund. Přesná hodnota však záleží na lokálních elektronových hustotách a konfiguracích, čehož se využívá ve spektroskopické metodě PLS (Positron Lifetime Spectroscopy). Zkoumaný materiál se lokálně ozařuje b+- g zářičem (nejčastěji 22Na), přičemž doba života pozitronů se stanovuje na základě měření zpožděných koincidencí mezi detekcí fotonu záření g z ozařujícího radionuklidu (u 22Na je to g 1274 keV) a detekcí anihilačního fotonu g 511 keV.

Rozdíl energetického spektra b- a b+
Spektrum záření beta nakreslené výše na obr.1.2.3 je teoretické a ideové, nebere v úvahu elektrické síly mezi elektrony či pozitrony a atomovým jádrem, které je emituje. Ve skutečnosti se spojité spektrum b- a b+ svým tvarem poněkud liší v oblasti nízkých energií. U b- je větší zastoupení elektronů nižších energií, neboť elektrony jsou při výletu z jádra zpomalovány elektrickými přitažlivými silami v poli kladně nabitého jádra. Pozitrony b+ jsou po opuštění jádra naopak elektrickým odpuzováním urychlovány, získávají dodatečnou kinetickou energii - je menší podíl nízkých energií v pozitronovém spektru. Elektrická Coulombovská interakce tedy způsobuje v oblasti velmi nízkých spektrálních energií obohacení emise pomalých elektronů a úbytek emise pomalých pozitronů:
        
                        Typický tvar spojitého spektra záření beta- a beta+

Elektronový záchyt
Posledním, a tak trochu zvláštním, druhem radioaktivity beta je elektronový záchyt. Je alternativním procesem k rozpadu b+ u jader s přebytkem protonů. "Přebytečný" proton může svého cíle "stát se neutronem" dosáhnout nejen přeměnou p+ ® no + e+ + n vedoucí k radioaktivitě b+, ale i jiným způsobem. Kolem jádra obíhají v atomu elektrony. Proton, který se "chce změnit na neutron" si může "sáhnout" na oběžnou dráhu, uchvátit elektron *) a sloučit se s ním: p+ + e-® no + n - obr.1.2.4 vpravo. Tento proces se nazývá elektronový záchyt (EC - Electron Capture); jelikož může nastat záchycení elektronu z hladiny K, nebo L či M atomového obalu, nazývá se někdy tento pochod také K-záchyt, nebo záchyt L či M. Nejčastěji nastává K-záchyt elektronu v singletním stavu s, neboť tento orbital má poměrně výrazný přesah do oblasti jádra. Elektronový záchyt se též někdy nazývá inverzní beta-rozpad (pohlcení elektronu je opakem emise elekronu z jádra u beta-- rozpadu). Posunovací pravidla mezi nukleonovým a protonovým číslem mateřského a dceřinného jádra jsou stejné jako u b+, tj. (Z,N)®(Z-1,N).
*) Je to jen humorně-alegorická formulace! Podle zákonitostí kvantové mechaniky část vlnové funkce obíhajícího elektronu zasahuje až do oblasti jádra, takže popsaný proces elektronového záchytu může přímo a bezprostředně nastat.
  Při elektronovém záchytu se žádné korpuskulární záření z jádra nevysílá (pomineme-li nezachytitelná neutrina), energie se rozdělí na energii neutrina a vazbovou energii elektronu při pohlcení protonem v jádře. Jedná se tedy vůbec o radioaktivitu ve smyslu naší úvodní definice a schématu na obr.1.2.1? Odpověď zní: ano! Za prve, dochází k transmutaci jádra. Za druhé, na uprázdněné místo po elektronu na slupce K okamžitě přeskočí elektron z vyšší slupky (L) za vyzáření charakteristického X-záření; každý radionuklid rozpadající se elektronovým záchytem je zdrojem intenzívního rentgenového záření. A za třetí, jak uvidíme níže, dceřinné jádro B vzniká většinou v excitovaném stavu a při deexcitaci vyzařuje záření
g. Elektronový záchyt je často doprovázen emisí tzv. Augerových elektronů (viz níže v části "Radioaktivita gama", pasáž "Vnitřní konverze záření g"), vznikajících vnitřní konverzí charakteristického X-záření.
*) Je to jen humorně-alegorická formulace! Podle zákonitostí kvantové mechaniky část vlnové funkce obíhajícího elektronu zasahuje až do oblasti jádra, takže popsaný proces elektronového záchytu může přímo a bezprostředně nastat.
  Elektronový záchyt je alternativním ("konkurenčním") způsobem rozpadu těch neutron-deficitních jader, které mají dostatek energie pro emisi pozitronu. K elektronovému záchytu dochází primárně tehdy, když hmotnost mateřského jádra m(Z,N) je sice větší než hmotnost jádra dceřinného m(Z-1,N), ale o méně než klidovou hmotnost elektronu a pozitronu 2m
e=1,022MeV. Emise pozitronu b+ v tomto případě nemůže nastat (není k dispozici dostatečná energie přeměny), takže elektronový záchyt je jediným možným způsobem přeměny. Pokud je rozdíl m(Z,N) - m(Z-1,N) > 2me, je možná přeměna mateřského jádra (Z,N) na jádro (Z-1,N) jak emisí b+, tak elektronovým záchytem (většinou dochází přednostně k přeměně b+).
  
Elektronovým záchytem se přeměňuje např. 57-kobalt 57Co27 + e- ® 57Fe26 + n na železo, nebo 125-jód 125I53 + e- ® 125Te52 + n na telur.
Dvě zvláštnosti elektronového záchytu : 
¨ 1. Elektronový záchyt EC je jediným druhem radioaktivní přeměny jádra (vedle procesu vnitřní konverze gama při deexcitaci vzbuzených hladin - izomerním přechodu, je popsáno níže v pasáži "Vnitřní konverze záření g"), na kterém se podílí i elektronový obal atomu. Rychlost, pravděpodobnost či poločas rozpadu jádra elektronovým záchytem může být mírně ovlivněn chemickou vazbou daného atomu. Rychlost přeměny je nepatrně větší (tj. poločas je kratší) u EC-radioaktivního isotopu v elementární formě, než když by byl součástí nějaké sloučeniny. V chemické vazbě je totiž hustota orbitálních elektronů EC-radioaktivního atomu částečně posunuta k sousednímu navázanému atomu, čímž se poněkud zmenšuje pravděpodobnost záchytu elektronu daným EC-jádrem. Pozorovatelné je to u lehkých EC-radioaktivních atomů, jejichž valenční elektrony obíhají poměrně blízko jádra (podílejí se na tom zvláště s-elektrony, jejichž orbitaly mají poměrně výrazný přesah do oblasti jádra). U těžších atomů je chemický vliv na EC zanedbatelný. Dále, rychlost přeměny elektronovým záchytem lze zvýšit působením vnějšího tlaku na radioaktivní atomy či molekuly - vyšší tlak vede ke zvýšení elektronové hustoty a tím ke zvýšení pravděpodobnosti záchytu elektronu jádrem.
  Tyto vlivy byly prokázány především u berylia
7Be, neboť je to malý atom, jehož valenční elektrony jsou blízko jádra. Zkoumaly se různé sloučeniny nebo implantace 7Be v různých médiích (Au, Al2O3, LiO2, grafit, fulleren C60). Byl pozorován rozdíl 0,9% mezi poločasy rozpadu v kovovém a dielektrickém prostředí. Při aplikaci vysokého tlaku 270 kilobar na 7BeO bylo zjištěno, že rychlost rozpadu 7Be se zvýšila o 0,59%, u 7Be(OH)2 se při tomtéž tlaku rychlost EC přeměny 7Be zvýšila o 0,88%. Vnější ovlivňování rychlosti rozpadu elektronovým záchytem bylo pozorováno též u isotopů 109In a 110Sn, implantovaných do fólií Au a Al (do příslušných krystalových mřížek).
  Průběh elektronového záchytu též závisí na ionizaci příslušného atomu. Radioaktivita isotopů, které se rozpadají čistě EC, může být zpomalena (či teoreticky dokonce zastavena), jsou-li jejich atomy plně ionizované (srov. pro zajímavost s opačným efektem zrychlení nízkoenergetické b--přeměny úplnou ionizací při raritním tzv. b-rozpadu do vázaných elektronových stavů, popsaném výše). V běžných pozemských podmínkách se s takovou situací nesetkáváme, avšak předpokládá se, že se může uplatňovat v astrofyzikálních procesech kosmické nukleosyntézy - viz §1.1, část "Kosmická alchymie".
  Při explozi supernovy jsou prvky syntetizované rychlou fúzí neutronů (tzv. r-proces), vymršťovány do vesmíru v plně ionizovaném stavu. Ty z nich, které jsou EC-radioaktivní, se proto delší dobu nemohou radioaktivně rozpadat (dokud se v chladnějších oblastech vesmíru nesetkají a nespojí s elektrony). To by mohlo způsobovat určité anomálie v distribuci prvků. Uvažuje se o holmiu 163Ho, které se za normálních (atomárních) podmínek elektronovým záchytem přeměňuje na 163Dy. Plně ionizované 163Dy se výše zmíněným procesem b-rozpadu do vázaných elektronových stavů rozpadá na 163Ho.......
¨ 2. Jelikož při EC nedochází k emisi korpuskulárního záření, rozdíl energie Q mateřského a dceřinného jádra se projeví v excitaci dceřinného jádra (s jednou či několika vzbuzenými hladinami, s následným vyzářením g) a zbytek energie je odnesen neutrinem. Kdybychom uměli změřit spektrum těchto neutrin, bylo by u EC čárové, na rozdíl od spojitého spektra neutrin z rozpadů b-,+.
Smíšená radioaktivita beta-, beta+, elektronový záchyt 
O možnostech jednotlivých typů radioaktivních přeměn rozhoduje především energetická bilance mezi příslušnými "sousedními" jádry (podrobněji je diskutováno níže v závěrečné části této kapitoly "Stabilita a nestabilita atomových jader"). Pokud je u daného výchozího jádra (Z,N) splněna hmotnostně-energetická nerovnost m(Z,N)>m(Z+1,N), bude docházet k b- přeměnám. Za podmínky m(Z,m)>m(Z-1,N)< m(Z-1,N)+2me se jádro (Z,N) bude rozpadat elektronovým záchytem. Pokud je m(Z,N)> m(Z-1,N)+2me, je možná přeměna jádra (Z,N) na jádro (Z+1,N) jak rozpadem beta+, tak i elektronovým záchytem. Je-li současně splněna jak nerovnost m(Z,N)>m(Z+1,N), tak i nerovnost m(Z,m)> m(Z-1,N)+2me, pak mohou nastávat všechny tři druhy přeměny beta současně. Příkladem může být radioisotop 64Cu, který se rozpadá z 39% emisí b-, z 19% emisí b+ a z 42% případů elektronovým záchytem.

Mechanismus rozpadu b. Slabé interakce.
Při výkladu radioaktivity
b jsme si vznik záření b- a b+ objasnili vzájemnou přeměnou neutronů a protonů za situace, kdy v důsledku zvýšeného počtu neutronů či protonů jsou obsazovány vyšší energetické hladiny. Jaká je však vnitřní příčina či mechanismus těchto přeměn? První teorii rozpadu b podal E.Fermi v r.1934, který zavedl tzv. slabou interakci působící mezi elementárními částicemi.
  Podle zákonitostí kvantové fyziky Fermi popsal emitovaný elektron a neutrino vlnovými funkcemi v závislosti na jejich hybnostech, přičemž pravděpodobnost emise elektronu a neutrina v určitém intervalu hybností vyjádřil jako součin čtverců těchto vlnových funkcí a speciálního výrazu obsahujícího integrál vlnových funkcí původního neutronu a výsledného protonu, násobený konstantou gF charakterizující sílu interakce vedoucí k emisi elektronu a neutrina - nově zavedené slabé interakce. Spektrum záření b odpovídající tomuto Fermiho výrazu má spojitý tvar podle obr.1.2.3 vpravo v souhlasu s experimentem.
  
Původní Fermiho teorie byla zformulována sice v duchu kvantové fyziky, nikoli však kvantové teorie pole - slabá interakce zde byla pojímána jako "kontaktní" či "bodová" - produkty rozpadu vznikají v tomtéž bodě a okamžiku, v němž zaniká neutron (žádná zprostředkující částice se zde nepředpokládala). V duchu kvantové teorie pole by však každá interakce měla být způsobena kvantem příslušného pole - částicí zprostředkující interakci. Tuto koncepci rozpracovali v r.1967-8 S.Weinberg, A.Salam a S.Glashow, kteří pro slabou interakci zavedli tři zprostředkující částice W+, W-, Zo (s kladným a záporným nábojem a bez náboje) a přibráním fotonů vytvořili jednotnou teorii slabých a elektromagnetických interakcí - tzv. elektroslabou interakci. Tato koncepce byla r.1983 experimentálně ověřena: v interakcích vstřícných proton-antiprotonových svazků (270GeV proti 270GeV) collideru velkého protonového synchrotronu v CERN byly objeveny intermediální bosony W+, W-, Zo s hmotnostmi mW=82GeV a mZ=93GeV, jejichž způsoby rozpadu dobře souhlasily s předpovědí Weinberg-Salamova modelu.


Obr.1.2.5. Schématické znázornění mechanismu b--rozpadu neutronu (nahoře) a b+-přeměny protonu (dole) v rámci standardního modelu elementárních částic.

Nyní se v rámci standardního modelu elementárních částic (viz §1.5) mechanismus rozpadu beta vysvětluje schématem transmutace kvarků podle obr.1.2.5. Neutron no (s nulovým elektrickým nábojem) se skládá z kvarků u-d-d; kvark u má náboj +2/3, kvarky d náboj -1/3. Jeden z kvarků d se působením pole (elektro)slabých interakcí přemění na kvark u za zprostředkování virtuálního intermediálního bosonu W-, jež odnáší náboj -1. Z virtuálního bosonu W- vzápětí vznikají elektron e- a antineutrino n´, které se rozlétají různými směry. Výsledkem přeměny je proton p+ skládající se z kvarků u-u-d. Přechodné stádium mezi počátečním a koncovým stavem uprostřed obrázku trvá jen pranepatrný okamžik (cca 10-27sec.) a není přímo pozorovatelné. Analogické schéma lze nakreslit i pro přeměnu b+ (dolní část obrázku), kde se proton p+ vlivem transmutace kvarku u na kvark d za zprostředkování intermediálního bosonu W+ přemění na neutron no, pozitron e+ a neutrino n. Feynmanův diagram transmutace kvarku uvnitř protonu při přeměně beta je nakreslen na obr.1.5.1.F v §1.5 "Elementární částice".


Elektromagnetické radioaktivní přeměny
Jedná se o radioaktivní procesy deexcitace jader způsobené elektromagnetickou interakcí. Známe dva typy těchto jaderných deexcitací:
1. Přímá emise fotonů gama; 2. Vnitřní konverze s emisí orbitálních elektronů z atomu. Níže si je budeme rozebírat především s souvislosti s radioaktivitou.
Pozn.: Kromě základního stavu mají atomová jádra řadu excitovaných stavů (energetických hladin), z nichž se jen část uplatňuje při radioaktivních přeměnách. Ty ostatní excitované stavy vznikají jen při ostřelování jader energetickými částicemi z urychlovačů.
Radioaktivita gama  
Dosud jsme se při výkladu radioaktivity soustředili na vlastní mechanismy radioaktivní přeměny a na vlastnosti emitovaného korpuskulárního záření (a, b-, b+). Základní schémata radioaktivní přeměny na obrázcích 1.2.1 až 1.2.4 jsme proto úmyslně nakreslili poněkud zjednodušeně, abychom se mohli soustředit na podstatu radioaktivních přeměn. Nyní si všimněme chování dceřinného jádra bezprostředně po radioaktivní přeměně. Na obr.1.2.6 je nakresleno kompletní schéma radioaktivního rozpadu, včetně chování dceřinného jádra:


Obr.1.2.6. Typické schéma radioaktivní přeměny jádra A na excitované jádro B* a jeho
následné deexcitace za vyzáření fotonu záření
g na výsledné dceřinné jádro B.

Po tak velké "události", jakou pro atomové jádro je radioaktivní přeměna, jen málokdy zůstává vzniklé dceřinné jádro v nevybuzeném základním stavu. Po změnách v počtu nebo typu nukleonů v jádře se nukleony nemusejí ihned vyskytovat v nejnižších energetických stavech. Uvolněná energie vede k tomu, že dceřinné jádro B po radioaktivní přeměně vzniká většinou v energeticky excitovaném stavu B*; můžeme si představit, že jádro je "nafouknuté" 1) - nukleony jsou od sebe více vzdálené, obsazují vyšší energetické hladiny - srov. obr.1.1.9. Takové "nafouknuté" jádro B* zpravidla velmi rychle "splaskne" 2) - nastane deexcitace, při níž se příslušný energetický rozdíl vyzáří ve formě kvanta - fotonu - tvrdého elektromagnetického záření - záření gama 3). Vyzářením kvant g se stabilizují energetické poměry v jádře. Dceřinné jádro B pak již zůstává v základním stavu.
1) U nesférických jader, která mohou vykonávat rotační pohyb, se kromě hladinové excitace setkáváme i s excitací rotační. I zde je deexcitace doprovázena emisí fotonu g.
2) V některých případech může excitovaný jaderný stav vydržet i značně dlouhou dobu - viz níže "Metastabilita a jaderná izomerie".
3) Pokud je jádro součástí atomu (což je téměř vždy), alternativním způsobem deexcitace vzbuzených jaderných hladin může být emise obalového elektronu procesem vnitřní konverze - viz níže "Vnitřní konverze gama a X". U velmi těžkých jader v oblasti transuranů vysoce excitované stavy těchto těžkých nesymetrických jader, vedle běžné gama-deexcitace, mohou podlehnout spontánnímu štěpení (§1.3, část "Štěpení atomových jader" a "Transurany").
  Můžeme tedy vyslovit následující definici:

Záření gama je vysokoenergetické elektromagnetické záření vznikající deexcitací vzbuzených hladin atomového jádra *).
 U radioaktivity se jedná o deexcitaci vzbuzených hladin dceřinného jádra vzniklého po radioaktivní přeměně **).
*) Záření gama nejaderného původu
Níže uvidíme, že kromě deexcitací vzbuzených energetických hladin v atomových jádrech vzniká záření g i při anihilacích pozitronů s elektrony a dalších částic a antičástic, jakož i při interakcích vysokoenergetických částic (zde může vznikat záření g o energiích řádu GeV, TeV i vyšších). Do kategorie záření g patří i vysokoenergetické brzdné záření vznikající při dopadu rychlých elektronů na terčík.
**) Záření gama při jaderných reakcích
Excitované jaderné stavy, dávající vznik záření gama, vznikají též u většiny jaderných reakcí (viz §1.3 "Jaderné reakce", prostřední část obr.1.3.1).

Spektrum záření gama
Energetické hladiny atomového jádra jsou kvantovány, takže i všechny fotony
g emitované při daném druhu deexcitace budou mít stejné energie - spektrum záření g je čárové *). Pokud má jádro B* více excitovaných hladin, bude emitováno několik skupin monoenergetických fotonů g, takže spektrum bude tvořeno několika diskrétními čarami - píky v měřeném spektru (o měření spekter záření gama je pojednáno v §2.4, část "Scintilační spektrometrie záření gama").
*) Gama-fotony pocházejí z jaderných přechodů mezi diskrétními hladinami s přesně danými energiemi, takže jsou v zásadě monoenergetické, jejich ideální fyzikální spektrum představuje ostrou linii na energii Eg. Velmi malé kolísání hodnot energie je způsobeno kvantovými relacemi neurčitosti a zpětným odrazem jader při emisi gama-fotonu. Dále, jelikož tyto fotony prakticky nikdy nepocházejí z volných jader, ale jsou emitovány z radioaktivních atomů obsažených v látce (v určitém materiálu), některé fotony interagují s látkou ještě před opuštěním vzorku. To rovněž může poněkud rozmazat jejich energii. Velikost tohoto rozšíření je však obecně velmi malá oproti efektům při vlastní detekci záření. Skutečné, fyzikální, spektrum záření gama můžeme proto považovat za prakticky čárové (monoenergetické).
  Energie
g záření z radionuklidů se většinou pohybuje v rozmezí cca 5keV až 5MeV. Nejnižší energie fotonového záření z jaderných přechodů se pozoruje u 110mAg (1,1 keV) a 99mTc (2,17 keV); tyto nízké energie však téměř úplně podléhají vnitřní konverzi (viz níže "Vnitřní konverze záření gama a X") a jejich intenzita je neměřitelně slabá. Zatím nejvyšší energie 11,259 MeV záření gama z radioaktivity byla zaznamenána u krátkodobého radionuklidu 20Na. Při interakcích vysoenergetických částic však může vznikat i záření gama daleko vyšších energií řádu GeV či TeV!
  
Typickým příkladem procesu podle obr.1.2.6 může být b-radioaktivita kobaltu 60Co. Při vlastním b-rozpadu nejprve jádro kobaltu emituje elektron e- (b-částici) a elektronové antineutrino ne', čímž se přemění na jádro niklu 60Ni v excitovaném stavu: 60Co ® 60Ni* + e- + ne'. Toto nově vzniklé excitované jádro se potom zbaví přebytečné energie vyzářením kvanta g: 60Ni* ® 60Ni + g. Dceřinný 60Ni* má dvě excitované hladiny, takže vyzářená kvanta g zde mají energii 1173 keV a 1332 keV (viz §1.4, pasáž "Kobalt", obr ."Co-60").
  O spektrometrii záření
g je pojednáno v §2.4, část "Scintilační spektra radionuklidů". Gama-spektra (scintilační a polovodičová) řady důležitých radionuklidů jsou, spolu s příslušným popisem, zobrazena v §1.4, část "Nejdůležitější radionuklidy". Z pohledu na tato spektra plyne zajímavá zákonitost: pokud radioaktivní přeměna nastává na větší počet excitovaných stavů dceřinného jádra, pak s větší pravděpodobností na hladiny nižších energií, než na vyšší excitované stavy - v gama-spektrech jsou s vyšší intenzitou zastoupeny píky nižších energií, zatímco vysokoenergetické píky bývají daleko slabší, jsou viditelné často až při velkém zvětšení a delší akviziční době.
Ze schématu na obr.1.2.6 plynou dvě důležité skutečnosti pro záření gama emitované radionuklidy :  
1. Záření
g je časově následující po emisi korpuskulárního záření při vlastní jaderné přeměně. Toto zpoždění je většinou zcela nepatrné (nanosekundy a méně), někdy však může být velmi značné (viz níže "Jaderná izomerie a metastabilita")..!..
2. Většina radionuklidů jsou zářiče smíšené - buď
a+g nebo b+g. Jen některé zářiče jsou čisté a nebo čisté b - radioaktivní přeměna někdy nastává přímo na základní stav dceřinného jádra (tak je tomu např. u tritia 3H nebo uhlíku 14C). Čisté zářiče g však v přírodě neexistují! Přesto ale dokážeme vyrobit čisté gama-zářiče uměle. Umožňuje to pozoruhodná vlastnost některých jaderných excitovaných hladin: jejich metastabilita (viz níže "Jaderná izomerie a metastabilita").
Úhlové (směrové) korelace záření gama 
Za normálních okolností, při emisi nezávislých fotonů gama z jádra, vylétají tyto fotony zcela náhodně, izotropně do všech směrů (úhlů). Pokud však dochází ke kaskádové deexcitaci za vzniku dvou fotonů gama emitovaných promptně za sebou, pak po emisi prvního fotonu je jádro polarizované - jeho vzbuzený intermediální stav je určitým způsobem orientovaný, v závislosti na momentu hybnosti odneseném emitovaným fotonem. Druhý (následný) foton gama pak bude přednostně emitován do určitého směru, korelujícího s úhlem emise prvního fotonu. Zvýšenou intenzitu druhého gama záření pak pozorujeme v určitém úhlu (např. 90°, 180°) vzhledem ke směru prvního záření. Podmínkou pro pozorování těchto
g-g úhlových korelací za běžné laboratorní teploty preparátu je dostatečně krátká doba života intermediální vzbuzené hladiny ve srovnání s průměrnou četností tepelných srážek atomů zářiče (aby nedošlo k předání momentu hybnosti a porušení orientace jádra). Isotopy, u kterých se vyskytují úhlové korelace g-g, jsou např. 60Co, 111In, 75Se, 169Yb, 81Rb a řada dalších. Dále, u některých radionuklidů přeměňujících se elektronovým záchytem na excitované stavy dceřinného jádra se objevují úhlové g-X korelace mezi zářením gama a charakteristickým X-zářením doprovázejícím elektronový záchyt (např. u 125I, 198Hg). U kombinovaných beta-gama zářičů se pozoruje i úhlová korelace b-g.
Koincidenční tomografická scintigrafie 
S těmito úhlovými korelacemi se svého času experimentovalo v koincidenční tomografické scintigrafii (§4.3 "
Tomografická scintigrafie", pasáž "Technický vývoj tomografické scintigrafie"), avšak v praxi se to neujalo. Dokonalá úhlová korelace je u anihilačního g-záření, vznikajícího při anihilaci elektron-pozitronových párů na dva fotony 511keV, vylétající v přesně protilehlých směrech pod úhlem 180° (v těžišťové vztažné soustavě) - viz §1.5, část "Elementární částice a jejich vlastnosti", pasáž "Pozitrony"). Tato dokonalá úhlová korelace se široce využívá v gamagrafickém zobrazení metodou koincidenční pozitronové emisní tomografie v nukleární medicíně (§4.3, část "Pozitronová emisní tomografie PET").

Rychlost deexcitace a vyzáření g. Jaderná izomerie a metastabilita.
Většina jaderných excitovaných stavů je velmi nestabilní a prakticky okamžitě
(po řádově 10-12 s.) deexcituje vyzářením fotonového záření gama. V některých případech však jaderné excitované hladiny nedeexcitují okamžitě (příčina je diskutovaná níže), ale až po uplynutí určitého delšího průměrného času - říkáme, že jsou metastabilní. Tento jev se též nazývá jaderná izomerie - jádra mohou existovat ve dvou izomerních stavech, nazývají se izomery. Metastabilní izomery určitého isotopu se označují indexem "m" umístěným za hmotnostním (nukleonovým) číslem jádra - např. 99mTc, či Tc-99m. Pokud má daný isotop více izomerů, označují se indexy "m1,m2,...", v pořadí podle vyšší energie příslušných excitovaných stavů - např. 152m2Eu. Metastabilní izomery vznikají většinou po radioaktivním rozpadu v dceřinném jádře (jako je tomu u 99mTc), avšak mohou existovat i samostatně bez předchozí radioaktivní přeměny, lze je připravit v jaderných reakcích.
Izomerie a metastabilní hladiny byly poprve pozorovány při b-rozpadu thoria 234Th na 234mPa, u umělého radionuklidu pak u bromu 80mBr vzniklého ozařováním 79Br neutrony. Nyní je známo více než 300 jaderných izomerů, z nichž některé mají široké využití.
Příčina metastability a izomerie: 
Hlavním mechanismem potlačení gama-deexcitace vzbuzených jaderných hladin, kterému metastabilní izomery vděčí za svoje dlouhé poločasy, je relativní "zákaz" gama přechodu z důvodu velkého rozdílu momentů hybnosti (spinů) mezi příslušnými jadernými hladinami - "spinový nesoulad". Emise fotonu z excitovaného stavu jádra vede ke změně spinu jádra. Protože foton má spin 1, přechody s DI=1 jsou nejpravděpodobnější a nejrychlejší s dobou života excitovaných stavů cca 10-16-10-10s. Přechody s DI=2 jsou též velmi rychlé s dobou života excitovaného stavu v rozmezí 10-11-10-4s. V obou těchto případech jsou tedy fotony gama záření emitovány prakticky současně s předcházející přeměnou a nebo b (pro rychlost deexcitace a emise g tedy pozorujeme stejný poločas jako pro předcházející přeměnu korpuskulární). Přechody mezi hladinami s DI>2 jsou mnohem méně pravděpodobné, relativně "zakázané". Změny spinu větší než 2,3,4,... jsou v zásadě možné, ale každá taková jednotka změny způsobuje výraznou inhibici pravděpodobnosti přechodu (cca o 5 řádů). Pokud není jiná možnost deexcitace*), projeví se to delší dobou života excitované hladiny (10-3s, sekundy, minuty, hodiny, roky, ojediněle i delší...). Deexcitace a emise fotonů se pak řídí vlastním poločasem, nezávislým na poločasu předcházející přeměny a nebo b. Nuklid v excitovaném jaderném stavu s delším poločasem přechodu gama se nazývá jaderný izomer a označuje se horním indexem "m" u nukleonového čísla - např. 99mTc, 81mKr.
*) Pokud však mezi excitovaným a základním stavem vzniklého jádra leží jedna nebo několik dalších energetických hladin, deexcitace nastává tak, že se přednostně uplatňují rychlé přechody s DI=1 nebo DI=2 a metastabilní stav nevzniká.
  Metastabilita vzbuzených hladin nastává tehdy, když v blízkosti základního stavu jádra existuje energetická hladina, která se od základního stavu značně liší svým momentem hybnosti (aspoň o 3
h, tj. DI ł 3). Potom záření g, vyslané při přechodu z takové hladiny do základního stavu, musí mít vyšší multipolaritu (E3, M3 nebo vyšší) - přechody mezi takovými hladinami jsou málo pravděpodobné, takže odpovídající doby života mohou nabývat velkých hodnot. Izomerie a metastabilní stavy se nevyskytují u lehkých jader (kde neexistují vzbuzené hladiny s DI ł 3), ale až u jader s nukleonovým číslem od 24, od N>40 se pak vyskytují poměrně často. Podrobnosti vysvětluje slupkový model jádra.
Poločasy přeměny jaderných izomerů 
Poločasy deexcitace metastabilních hladin jsou u různých nuklidů velmi rozdílné, v závislosti na kvantových jaderných konfiguracích. Většinou jsou velmi krátké, řádu nanosekund či mikrosekund. Pro praktické použití přicházejí v úvahu až izomery s poločasy řádu sekund, minut, hodin a více. Nejkrátkodobějším radionuklidem, který má praktické využití, je izomer kryptonu
81mKr s poločasem pouhých 13 sekund (viz §1.4, pasáž "Rubidium-Krypton").
  Zajímavé z fyzikálního hlediska, i pro své četné aplikace, jsou však především dlouhodobé jaderné izomery. Z nich bezesporu nejdůležitější je technecium 99mTc s poločasem 6 hodin, popsané níže (viz též uvedené odkazy). Jádro 99mTc má spin +1/2 a přeměňuje se na základní stav 99Tc se spinem +9/2. Příkladem skutečně dlouhodobého izomeru je hafnium 187m2Hf s vysokou excitační energií 2,45MeV a poločasem 31 let, nebo holmium 166m1Ho s poločasem 1200 let.
Nejstabilnější známý jaderný izomer je tantal
180mTa (je jako přírodní primordiální isotop obsažen v přírodním tantalu v koncentraci 0,012%) s nesmírně dlouhým poločasem rozpadu >1015 let! - je tedy téměř stabilní; přitom 180Ta v základním stavu je beta- a EC radioaktivní s poločasem pouhých 8,1 hod. Pozoruhodná stabilita 180mTa je způsobena velkým spinovým nesouladem: excitovaná hladina 180mTa (o energii 75keV) se spinem -9 by se měla fotonově deexcitovat na základní 180Ta se spinem +1; tento velký spinový rozdíl způsobuje inhibici fotonové deexcicace faktorem 1035 vzhledem k obvyklému "dovolenému" přechodu 10-12s, což vede k poločasu 1023s, tj. cca 1015 let. Přímý beta-rozpad na 180Hf nebo 180W je zde přitom rovněž zablokován z důvodu spinového nesouhlasu...
Pozn.: Poločas g-deexcitace, probíhající elektromagnetickou interakcí, je nezávislý na poločasu předchozí korpuskulární radioaktivní přeměny (alfa či beta), nýbrž záleží pouze na konkrétní.konfiguraci excitované hladiny vzhledem k hladině nižší nebo základní (viz výše uvedené mechanismy).
Jiná (nefotonová) radioaktivita izomerů 
Metastabilní vzbuzené hladiny izomerů se většinou "rozpadají" běžnou elektromagnetickou deexcitací za emise fotonu
g. Podobně jako u ostatních vzbuzených stavů, alternativním způsobem deexcitace může být emise obalového elektronu procesem vnitřní konverze - viz níže "Vnitřní konverze gama a X".
  Některé jaderné izomery však mají natolik odlišné kvantové vlastnosti od základního stavu (především hodnotu spinu), že nedochází k izomernímu přechodu do základního stavu emisí fotonů
g-záření, ale k radioaktivní přeměně beta-, beta+ či elektronovému záchytu, na jiné sousední jádro. Příkladem je metastabilní 152mEu, které vůbec nedexcituje na základní 152Eu, ale ze 73% se b--radioaktivitou přeměňuje na 152Gd a z 27% elektronovým záchytem a b+ na 152Sm (poločas je 9,3 hod.). Pozn.: Přitom jiný metastabilní izomer europia, označovaný 152m2Eu, regulérně deexcituje s poločasem 96 min. izomerním přechodem na základní 152Eu s emisí fotonu g-záření o energii 89,8keV...
Dalším příkladem je metastabilní lutetium
177mLu s poločasem 160,4 dne, které sice v 22% případů přechází běžnou g-deexcitací na základní 177Lu (které se pak beta-radioaktivitou s poločasem 6,68 dne přeměňuje na 177Hf), avšak zároveň v 78% se přímým beta-rozpadem přeměňuje rovnou na 177Hf. V tomto druhém případě je základní stav 177Lu "bypassován" a kromě toho beta-přeměna z metastabilního lutetia jde na jiné (podstaně vyšší) excitované hladiny hafnia, než při obvyklé beta-radioaktivitě 177Lu. Podobných případů větvené g-b přeměny metastabilních stavů je více. Ostatně, i u známého technecia 99mTc jeho metastabilní hladina 140 keV, kromě obvyklého izomerního g-přechodu na základní stav 99mTc, v nepatrném procentu (0,003%) beta-radioaktivitou přechází přímo na excitované stavy ruthenia 99Ru (viz §1.4, část "Molybden-Technecium", obr. Tc99m).
  U velmi těžkých jader v oblasti transuranů vysoce excitované metastabilní stavy těchto těžkých nesymetrických jader vedle běžné gama-deexcitace mohou podlehnout spontánnímu štěpení
(§1.3, část "Štěpení atomových jader" a "Transurany"), většinou s krátkým poločasem. Tyto "štěpné izomery" se označují indexem "f" (místo "m"), např. 240fPu.
Monopólové E0 přechody 0+® 0+ 
Zvláštním případem silně zakázané deexcitace je přechod z excitovaného stavu s nulovým spinem a pozitivní paritou na základní stav, který má také nulový spin a pozitivní paritu - z elektrického hlediska se jedná o "monopólový" přechod, který v elektrodynamice nenastává. V takovém případě neprobíhá obvyklá deexcitace s emisí jednoho kvanta gama
(byl by porušen zákon zachování momentu hybnosti), ale mohou přijít ke slovu tři alternativní mechanismy:
¨ Vnitřní konverze (rozebíraná níže v pasáži "Vnitřní konverze") - elektrický přenos energie přechodu na elektron v atomovém obalu, který je emitován a odnáší rozdíl energie E0 přechodu a vazbové energie elektronu. Je zde hlavním procesem v případě nízkých energií E0 excitace;
¨ Emise elektron-pozitronového páru (z Diracova vakuového pozadí) s opačně orientovanými spiny může nastávat při vysokých excitačních energiích - pokud má E0 přechod vyšší energii než dvojnásobek klidové hmotnosti elektronu, tj. >1,022MeV;
¨
Simultánní emise dvou fotonů gama s opačně orientovanými spiny. Je to proces vyššího řídu s nízkou pravděpodobností cca 10-4-10-3.
Praktický příklad tohoto monopólového E0 přechodu a jeho projevu ve spektru záření gama je uveden v §1.4, pasáž "
Y-90". 

Čisté gama-radionuklidy; technecium 99mTc; radionuklidové generátory
Nejdůležitějším příkladem vzniku metastabilního jaderného izomeru je radionuklid molybden 99Mo, který se s poločasem T1/2=2,66 dne b--radioaktivitou mění na 99Tc - na jeho vzbuzenou hladinu 99Tc* o energii 140keV, která je metastabilní s poločasem T1/2=6,02 hodin. Excitované jádro v metastabilním stavu se označuje indexem "m", zde tedy metastabilní technecium má označení 99mTc. Jestliže během této doby odseparujeme dceřinné technecium od mateřského molybdenu, dostaneme čistý preparát technecia, obsahující excitovaná metastabilní jádra 99mTc, která při postupné deexcitaci vyzařují záření g o energii 140keV - získali jsme tedy čistý zářič gama.
  Laboratorní zařízení pro získávání krátkodobějších radionuklidů z původních mateřských radionuklidů s delším poločasem se nazývají generátory. Molybden-techneciový generátor pro přípravu
99mTc je tvořen skleněným válečkem s malou "chromatografickou" kolonkou, v níž je na vhodném sorbentu (např. Al2O3, SiO3, ZrO2) v nerozpustné chemické formě oxidu nanesen dlouhodobější mateřský izotop 99Mo. Radioaktivní přeměnou z něj vzniká krátkodobý radionuklid 99mTc, který se uvolní z nerozpustné vazby a propláchnutím vodou (resp. fyziologickým roztokem) - tzv. elucí - se z kolonky vymývá roztok technecistanu sodného Na99mTcO4 obsahující atomy čistého g-zářiče 99mTc; b-radioaktivní 99Mo přitom zůstává nasorbován v kolonce. Plynulá přeměna mateřského 99Mo vede po eluci opět k nahromadění 99mTc v generátoru, takže eluci lze po čase znovu opakovat.
  Shora v části "Exponenciální zákon radioaktivního rozpadu", pasáž "Směsi radionuklidů, rozpadové řady, radioaktivní rovnováha" byla odvozena obecná rovnice následného rozpadu radionuklidů A(lA)®B(lB)®C(stabilní). Aplikujeme-li tuto rovnici (vynásobenou faktorem lTc, abychom z okamžitého počtu jader dostali okamžitou aktivitu v [Bq]) na náš případ Mo-Tc generátoru 99Mo(lMo=0,0105hod-1)®99mTc(lTc=0,1155hod-1)®99Tc("stabilní") a vezmeme v úvahu, že 87% 99Mo se rozpadá na metastabilní vzbuzenou hladinu 99mTc, dostáváme pro časovou závislost okamžité aktivity požadovaného technecia 99mTc vztah: A99m-Tc(t) = 0,957.AMo(t=0) . (e-0,0105.t - e-0,1155.t ), kde AMo(t=0) je aktivita 99Mo v čase t=0 předchozí eluce, čas t je v hodinách. Aktivita 99Mo se s časem T mění podle rozpadového zákona AMo(T) = AMo(0).e-lMo.T = AMo(0).e-0,0105.T. Dosazením tohoto základního rozpadu molybdenu získáme výsledný vztah pro okamžitou aktivitu eluovaného 99mTc v čase T od dodávky molybdenového generátoru a v čase t od poslední eluce:
            A99m-Tc(T,t) = 0,957.AMo(0).e-0,0105.T . (e-0,0105.t - e-0,1155.t )  ,
kde A
Mo(0) je aktivita 99Mo v čase T=0 dodávky generátoru, časy t a T jsou v hodinách. Pro stanovení skutečně eluované aktivity 99mTc musíme dále vzít v úvahu účinnost eluce, která bývá přibližně 75-85%.
  Po eluci aktivita 99mTc v generátoru klesne téměř k nule, pak stoupá a dosahuje (lokálního) maxima za 23 hod. od předchozí eluce, načež nastává radioaktivní rovnováha a aktivita 99mTc klesá exponenciálně s poločasem 67 hod. 99Mo. Po 23 hod. od poslední eluce je tedy výtěžek eluce 99mTc největší; generátor lze samozřejmě podle potřeby eluovat i za kratší dobu, avšak s menším výtěžkem 99mTc.
  Tyto eluční cykly je možno opakovat mnohokrát, dokud aktivita mateřského radionuklidu nepoklesne pod použitelnou mez; pro Mo-Tc generátor o počáteční aktivitě cca 10-40 GBq je to cca 7-15 dnů. Relativně dlouhý poločas přeměny mateřského radionuklidu umožňuje dlouhodobé používání generátoru a krátký poločas přeměny vznikajícího dceřinného radionuklidu zajišťuje nízkou radiační zátěž pacienta.
Pozn.: Dříve se ojediněle používaly i generátory extrakčního typu (průchodem melyl-etyl-ketonu vodným roztokem 99Mo se extrahuje technecistan 99Tc a odděluje se z vodné fáze od mateřského molybdenu) a sublimačního typu (kde se využívá rozdílu těkavosti oxidu molybdenového a vznikajícího oxidu technecistého). Pro přílišnou složitost a provozní náročnost se nyní již nepoužívají, byly vytlačeny generátory elučními.
  99mTc je nejdůležitějším radionuklidem v nukleární medicíně (viz kapitola 4 "Radionuklidová scintigrafie", §4.8 "Radionuklidy a radiofarmaka pro scintigrafii", kde je na obr.4.8.1 nakreslen princip činnosti a technické provedení 99Mo-99mTc generátoru). Čistý gama-zářič s krátkým poločasem rozpadu 6 hod. umožňuje, bez rizika významně zvýšené radiační zátěže, aplikovat pacientům značně vysokou aktivitu 99mTc (řádu stovek MBq až jednotek GBq) potřebnou pro získání kvalitních obrazů u SPECT či dynamické scintigrafie. Radiační zátěž je relativně nízká proto, že není přítomno kospuskulární záření, které by se pohltilo v tkáni a odevzdalo svou energii; záření g pak díky své pronikavosti většinou vylétá z organismu ven, jen část se pohlcuje.
  Plynný radioaktivní krypton
81mKr se získává z generátoru 81Rb (T1/2=4,85hod.) (EC)® 81mKr (T1/2=13s) - §1.4, pasáž "81mKr - scintigrafie plicní ventilace". Proud vzduchu, vedený trubičkou přes nádobku obsahující vrstvičku mateřského radionuklidu 81Rb, odnáší uvolňovaný dceřinný 81mKr, který pacient vdechuje a scintilační kamera pomocí zevní detekce záření g zobrazuje distribuci tohoto 81mKr v plicních alveolách - ventilační scintigrafie plic (§4.9.5 "Scintigrafie plic").
Z hlediska výroby a vlastností umělých radionuklidů jsou generátory popsány v §1.4 "
Radionuklidy", část "Výroba umělých radionuklidů", pasáž "Radionuklidové generátory".

Terminologická dohoda: záření g a X
Vysokoenergetická oblast elektromagnetického záření je tvořena zářením X (rentgenovým) a zářením gama. Z hlediska spektrální klasifikace leží
g-záření energeticky za oblastí X-záření, směrem k vyšším energiím a krátkým vlnovým délkám. Obě tato záření mají stejnou fyzikální povahu (fotonové záření) a do značné míry podobné vlastnosti, mohou se lišit způsobem svého vzniku. V souvislosti s výše popsanou radioaktivitou gama byla učiněna následující terminologická dohoda o rozdělení záření g a X podle jejich vzniku a původu:
l Zářením g se nazývá fotonové záření vznikající v atomových jádrech (při deexcitaci vzbuzených jaderných hladin) - a to i v případě, když má nízkou energii několika keV.
l Zářením X se nazývá záření vznikající přeskoky elektronů mezi vnitřními hladinami v atomovém obalu a brzdné záření elektronů - i tehdy, když má poměrně vyšší energii desítky a stovky keV.
  Můžeme mít tedy např. záření
g o energii pouhých 14,4keV (jedna z energií emitovaných radionuklidem 57Co) a přitom X-záření o energii 75keV (linie Ka charakteristického X-záření olova), nebo brzdné X-záření se spojitým spektrem zasahujícím do energií 120keV i vyšších (podle napětí na rentgence). Fotonové záření o velmi vysokých energiích (řádově MeV) však již obvykle nazýváme zářením gama, bez ohledu na způsob jeho vzniku.

Vnitřní konverze záření gama a X; konverzní a Augerovy elektrony
Pokud je jádro součástí atomu (což je v našich podmínkách téměř vždycky), nemusí se všechny v jádře vzniklé fotony záření
g skutečně vyzářit. Může dojít ke konkurenčním procesům zabraňujícím emisi části fotonů záření g při deexcitaci vzbuzených jaderných hladin - především k procesu tzv. vnitřní elektronové konverze záření gama (zkráceně jen vnitřní konverze gama), zkratka IC (Internal Conversion).


Obr.1.2.7. Schématické znázornění vnitřní konverze záření
g za vzniku konverzních elektronů a charakteristického X-záření a vnitřní konverze záření X za vzniku Augerových elektronů. Vpravo je znázorněn důsledek vnitřní konverze pro spektrum záření gama - přítomnost píku charakteristického X-záření [v rámečku je zachycena detailní struktura píků Ka,b charakteristického X-záření, změřená polovodičovým Ge(Li) detektorem].

V levé části obr.1.2.7 jsou schématicky znázorněny všechny příslušné procesy. Především, modrou šipkou je znázorněn základní případ "nerušeného" vyzáření fotonu g z excitovaného jádra. Proces vnitřní konverze si můžeme zjednodušeně představit tak, že foton gama, emitovaný při deexcitaci vzbuzené jaderné hladiny, se může "srazit" s obalovým elektronem vlastního atomu, který přebere veškerou jeho energii (dojde k fotoefektu), foton gama zanikne a místo něj vyletí elektron uvolněný díky přijaté energii z vazby v atomu (tlustší červená šipka). Tento jev je běžně pozorován, nazývá se vnitřní konverze záření gama (dříve se nazýval též "vnitřní fotoefekt") a příslušné elektrony se nazývají konverzní elektrony.
Pozn.: Uvedené starší vysvětlení mechanismu vnitřní konverze je nyní třeba považovat jen za heuristické; foton záření gama ve skutečnosti vůbec z jádra nevyletí (je jen virtuální), nýbrž energie deexcitace vzbuzené hladiny jádra je elektromagnetickou interakcí předána nejbližšímu obalovému elektronu přímo a ten pak z atomu vyletí s kinetickou energií danou rozdílem energie deexcitace jádra a vazbové energie elektronu v obalu. Fyzické vyzáření fotonu gama zde není nutné, neboť vlnová funkce obalových elektronů částečně proniká do jádra (je nenulová pravděpodobnost výskytu elektronu v oblasti jádra) a interakce může nastat bezprostředně. Navzdory svému názvu tedy vnitřní konverze není "dvoustupňový" proces (při němž by se foton gama nejprve emitoval a pak byl pohlcen elektronem, který se vyzáří), ale přímým "jednostupňovým" elektromagnetickým procesem.
Vnitřní konverze je favorizována v případech, kdy přímá deexcitace vyzářením fotonu gama je zakázána v důsledku "spinového nesouladu"
(bylo diskutováno výše v odstavci "Jaderná metastabilita a izomerie").
  Proces vnitřní konverze nastává nejčastěji s elektrony na slupce K (ve stavu 1s), která je nejblíže jádru a vlnová funkce jejichž elektronů s nejvyšší pravděpodobností proniká k jádru. Avšak s menší intenzitou probíhá i na slupkách L,M,... (elektrony ve stavu 2s,3s,...). V případě, že energie daného přechodu není dostatečná pro vnitřní konverzi na K-slupce, nemůže k ní dojít a vnitřní konverze probíhá pouze z vyšších atomových orbitů L,M.... Příkladem je 241Am s energií excitovaného stavu 59,6keV, což nestačí na vazbovou energii 118keV na slupce K dceřinného neptunia, takže vnitřní konverze nastává především na slupce L a ve spektru jsou dobře patrné píky charakteristického X-záření neptunia v rozmezí cca 12-20keV - viz spektrum v části "Americium" §1.4. Proces vnitřní konverze probíhá účinněji tehdy, když energetický rozdíl hladin excitovaného jádra je poměrně malý (srovnatelný s vazbovými energiemi obalových elektronů) a kdy vzbuzená hladina nemá velký spin.
  Kinetická energie konverzních elektronů je dána rozdílem energie příslušného přechodu excitovaného stavu jádra a vazbové energie obalového elektronu - viz níže "Diskrétní spektrum konvezních elektronů".
  Pravděpodobnost vnitřní konverze je pro různé atomy a excitované jaderné hladiny různá a charakterizuje se tzv. koeficientem vnitřní konverze, udávajícím poměr středního počtu konverzních elektronů ku střednímu počtu kvant
g emitovaných během daného přechodu v jádře.
  Pravděpodobnost vnitřní konverze poněkud závisí na chemickém složení radioaktivního preparátu podobným mechanismem, který byl popsán výše u radioaktivity "Elektronový záchyt".
Charakteristické X-záření 
V důsledku vnitřní konverze se na vnitřní slupce (nejčastěji K) atomového obalu uvolní místo, vakance, po konverzním elektronu, takže okamžitě dochází k přeskoku elektronu z vyšší hladiny (nejčastěji L) za vyzáření kvanta charakteristického X-záření (světlejší modrá šipka na obr.1.2.7). Odtud pocházejí píky charakteristického X-záření, které se často objevují ve spektrech záření gama
(např. pík 33keV ve spektru radionuklidu 137Cs s energií g 662keV, obr.1.2.7 vpravo). Dochází k celé kaskádě deexcitací v atomovém obalu, při níž je emitováno několik fotonů X-záření, jejichž spektrum má jemnou strukturu s čarami Ka,b, La,b, ...
  Intenzívní charakteristické X-záření je emitováno zvláště u radionuklidů přeměňujících se elektronovým záchytem, kde ovšem volné místo v elektronovém obalu není způsobeno emisí konverzního elektronu, ale pohlcením obalového elektronu jádrem (viz výše "Elektronový záchyt", obr.1.2.4 vpravo).
Augerovy elektrony 
Vnitřní konverzi může podlehnout i charakteristické X-záření vysílané při přeskocích elektronů mezi vnitřními hladinami atomu (např. po elektronovém záchytu, fotoefektu, vnitřní konverzi
g). Takto emitované konverzní elektrony se pak nazývají Augerovy elektrony (Pierre Auger je v mlžné komoře poprve pozoroval v r.1923) - tenší červená šipka v levé části obr.1.2.7. Při jedné radioaktivní přeměně může být emitováno několik Augerových elektronů, odpovídajících kaskádě deexcitací v atomovém obalu a jemné struktuře (Ka,b, La,b, ...), většinou jsou to elektrony o nízkých energiích. Intenzívními zdroji Augerových elektronů jsou především radionuklidy rozpadající se elektronovým záchytem (jako je 125I); jsou též emitovány některými g-radionuklidy (včetně metastabilních, např. 99mTc) - v důsledku vnitřní konverze jaderného g-přechodu a následné série deexcitací v atomovém obalu.
  Speciálním případem Augerova efektu je zaplnění volné vakance přeskokem elektronu z vyšší podhladiny téže elektronové slupky (např. přechod L
I®LIII). Tento proces se ve spektrometrii nazývá Coster-Kronigův přechod (D.Coster a R.L.Kronig jej v r.1935 pozorovali ve spektru X-záření) a je doprovázen emisí fotonů nebo Augerových (Coster-Kronigových) elektronů velmi nízké energie.
Diskrétní spektrum konverzních elektronů 
Konverzní a Augerovy elektrony mají v podstatě stejné vlastnosti jako
b-, liší se však podstatně tvarem svého energetického spektra. Spektrum záření b je spojité (jak bylo výše podrobně vysvětleno - "Radioaktivita beta"), zatímco spektrum konverzních a Augerových detektorů je diskrétní. Energie těchto elektronů je dána rozdílem primární energie přechodu (deexcitace) a vazbové energie elektronu na příslušné slupce atomového obalu; obě tyto energie mají pevné kvantové hodnoty. U smíšených b+g radionuklidů se konverzní elektrony projevují jako diskrétní píky na spojité křivce b-spektra. Tyto diskrétní píky konverzních elektronů (o známých energiích) se s výhodou používají pro kalibraci spektrometrů záření b, především magnetických spektrometrů.
  Další rozdíl oproti beta
--radioaktivitě spočívá v tom, že při vnitřní konverzi samozřejmě nedochází k emisi neutrin, vylétají pouze elektrony (a následné charakteristické X-záření + Augerovy elektrony).


Smíšená (kombinovaná) radioaktivita - větvené přeměny
Vedle základních druhů radioaktivity (alfa, beta
-,+, EC, gama) se u některých radioaktivních jader vyskytují tzv. větvené radioaktivní přeměny jednoho mateřského jádra dvěma různými typy radioaktivity - s určitými pravděpodobnostmi - na dvě různá dceřinná jádra. Poměr četnosti jednotlivých alternativních druhů přeměn na celkovém počtu se nazývá větvící poměr (branching ratio). Větveně se přeměňující radionuklid má v podstatě dvě přeměnové konstanty a dva parciální poločasy rozpadu. Kdybychom v myšleném pokusu dovedli zablokovat jednotlivé alternativní typy přeměny, dostali bychom pro každou větev l a 2 odlišnou hodnotu přeměnové konstanty l1, l2 a poločasu přeměny (T1/2)1 a (T1/2)2. Celková hodnota ltot přeměnové konstanty oběma větvemi pak bude dána součtem parciálních hodnot ltot = l1+ l2 a výsledný poločas rozpadu tohoto radionuklidu lze považovat za efektivní či celkový poločas obou větví: (T1/2)tot = (T1/2)1 . (T1/2)2 /[(T1/2)1 + (T1/2)2] . Hypotetické parciální poločasy přeměny (T1/2)1 a (T1/2)2 jsou v obráceném poměru k relativnímu zastoupení (větvícímu poměru [%]) jednotlivých větví.
  Nejčastějším typem větvené radioaktivní přeměny je [beta-]+[elektronový záchyt (EC) či beta+]. Z přírodních radioisotopů se vyskytuje u draslíku-40, který se (s poločasem T1/2 = 1,27.109roků) přeměňuje beta--radioaktivitou na argon 40Ar (89%) a elektronovým záchytem na vápník 40Ca (11%) - §1.4, pasáž "40K". Vyskytuje se u řady umělých radionuklidů, z těch důležitějších např. u 152Eu, 186Re, 192Ir a několika dalších.
  U několika radionuklidů se pozoruje větvená [gama (IT)]+[beta] přeměna. Bývá to tehdy, když určitý excitovaný stav jádra je metastabilní (bylo popsáno výše v pasáži "Jaderná izomerie a metastabilita") s dlouhým poločasem. Tehdy místo deexcitace emisí fotonu gama (či vnitřní konverzí) může s určitou pravděpodobností docházet k alternativní beta- radioaktivní přeměně tohoto excitovaného jádra na jiné sousední jádro. Extrémním příkladem je europium 152mEu (viz pasáž "Europium" v §1.3), naopak v nepatrné míře nastává i u známého technecia 99mTc. S větvenou IT-beta přeměnou se potýká příprava lutetia-177 reakcí 176Lu(n,g)177Lu, kdy vzniká i metastabilní kontaminant 177mLu, který ve 22% dexcituje postupnými izomerními přechody na základní stav 177Lu a v 88% se přeměňuje samostatně b--radioaktivitou na poměrně vysoký excitovaný stav 1315keV dceřinného 177Hf - viz 177Lu.
  Dále je to větvená přeměna [alfa]+[beta
-], vyskytující se u těžších jader. U přírodních radionuklidů se s ní setkáváme v rozpadových řadách uranu a thoria (§1.4, část "Rozpadové řady"), kde isotopy vizmutu 211,212,213Bi se přeměňují jak a radioaktivitou na isotopy thalia, tak radioaktivitou b na isotopy polonia. Dále aktinium 227Ac se alfa radioaktivitou přeměňuje na 223Fr a beta přeměnou na 227Th. Vede to k větvení rozpadových řetězců.
  U těžkých radionuklidů z oblasti uranů a transuranů se vyskytují kombinované přeměny [alfa]+[spontánní štěpení]. U uranů a lehčích transuranů je podíl spontánního štěpení velmi malý - větvící poměr spontánního štěpení činí přibližně: 235U (7.10-9 %), 238U (5,5.10-5 %), 241Am (0,36%). Avšak pro těžší transurany bývá podíl spontánního štěpení nezanedbatelný, někdy dokonce rozhodující. Např. kalifornium 252Cf (T1/2= 2,56 r.) se z 97% přeměňuje alfa-radioaktivitou na 248Cm a ve 3% nastává spontánní štěpení na dvě lehčí jádra z prostředku periodické tabulky a 2-3 neutrony. Kalifornium 254Cf s efektivním poločasem 60,5 dní se dokonce jen v 0,3% přeměňuje alfa-radioaktivitou na 250Cm a v celých 99,7% nastává spontánní štěpení..!...


"Exotické" druhy radioaktvity
Vedle standardních druhů radioaktivity (a,b,g - popsaných výše) se vzácně vyskytují i méně obvyklé, "exotické", druhy radioaktivity (a některé další druhy jsou jen předpokládané a zatím neprokázané). Učiníme tedy krátkou zmínku o některých méně obvyklých (a někdy i diskutabilních) typech radioaktivity:

Spontánní štěpení těžkých jader
Některá těžká jádra v oblasti uranu a transuranů kromě radioaktivity
a vykazují ještě jeden specifický, ale méně častý druh radioaktivní přeměny: samovolné rozštěpení težkého mateřského jádra A na dvě lehčí jádra F1 a F2 *) (nacházející se zhruba ve středu Mendělejevovy periodické tabulky prvků), zvaná někdy odštěpky či štěpné produkty: NAZ ® N1F1Z1 + N2F2Z2 + (2-3)no + Q(energie). Kromě těchto výsledných jader se při štěpení emitují i neutrony, v počtu zpravidla 2-3. Při štěpení těžkých jader na lehčí jádra se uvolňuje značná energie (pochází z rozdílu vazbových energií, viz následující §1.3), kterou ve formě kinetické energie odnášejí výsledná jádra a neutrony.
*) Vedle obvyklého binárního štěpení se vyskytuje i poměrně vzácný typ - tzv. ternární štěpení (0,2-0,3 % případů), při kterém se těžké jádro rozštěpí na tři fragmenty. Dva z těchto fragmentů jsou středně těžká jádra z prostředku periodické tabulky, třetí může být i velmi lehké jádro - hélium 4He, tritium 3H, pozoruje se i 4He (které se s poločasem asi 0,8s. rozpadá na lihium 6Li). Je zajímavé, že při spontánním štěpení se pozoruje asi o 25% vyšší zastoupení ternárního štěpení, než při štěpení indukovaném pohlcením neutronu (souvisí to patrně s dodáním určité dodatečné energie při pohlcení neutronu jádrem).
  Příčina spontánního štěpení těžkých jader tkví v jejich stavbě a ve vlastnostech jaderných sil. V §1.1, část "Atomová jádra", bylo zmíněno, že jaderné síly jsou krátkého dosahu a jeví stav nasycení. Těžká jádra mají proto nižší vazbovou energii na jeden nukleon než lehčí jádra ze středu Mendělejevovy tabulky prvků. Konfigurace dvou lehčích jader je proto energeticky výhodnější než konfigurace jednoho jádra těžkého (viz obr.1.3.3 v §1.3, část "Jaderná energie. Štěpení a slučování atomových jader"). Vlastnímu procesu štěpení však brání potenciálová bariéra silné interakce, držící jádra pohromadě: při oddalování jedné části jádra od druhé je nutno zpočátku překonávat velké přitažlivé síly - vzrůstá potenciální energie, která se teprve po dosažení výšky bariéry (po dostatečném oddálení, kde jaderné síly krátkého dosahu začnou prudce klesat) začíná snižovat. Aby došlo ke štěpení, je nutno překonat tuto energii, která drží jádro pohromadě. Proces štěpení je energeticky výhodný již pro jádra s N>80. Zisk energie při rozdělení těchto lehčích jader je však velmi malý a výška potenciálové bariéry je příliš vysoká, takže ke štěpení nedochází. Teprve ve velmi těžkých jádrech působí relativně slabší jaderné síly (stav nasycení), takže výška "potenciálového valu", kterým jsou jednotlivé části jádra drženy pohromadě, je nízká *). Existuje proto jistá pravděpodobnost, že odštěpky projdou potenciálovým valem pro štěpení vlivem "tunelového efektu" (podobně jako u radioaktivity a) a rozletí se od sebe s velkou energií.
*) Pro nejtěžší transurany je výška potenciálového valu pro štěpení již prakticky nulová, takže nad určitou hranicí Z již pravděpodobně nelze vytvořit transuranové prvky, které by se okamžitě nerozpadly samovolným štěpením. Toto je též jedním z důvodů, proč jakýsi "ostrov stability", očekávaný některými odborníky u supertěžkých jader v oblasti Z
»120-150, pravděpodobně neexistuje.
  Spontánní štěpení se vyskytuje např. u uranu
235,238U (prokázali jej v r.1940 G.N.Flerov a K.A.Petržak). Je to proces, který probíhá s mizivou intenzitou a ve srovnání s ostatními druhy radioaktivity (u těžkých jader hlavně a) je prakticky zanedbatelný *). K účinnému štěpení těžkých jader však dochází při pohlcení neutronu, jak bude ukázáno v následujícím §1.3; zde se však nejedná o radioaktivitu, ale o jadernou reakci. Malé množství neutronů, pocházejících ze spontánního štěpení, pak může iniciovat řetězovou štěpnou reakci při dosažení tzv. kritického množství štěpného materiálu (§1.3, část "Štěpení atomových jader").
*) Výjimkou jsou některé těžké transurany (podrobně popsané v §1.3, část "
Transurany"), např. kalifornium 252,254Cf, u nichž je spontánní štěpení běžným procesem, konkurujícím radioaktivitě alfa. V praxi se používá především isotop kalifornia 252Cf jako významný zdroj neutronů (viz §1.4 "Radionuklidy", pasáž "Transurany") v řadě laboratorních aplikací.

Radioaktivita "vyšší" než a-héliová - "clusterová" radioaktivita
Radioaktivitu alfa lze považovat za "rozštěpení" mateřského jádra na jádro hélia (
a-částice) a zbytek jádra: NAZ ® 4He2 + N-4BZ-2. Z tohoto hlediska radioaktivitu a a spontánní štěpení lze chápat jako dva pozorované krajní případy jednoho a téhož jaderného procesu. Naskytá se přirozená otázka, zda je možná (ne-štěpná) radioaktivní přeměna s emisí částic hmotnějších než částice a, třebas jader uhlíku, dusíku nebo pod.?. (Nebo méně hmotných nukleonových částic? - viz následující odstavec). Takový druh radioaktivity byl poprve prokázán v Oxfordu v r.1984 u isotopu radia 223Ra, kde mezi obvyklou a-radioaktivitou bylo pozorováno nepatrné množství (1:10miliardám a) rozpadů s emisí jader isotopu uhlíku 14C: 223Ra ® 209Pb + 14C (+12MeV). Později byl podobný typ rozpadu registrován i u dalších isotopů rádia (222,224,226Ra), jakož i jiných těžkých jader. Dále, např. u isotopů 231Pa, 230Th, 233U, 237Np, 241Am, ... se vedle dominantní a radioaktivity vzácně vyskytují i přeměny s emisí dalších těžších jader - neonu 24Ne, hořčíku 28Mg, křemíku 32,34Si.
  Jelikož se jedná o jadernou přeměnu s emisí jaderných fragmentů - shluků či seskupení nukleonů (klastrů), nazývá se tento raritní typ jaderné přeměny clusterová radioaktivita (cluster decay) nebo radioaktivita těžkých iontů. Je to jakýsi "přechodný typ" mezi alfa-radioaktivitou a spontánním štěpením jader. Její mechanismus je do určité míry podobný jako u radioaktivity alfa
(viz výše "Radioaktivita alfa", obr.1.2.2 vpravo) - kvantový tunelový proces, při němž silněji vázaná skupina (klastr) nukleonů uvnitř jádra překoná a pronikne potenciálovou bariérou přitažlivých jaderných sil krátkého dosahu. Pravděpodobnost tohoto tunelování je velmi malá. Energie emitovaných klastrů je podstatně vyšší než u alfa-záření - pohybuje se od 20MeV (u 14C přeměny) do 95MeV (u 34Si přeměny).

Protonová a neutronová radioaktivita ?
U naprosté většiny jader silné interakce mezi nukleony udržují jádra v relativně stabilním stavu - k jejich radioaktivní přeměně může dojít vzájemnou transmutací neutronů a protonů (radioaktivita beta
-,+), deexcitací vzbuzených hladin (izomerní přechod - emise g), či vyzářením a. Nepozorujeme zde spontánní emisi jednotlivých nukleonů nebo lehkých jader s výjimkou částic alfa. Avšak u jader s vysokým přebytkem protonů nebo neutronů je vyváženost natolik porušena, že je energeticky možná a výhodná emise jednotlivých nukleonů nebo celých lehkých jader.
  Při ozařování některých jader protony a urychlenými těžšími ionty bylo pozorováno, že vedle standardních b+ radionuklidů vznikají i jádra s velkým nadbytkem protonů, která při svém rozpadu vysílají protony. Tento jev byl pozorován např. u 17Ne, 25Si nebo 41Ti. Proton může být vyslán buď přímo z nestabilního jádra s excitovanými nukleony (tunelovým jevem podobně jako při rozpadu a), nebo "dvoustupňově" - následně po předcházejícím rozpadu b+; byl zaznamenán i případ emise 2 protonů. Tento proces, při němž se neutrondeficitní jádro NAZ emisí protonu přemění na jádro N-1BZ-1, byl nazván protonová radioaktivita či protonový rozpad .
Upozornění: Zde uvedená protonová radioaktivita nemá nic společného s hypotézou rozpadu či "radioaktivity" samotného protonu, diskutovanou v §1.5!
  Je otázka, zda emisi protonů z krátce žijících excitovaných neutrondeficitních jader lze považovat za samostatný druh radioaktivity. Specifické charakteristiky tohoto procesu (krátký poločas a velmi malé relativní zastoupení) naznačují, že se v mnoha případech spíše jedná o jakýsi retardovaný doprovodný jev při jaderných reakcích *). V některých případech však doba života (delší než pouhá charakteristická doba průletu nukleonu jádrem) naznačuje, že je zde určitá obdoba radioaktivity. Za skutečnou protonovou radioaktivitu však lze považovat pouze jednostupňový proces, při kterém je proton emitován se základního stavu jádra (popř. ze stavu izomerního). Protonová radioaktivita byla prokázána u izomerního stavu jádra kobaltu
53Co. Protonová radioaktivita jader v základním stavu byla v 80.letech prokázána u 151Lu: 151Lu ® 150Yb + p (+1,2MeV), dále pak u 147Tm, i u lehčích jader isotopů cesia 113Cs a jódu 109I s vysokým nedostatkem neutronů. Taková vysoce neutron-deficitní jádra se připravují speciálními experimentálními metodami ostřelování vhodných terčíků urychlenými těžkými ionty, s elektromagnetickou separací požadovaných radionuklidů. Praktický význam tento proces nemá, teoretický význam spočívá v dokreslení pestrosti a různorodosti jevů probíhajících při jaderných reakcích a u silně nerovnovážných jader.
*) S podobným jevem, emisí zpožděných neutronů, se setkáváme u štěpení těžkých jader, kdy vedle "primárních" neutronů emitovaných okamžitě při vlastním štěpení, jsou z odštěpků emitovány další neutrony s poměrně velkým časovým zpožděním. Tento proces je však dvoustupňový: nejprve nastane b-rozpad odštěpku s delším poločasem, po němž teprve nastane rychlá emise neutronu z excitovaného dceřinného jádra v době srovnatelné s kinematickým jaderným časem. O "neutronové radioaktivitě" se proto nehovoří. Můžeme se zamyslet i nad volnou analogií s tzv. rezonancemi u vysokoenergetických interakcí elementárních částic, diskutovaných v §1.5 "Elementární částice".

Další "exotické" druhy radioaktivity - ?? mionová, pionová, hyperonová radioaktivita ??
Studium vlastností těžkých jader, vzdálených od oblasti stability, ukazují na možnosti dalších, ještě neobvyklejších druhů radioaktivity. Mohlo by se jednat o pionovou radioaktivitu, při které by se těžké jádro A rozštěpilo na dva středně těžké fragmenty B a C (nebo několik fragmentů) a současně emitovalo
p-mezon:
NAZ ® p±,0 + N1BZ1 + N2CZ2, přičemž N = N1+N2, Z = Z1+Z2+Zp .
Analogicky se diskutuje mionová radioaktivita:
NAZ ® m± + nm + N1BZ1 + N2CZ2 ; N = N1+N2, Z = Z1+Z2+Zm.,
či dokonce hyperonová radioaktivita s emisí hyperonu lambda:
NAZ ® L0 + N1BZ1 + N2CZ2 ; N = N1+N2, Z = Z1+Z2 ,
nebo s emisí hyporonu
S: NAZ ® S±,0 + N1BZ1 + N2CZ2 ; N = N1+N2, Z = Z1+Z2+ZS.
Příp. emise jader s navázanými hyperony - tzv. hyperjádra či hyperfragmenty C
L, např.: NAZ ® N1BZ1 + N2CLZ2 , s následným rychlým mesonovým nebo nukleonovým rozpadem hyperjádra.


Stabilita a nestabilita atomových jader
Časová stabilita či nestabilita atomového jádra je dána složitou souhrou silných, elektromagnetických a slabých interakcí, determinujících částicové procesy a energetické poměry v jádře, související s počtem protonů a neutronů, s jejich vzájemným poměrem a uspořádáním. Jádra, u nichž je energetická hladina dané konfigurace protonů a neutronů minimální, jsou v čase stabilní. Jádra, která nejsou v energeticky stabilním stavu, však mají snahu určitou rekombinací protonových a neutronových stavů - přeměnou protonů a neutronů, emisí částic či vyzářením kvant "přebytečné" energie, přejít do stavu energeticky stabilnějšího; dochází k radioaktivním přeměnám jader. Aby mohla proběhnout taková přeměna jádra, musejí být splněny dvě základní podmínky:
1. Existence jádra s nižší energetickou hladinou - většinou "sousedního" nebo blízkého svým protonovým a nukleonovým číslem
(výjimkou je spontánní rozpad těžkých jader na jádra mnohem lehčí - §1.3, část "Štěpení atomových jader").
2. Fyzikální mechanismus, uskutečňující přeměnu energeticky bohatšího jádra na jádro s nižší energií.

  Energetické hladiny protonových a neutronových konfigurací v jádrech určuje především silná jaderná interakce, s menšími korekcemi od elektromagnetické interakce (protonové a neutronové hladiny se obsazují nezávisle; bylo diskutováno v §1.1, část "Stavba jádra", pasáž "
Silná jaderná interakce"). Hlavním fyzikálním mechanismem přeměn jader je slabá interakce, která přes transmutaci kvarků uvnitř nukleonů může vzájemně přeměňovat protony a neutrony - radioaktivita beta-,+. K tomu však dochází jen tehdy, když je splněna energetická podmínka: nová konfigurace protonů a neutronů musí mít menší energii než konfigurace původní. U těžkých jader v oblasti uranů a transuranů je pak dalším mechanismem přeměn krátký dosah silné jaderné interakce, způsobující relativně slabší vazbu těžkých jader, a naopak silnou vazbu jader hélia 4He2, které mohou "tunelovat" z okrajových částí těžkých jader jakožto částice alfa (opět při splnění energetické podmínky). Krátký dosah silné jaderné interakce je zodpovědný i za spontánní štěpení těžkých jader. U izomerních přechodů gama je mechanismem elektromagnetická interakce, díky níž se energetický rozdíl excitovaného jádra vyzáří jako vysokoenergetické kvantum - foton elektromagnetického záření.
  Podle slupkového modelu jádra v důsledku vylučovacího principu se proton či neutron vyskytují ve stejném energetickém stavu pouze 1-krát
(resp. 2-krát, s opačnými spiny). Další proton či neutron může zaujmout pouze stav o vyšší energii. Energeticky výhodné je proto zasplnit stejný energetický stav protonem a pak i neutronem. Z toho lze očekávat, že v přírodě se budou vyskytovat přednostně jádra se stejným počtem protonů a neutronů. Pro lehčí jádra (N<»30) se toto pravidlo skutečně potvrzuje. U velkých jader však roste elektrostatické odpuzování. Proto u těžších jader pro zajištění stability začínají převažovat neutrony, které vykazují jen přitažlivé jaderné síly a nikoli elektrické odpuzování.
  Ve shora uvedených pasážích tohoto §1.2 "Radioaktivita" jsme si podrobně rozebírali mechanismy, jakými dochází k radioaktivním přeměnám různých druhů jader. Podívejme se nyní globálně na množinu všech známých atomových jader (nuklidů) z hlediska zákonitostí jejich stability, či naopak nestability - "tendence" k samovolným radioaktivním přeměnám.
  Pro detailní a přehledné zachycení vlastností jader je velmi užitečné jejich zakreslení do tzv. mapy nuklidů. Je to pravoúhlá síť čtverečků, ve které jsou jádra uspořádána v řádcích podle rostoucího počtu protonů
p (=Z) a ve sloupcích podle rostoucího počtu neutronů n (=N-Z). Každému nuklidu tak odpovídá jeden čtvereček o souřadnicích [p,n], do něhož pak můžeme zapsat název a vybrané charakteristiky nuklidu *).
*) Takováto tabulka (mapa) nuklidů je ideově poněkud podobná Mendělejevově tabulce chemických prvků. Vedle základního rozdílu mezi atomovým jádrem a obalem jsou zde dva rozdíly v zápisu: 1.Mendělejevova tabulka je periodická, tabulka nuklidů je sekvenční. 2.Mendělejevova tabulka je tradičně uspořádána podle systému zápisu textu do řádků pod sebe (zleva doprava + zhora dolů), zatímco naše tabulka nuklidů je uspořádána systémem vynášení veličin v kartézských souřadnicích (zleva doprava + zdola nahoru).
Pozn.: Někdy se používá i zvláštní systém šestiúhelníkového uspořádání tabulky nuklidů ("trilineární uspořádání"), v němž navíc šestiúhelníky reprezentující jádra jsou barevně vyznačena v závislosti na poločasu rozpadu daného jádra.


Obr.1.2.8. Pro přehledné znázornění vlastností jader se používá jejich zakreslení do mapy nuklidů.
Vlevo: Jednoduchá dvojrozměrná mapa nuklidů. Vpravo: Trojrozměrná mapa včetně vazbových energií.

Trojrozměrný model byl zhotoven v rámci diplomové práce ... pod vedením Doc.Dr.J.Kleczka, DrSc.

Zmenšené schématické znázornění mapy nuklidů je v levé části obr.1.2.8. Podrobnosti o charakteristikách jader zde nejsou vyznačeny (nevešly by se do malého obrázku), jen stabilní jádra jsou vyznačena černými čtverečky, prázdné (bílé) čtverečky odpovídají nuklidům nestabilním, radioaktivním. Z tohoto diagramu vidíme především tři skutečnosti:
¨ 1. Všechna existující jádra tvoří v mapě nuklidů pás jdoucí doprava a nahoru přibližně diagonálním směrem, který se postupně rozšiřuje - s rostoucím počtem protonů se zvyšuje různorodost existujících jader (vyskytuje se více různých isotopů).
¨ 2. Stabilní jádra tvoří v tomto obecném pásu jakousi "linii stability". Pro lehčí jádra (N<»30) se stabilní jádra soustřeďují kolem přímky n=p, tj. mají přibližně stejný počet protonů a neutronů, jsou symetrická. U těžších stabilních jader postupně začíná převažovat počet neutronů nad protony. Je to způsobeno tím, že při vzrůstajícím Z (=p) roste odpudivá Coulombovská síla protonů v jádře, kterou je pro snížení celkové energie jádra výhodné kompensovat přítomností více neutronů. Poměr počtu protonů a neutronů rozhoduje o stabilitě a nestabilitě jader prostřednictvím slabé interakce, způsobující radioaktivitu beta (viz níže poznámku "Vliv slabých interakcí na stabilitu jader").
¨ 3. Linie stability končí u bismutu 209Bi83, který je posledním, nejtěžším (téměř) stabilním jádrem *). Všechna těžší jádra (oblast uranů a transuranů) jsou již radioaktivní (většinou radioaktivita a, příp. i spontánní štěpení).
*) Přírodní vizmut je tvořen isotopem
209Bi, který byl donedávna považován za stabilní. V r.2003 však bylo zjištěno, že je tento isotop slabě radioaktivní - s nesmírně dlouhým poločasem 1,9.1019let podléhá alfa-radioaktivitě. Z praktického hlediska se však přírodní vizmut jeví jako neradioaktivní (300kg bismutu by mělo aktivitu 1Bq). Za nejtěžší opravdu stabilní nuklid je nyní považováno olovo 208Pb.
Vliv slabých interakcí na stabilitu jader 
Kdyby v mikrosvětě existovala jen silná interakce (a elektromagnetická), mohly by existovat i "mononukleonová" jádra složená jen z protonů nebo jen z neutronů (mononeutronová jádra by neměla elektronový obal). Mohly by vznikat i jaderná "monstra" složená i z tisíců neutronů. Nic takového však v přírodě nepozorujeme, neexistují stabilní jádra ani ze dvou samotných protonů nebo ze dvou neutronů; i samotný neutron je nestabilní. V přírodě totiž působí další druh sil - slabá interakce, která radioaktivitou beta (- nebo +) nemilosrdně přemění každé jádro, u něhož je porušen určitý poměr mezi počtem protonů a neutronů (pokud je ovšem splněna energetická podmínka v potenciálové jámě dané především silnou jadernou interakcí). Mechanismy těchto procesů byly rozebírány výše v části "Radioaktivita beta".

Při výkladu mechanismů jednotlivých typů radioaktivity jsme viděli, že o stabilitě či nestabilitě jader rozhodují dva vzájemně související faktory: počet protonů a neutronů a vazbová energie jádra. Ještě názornější obraz o vlastnostech jader tedy dostaneme tak, že pro každé jádro do třetího rozměru (kolmo k nákresně) mapy nuklidů vyneseme střední vazbovou energii jádra na jeden nukleon. Jelikož každý nukleon je v jádře vázán v jakési potenciálové jámě, vynášíme tuto vazbovou energii směrem dolů. Vzniká tak trojrozměrná tabulka nuklidů, mající tvar jakéhosi "údolí nuklidů" táhnoucího se diagonálně souřadnicovou sítí (obr.1.2.8 vpravo).
  Nejstabilnější jádra leží na "dně" tohoto údolí radionuklidů - vazebná energie jejich nukleonů je největší. Na "levém svahu" údolí nuklidů jsou jádra bohatá na protony (označuje se někdy jako "protonový svah"), která se rozpadají
b+-radioaktivitou, na "pravém svahu" se nacházejí jádra s převahou neutronů ("neutronový svah"), rozpadající se b--radioaktivitou. Tyto skutečnosti jsou jasně vidět na příčných řezech údolím nuklidů, kde jsou jádra se stejným počtem nukleonů (izobary) - levá část obr.1.2.9. Nejstabilnější jádra jsou na dně údolí. Jádra s přebytkem protonů (vlevo) nebo s přebytkem neutronů (vpravo) mají nadbytečnou energii *), kterou se snaží zbavit b+ nebo b- rozpadem. Proto jsou jádra na protonovém a neutronovém "svahu" b-radioaktivní.
*) Tato energetická bilance se dá dobře vysvětlit slupkovým modelem struktury atomového jádra, diskutovaným v předchozím §1.1. Pokud je v jádře nadbytek protonů nad neutrony, budou zaplňovat protony poněkud vyšší energetické hladiny než neutrony. Jádro pak může přejít do stavu s nižší energií tak, že proton se přemění
b+-přeměnou na neutron, který přejde na volnou neutronovou hladinu s nižší energií. Analogicky je tomu u jader s nadbytkem neutronů, kde b--rozpad přemění neutron na proton, který obsadí volnou protonovou hladinu s nižší energií.


Obr.1.2.9. Řezy "údolím nuklidů" v trojrozměrné tabulce dávají názornou představu o energetické bilanci vazby atomových jader.
Vlevo: Příklad příčného řezu údolím nuklidů. Vpravo: Podélný řez údolím nuklidů v nejhlubším místě (odpovídajícím relativně nejstabilnějším jádrům).

Zajímavý je i podélný řez údolím nuklidů v nejhlubších místech - obr.1.2.9 vpravo. Tímto podélným řezem dostaneme křivku závislosti vazbové energie (na jeden nukleon) na nukleonovém čísle pro relativně nejstabilnější jádra, tj. jádra vyskytující se v přírodě. Z této křivky vidíme, že nejsilněji vázaná jádra mají prvky skupiny železa, která jsou nejstabilnější a tvoří nejhlubší "dno" údolí nuklidů, zatímco lehká a těžká jádra mají vazbové energie menší. Je patrné, že "padání ke dnu údolí radionuklidů" v podélném směru je možné ve dvou směrech: Slučováním lehkých jader v těžší (jaderná fúze, termonukleární reakce), nebo rozpad (a) či štěpení těžkých jader v jádra lehčí *); v obou těchto případech dochází k uvolňování jaderné energie. Touto křivkou se budeme podrobně zabývat v následujícím §3.3, část "Jaderná energie", v souvislosti s jadernou energií, kde si ji překreslíme v obrácené formě (obr.1.3.2).
*) Jaderná fúze nemůže probíhat spontánně, ale jen za vysokých kinetických energií slučujících se jader při vysokých teplotách
(v nitru hvězd či v termonukleární reaktoru, viz §3.3, část "Slučování atomových jader"). Radioaktivita a probíhá u těžkých jader spontánně, čímž tato jádra "padají" podél údolí nuklidů směrem k lehčím a stabilnějším jádrům. Tento proces je často kombinován i s b-radioaktivitou v příčném směru protonového či neutronového svahu. Štěpení těžkých jader může probíhat spontánně, avšak zpravidla jen s mizivou intenzitou (s výjimkou těžkých transuranů). K účinnému štěpení těžkých jader dochází při pohlcení neutronu, tyto procesy budou diskutovány v následujícím §1.3 "Jaderné reakce", část "Štěpení atomových jader".
  Údolí nuklidů trojrozměrné tabulky jader nám tak dává názornou energetickou představu o tom, proč jsou některá jádra stabilní a jiná se radioaktivně rozpadají. Podobně jako kámen puštěný po horském svahu se vlivem gravitace skutálí do údolí, tak i nukleony v jádrech na energetických "svazích" se snaží dostat co nejníž ke dnu údolí, kam je "stahují" jaderné síly. Zda se jim to "podaří" a dojde k jaderné přeměně, o tom rozhoduje energetická bilance ve vztahu k mechanismu radioaktivity
b, a, příp. jaderné fúze či štěpení.
  Nestabilní jádra ležící "nízko na svahu" údolí nuklidů dosahují stabilní konfigurace jen jedním radioaktivním přechodem (
b+,-, a). Avšak jádra s vekým přebytkem protonů či neutronů, a též těžká jádra v oblasti uranů a transuranů, ležící vysoko na "svahu" nuklidů, musejí prodělat celou kaskádu jednotlivých radioaktivních přeměn, než spočinou na "dně údolí" ve stabilní konfiguraci. Vznikají tak radioaktivní rozpadové řady (viz §1.4 "Radionuklidy", část "Rozpadové řady", obr.1.4.1 ).

1.1. Atomy a jádra   1.3. Jaderné reakce

Zpět: Jaderná fyzika a fyzika ionizujícího záření
Jaderná a radiační fyzika Detekce a spektrometrie záření Aplikace záření
S c i n t i g r a f i e Počítačové vyhodnocování scintigrafie Radiační ochrana
Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu   |  Antropický princip aneb kosmický Bůh
AstroNuklFyzika ® Jaderná fyzika - Astrofyzika - Kosmologie - Filosofie

Vojtěch Ullmann