Говоря о β⁻-распаде, чаще всего считают само собой разумеющимся, что электрон приобретает положительную энергию и покидает систему («вылетает в континуум»):

(A Z) → (A,Z+1) + e⁻ + _e .

В принципе электрон может быть захвачен на связанное состояние в конечном атоме. Низколежащие электронные состояния в атоме заняты, а захват на высокие орбиты с очень малой энергией отделения чрезвычайно маловероятен. Однако, если все электроны удалены, принцип Паули не препятствует образованию электрона на нижайшей атомной орбите (в K-оболочке), и такой процесс становится возможным.
    Его вероятность сильно зависит от заряда ядра Z. В двух легчайших системах (нейтрон и ядро трития) в электронной оболочке дочерней системы имеются вакансии, и ионизация не требуется. Однако теоретические оценки дают для распада нейтрона n → (pe) + _e, где (pe) − нейтральный атом водорода, относительную вероятность порядка 10^-6, для тритона − 10^-3. Из эксперимента известно лишь, что для нейтрона эта вероятность <6·10^-2. В тяжелых ядрах такой процесс гораздо более вероятен.
    Идея о возможности β⁻-распада с образованием связанного состояния электрона была впервые высказана еще в 1947 году [3]. Теория такого процесса была развита Джоном Бакалом [4], впоследствии известным специалистом в области физики солнечных нейтрино.
    Одним из наиболее ярких примеров, где возможность β⁻-распада с образованием электрона в связанном состоянии является принципиально важной, является распад ядра ¹⁶³Dy. Изотоп
¹⁶³Dy (Z = 66, J^π = 5/2^-) известен как стабильный, его относительная распространенность составляет около 25%. Наоборот, ядро ¹⁶³Ho (Z = 67, J^π = 7/2^-) испытывает e-захват (период полураспада
T_1/2 = 4.6·10³ лет): e + ¹⁶³Ho → ¹⁶³Dy + _e . При этом энергия e-захвата очень мала: лишь 2.6 кэВ.
    Если ядро ¹⁶³Dy полностью лишить электронов, ситуация становится обратной. Ядро становится радиоактивным и распадается по каналу ¹⁶³Dy⁶⁶⁺ → ¹⁶³Ho⁶⁶⁺ + _e . При этом электрон не вылетает в континуум, а оказывается на K-оболочке иона гольмия. Выигрыш в энергии за счет образования электрона в связанном состоянии невелик, но достаточен, чтобы распад ¹⁶³Dy стал возможен. Ион же ¹⁶³Ho⁶⁶⁺ оказывается стабильным.
    Энергия β⁻-распада с образованием электрона в связанном состоянии Q_b отличается от энергии распада с вылетом электрона в континуум Q_c двумя слагаемыми: Q_b = Q _c + B_K − ∆B_e. Здесь B_K − энергия отделения K-электрона (образование электронов в более высоких связанных состояниях гораздо менее вероятно), ∆B_e − разность полных энергий электронных оболочек начального и конечного атомов. Для ¹⁶³Dy B_K = 84 кэВ, ∆B_e = 21 кэВ. Для наиболее тяжелых элементов B_K несколько превышает 100 кэВ. Таким образом, поправка обычно невелика по сравнению с разностью энергий связи ядер. Однако в данном случае Q_c < 0, Q_b > 0.
    Именно ¹⁶³Dy⁶⁶⁺ изучался в первом эксперименте GSI [5] по β⁻-распадам ядер, лишенных электронов. Был измерен период полураспада ¹⁶³Dy⁶⁶⁺: T_1/2 = 47±5 дней.
    В этом эксперименте впервые наблюдался β⁻-распад ядра с образованием связанного состояния электрона. Эксперимент доказал, что стабильное в составе атома ядро, лишенное электронов, может стать нестабильным. Измеренный период полураспада может быть использован в расчетах процессов нуклеосинтеза.
    Другим интересным примером является ядро ¹⁸⁷Re. В отличие от ¹⁶³Dy, ядро рения испытывает
β-распад даже при наличии электронной оболочки: ¹⁸⁷Re → ¹⁸⁷Os + e⁻ + _e . Энергия этого распада очень мала (2.6 кэВ). Кроме того, спины и четности основных состояний ¹⁸⁷Re(5/2⁺) и ¹⁸⁷Os (1/2^-) таковы, что распад является сильно запрещенным (см. схему на Рис. 1).

Рис. 1. Схема распадов нейтрального атома (внизу) и полностью ионизованного ¹⁸⁷Re (вверху).

    В результате период полураспада атома ¹⁸⁷Re составляет 4.3·10¹⁰ лет, и этот изотоп встречается в природе и преобладает (63%) в естественной смеси изотопов.
    Однако у ¹⁸⁷Os есть возбужденное состояние 3/2^- (см. Рис. 1). Распад на это состояние имеет меньший порядок запрета. Для нейтрального атома ¹⁸⁷Re он запрещен энергетически, однако для полностью ионизованного ¹⁸⁷Re становится возможным, если электрон образуется на K-орбите. Эксперимент [6] показал, что период полураспада полностью ионизованного ¹⁸⁷Re на 9 порядков меньше, чем для нейтрального атома: T_1/2 = 33±2 года.
    Этот результат очень важен для астрофизических приложений. Благодаря большому времени жизни ¹⁸⁷Re рассматривался как космические часы. Поскольку процессы нуклеосинтеза ¹⁸⁷Re и ¹⁸⁷Os, а значит, и их первичные распространенности, считаются хорошо известными, то предполагалось, что соотношение количеств ¹⁸⁷Re и ¹⁸⁷Os в природе непосредственно определяется возрастом нашего мира. Однако до работы [7] при выполнении соответствующих оценок упускалось из виду то обстоятельство, что в эпоху, когда вещество существовало в виде сильно ионизованной плазмы, ядра ¹⁸⁷Re распадались гораздо быстрее, чем теперь.
    Учет этого обстоятельства делает расчеты более сложными и модельно зависимыми (степень ионизации атомов определяется не вполне известной зависимостью температуры среды от времени). С другой стороны, среднюю скорость распада ¹⁸⁷Re, используя полученное значение периода полураспада, теперь легко вычислить для любой температуры и степени ионизации. Таким образом для возраста нашей галактики получена оценка (14±2)·10⁹ лет.
    В работе [8] были измерены отношения скоростей β-распадов полностью ионизованных ядер на связанное состояние электрона (λ_b) и в континуум (λ_с) для ядра ²⁰⁷Tl (это ядро испытывает β-распад и не будучи ионизованным). Было получено λ_b/λ _с = 0.188±0.018. Видно, что для тяжелых ядер, обладающих сильным кулоновским полем, вероятность распада на связанное состояние не мала, даже если распад в континуум возможен. Выше говорилось, что в легких системах (n, ³H) это не так.
    Помимо ¹⁶³Dy, есть еще несколько ядер, которые должны испытывать β^--распад тогда и только тогда, когда лишены электронов. Это ¹⁹³Ir, ²⁰⁵Tl и ²⁴³Am. В обычных условиях эти ядра являются стабильными (¹⁹³Ir, ²⁰⁵Tl) или долгоживущими (²⁴³Am испытывает α-распад с T_1/2 = 7·10³ лет). Если их полностью ионизовать, станет возможным распад с образованием электрона в связанном состоянии.
    Наибольший интерес среди перечисленных ядер представляет ²⁰⁵Tl. Дело в том, что реакция
ν_e + ²⁰⁵Tl → e⁻ + ²⁰⁵Pb имеет порог по энергии нейтрино всего 54 кэВ. Поэтому измерение содержания ²⁰⁵Pb в таллии-содержащих породах может дать информацию о потоке низкоэнергетических нейтрино, падающем на Землю. Ни один другой известный метод не позволяет регистрировать нейтрино столь малых энергий [9].

Для определения потока нейтрино нужно знать сечение реакции ν_e + ²⁰⁵Tl → e⁻ + ²⁰⁵Pb. Казалось бы, необходимую информацию о ядерном переходе можно получить, зная период полураспада аналогичного процесса e⁻ + ²⁰⁵Pb → ²⁰⁵Tl + ν_e. Но реакция ν_e + ²⁰⁵Tl → e⁻ + ²⁰⁵Pb наверняка пойдет не на основное состояние ²⁰⁵ Pb(5/2^-), а на первое возбужденное (1/2^-, см. Рис. 2).

Рис. 2. Схема распадов нейтрального атома ²⁰⁵Pb (внизу) и полностью ионизованного ²⁰⁵Tl (вверху).

    Второй переход аналогичен разрешенному β-распаду. Информацию о β-распаде
²⁰⁵Pb(1/2^-) → ²⁰⁵Tl(1/2⁺) получить из эксперимента, разумеется, нельзя, т.к. возбужденное состояние ²⁰⁵Pb(1/2^-) девозбуждается посредством γ-перехода.
    Однако такую информацию можно получить из обратного процесса
²⁰⁵ Tl(1/2⁺) → ²⁰⁵Pb(1/2^-) + e⁻ + _e , который становится возможен, если таллий полностью ионизован. В этом случае распад на первое возбужденное состояние ²⁰⁵Pb гораздо более вероятен, чем на основное. Можно ожидать, что время жизни полностью ионизованного ²⁰⁵Tl много меньше времени жизни атома ²⁰⁵Pb. Приведенное на Рис. 2 значение T_1/2 = 120 дней − теоретическая оценка. Экспериментальная ее проверка представила бы большой интерес.

2. Электронный захват в водородоподобных и гелиеподобных ионах