Siła jądrowa trzymająca jądro atomowe razem jest bardzo silna, ogólnie znacznie silniejsza niż odpychające siły elektromagnetyczne między protonami. Jednak siła jądrowa jest również krótkiego zasięgu, spadając szybko w sile powyżej około 1 femtometru, podczas gdy siła elektromagnetyczna ma nieograniczony zasięg., Siła przyciągającej siły jądrowej trzymającej jądro razem jest więc proporcjonalna do liczby nukleonów, ale całkowita destrukcyjna siła elektromagnetyczna próbująca rozbić jądro jest mniej więcej proporcjonalna do kwadratu jego liczby atomowej. Jądro z 210 lub więcej nukleonów jest tak duże, że silna siła jądrowa trzymająca je razem może ledwo zrównoważyć odpychanie elektromagnetyczne między protonami, które zawiera. Rozpad Alfa występuje w takich jądrach jako sposób zwiększenia stabilności poprzez zmniejszenie rozmiaru.,
jedną z ciekawostek jest to, dlaczego cząstki alfa, jądra helu, powinny być emitowane preferencyjnie w przeciwieństwie do innych cząstek, takich jak pojedynczy proton, neutron lub inne jądra atomowe. Jednym z powodów jest wysoka energia wiązania cząstki alfa, co oznacza, że jej masa jest mniejsza niż suma mas dwóch protonów i dwóch neutronów. Zwiększa to energię rozpadu., Obliczanie całkowitej energii rozpadu podanej równaniem
E = ( m i − m f − M p ) c 2 {\displaystyle E=(M_{\text{i}}-M_{\text{f}}-M_{\text{p}})c^{2}}
Gdzie m i {\displaystyle m_{\text{i}}} jest masą początkową jądra, m f {\displaystyle m_{\text{f}}} jest masą jądra, M F {\displaystyle m_{\text{f}}} jest masą jądra.jądro po emisji cząstek, A M P {\displaystyle M_ {\text {p}}} jest masą emitowanej cząstki, można stwierdzić, że w pewnych przypadkach jest ona dodatnia, a więc emisja cząstek alfa jest możliwa, podczas gdy inne tryby rozpadu wymagałyby dodania energii., Na przykład, wykonanie obliczeń dla uranu-232 pokazuje, że emisja cząstek alfa daje 5,4 MeV energii, podczas gdy emisja pojedynczego protonu wymagałaby 6,1 MeV. Większość energii rozpadu staje się energią kinetyczną samej cząstki alfa, chociaż dla zachowania zachowania pędu część energii trafia do odrzutu samego jądra (zobacz odrzut atomowy)., Jednakże, ponieważ liczba masowa większości izotopów emitujących Alfa przekracza 210, znacznie więcej niż liczba masowa cząstki alfa (4), ułamek energii przechodzącej do odrzutu jądra jest na ogół dość mały, mniej niż 2%.
te energie rozpadu są jednak znacznie mniejsze niż odpychająca bariera potencjalna utworzona przez siłę elektromagnetyczną, która zapobiega ucieczce cząstki alfa., Energia potrzebna do przeniesienia cząstki alfa z nieskończoności do punktu w pobliżu jądra, znajdującego się poza zakresem oddziaływania siły jądrowej, mieści się zazwyczaj w zakresie około 25 MeV. Cząstka alfa może być uważana za znajdującą się wewnątrz bariery potencjału, której ściany są 25 MeV powyżej potencjału w nieskończoności. Jednak rozpadowe cząstki alfa mają tylko Energie około 4 do 9 MeV powyżej potencjału w nieskończoności, znacznie mniej niż energia potrzebna do ucieczki.
mechanika kwantowa pozwala jednak cząstce Alfa uciec poprzez kwantowe tunelowanie., Kwantowa teoria tunelowania rozpadu Alfa, opracowana niezależnie przez George ' a Gamowa i Ronalda Wilfreda Gurneya i Edwarda Condona w 1928 roku, została okrzyknięta bardzo uderzającym potwierdzeniem teorii kwantowej. Zasadniczo cząstka Alfa ucieka z jądra nie poprzez pozyskanie wystarczającej ilości energii, aby przejść przez ścianę, która go ogranicza, ale poprzez tunelowanie przez ścianę., Gurney i Condon poczynili na ten temat następujące spostrzeżenia:
dotychczas konieczne było postulowanie jakiejś specjalnej arbitralnej 'niestabilności' jądra, ale w poniższej notce zaznaczono, że rozpad jest naturalną konsekwencją praw mechaniki kwantowej bez żadnej specjalnej hipotezy… Wiele napisano o wybuchowej przemocy, z jaką cząstka α jest wyrzucana ze swojego miejsca w jądrze. Ale z procesu pokazanego powyżej, można raczej powiedzieć, że cząstka α prawie wymyka się niezauważona.,
teoria zakłada, że cząstka alfa może być uważana za niezależną cząstkę w jądrze, która jest w ciągłym ruchu, ale utrzymywana w jądrze przez siły elektromagnetyczne. Przy każdym zderzeniu z odpychającą barierą potencjalną siły elektromagnetycznej istnieje małe niezerowe prawdopodobieństwo, że będzie ona tunelować drogę wyjścia. Cząstka alfa o prędkości 1,5×107 m / s o średnicy jądra około 10-14 m zderzy się z barierą ponad 1021 razy na sekundę., Jeśli jednak prawdopodobieństwo ucieczki przy każdej kolizji jest bardzo małe, okres półtrwania radioizotopu będzie bardzo długi, ponieważ jest to czas wymagany do całkowitego prawdopodobieństwa ucieczki, aby osiągnąć 50%. Jako ekstremalny przykład, okres półtrwania izotopu bizmutu – 209 wynosi 2,01×1019 lat.
izotopy w stabilnych izobarach beta, które są również stabilne w odniesieniu do podwójnego rozpadu beta o liczbie masowej A = 5, A = 8, 143 ≤ A ≤ 155, 160 ≤ a ≤ 162 i a ≥ 165, teoretycznie poddaje się rozpadowi Alfa. Wszystkie inne liczby masowe (izobary) mają dokładnie jeden teoretycznie stabilny nuklid)., Te z masą 5 rozpadają się na Hel-4 i proton lub neutron, a te z masą 8 rozpadają się na dwa jądra helu-4; ich okresy półtrwania (Hel-5, lit-5 i beryl-8) są bardzo krótkie, w przeciwieństwie do wszystkich innych takich nuklidów o ≤ 209, które są bardzo długie. (Takie nuklidy o a ≤ 209 są nuklidy pierwotne z wyjątkiem 146Sm.)
wypracowanie szczegółów teorii prowadzi do równania odnoszącego okres półtrwania radioizotopu do energii rozpadu jego cząstek alfa, teoretycznego wyprowadzenia empirycznego prawa Geigera-Nuttalla.