Методические указания к курсу физика атомного ядра и частиц для студентов физического факультета (стр. 1 из 7)

Бета – распадом называется процесс самопроизвольного превращения нестабильного ядра в ядро-изобар с зарядом, отличным на ΔZ = ±1, в результате испускания электрона (позитрона) или захвата электрона. Период полураспада β-радиоактивных ядер меняется от ~10^-2сек до ~2·10¹⁵ лет. Энергия β-распада заключена в пределах от 18 кэв (для ₁He³) до 16,6 Мэв (для ₇N¹²). Известны три вида β-распада: β^--распад, β⁺-распад и е-захват (или K-захват). Простейшим примером электронного β-распада является (если не считать β-распад нейтрона) β-распад трития:

Энергетическое условие возможности β-распада ядра с массовым числом A и зарядом Z записывается так:

Масса исходного (β-радиоактивного) ядра должна быть больше суммы масс конечного ядра и электрона. Для рассмотренного примера

Примером позитронного β-распада является β⁺-распад ядра ₆C¹¹, сопровождающийся испусканием положительного электрона — позитрона:

В этом случае β⁺-распад ядра ₆C¹¹ сводится как бы к превращению одного протона в нейтрон. Разумеется, это превращение надо понимать условно, так как масса протона меньше массы нейтрона, вследствие чего позитронный распад свободного протона невозможен. Однако для протона, связанного в ядре, подобное превращение возможно, так как недостающая энергия восполняется ядром.

Энергетическое условие β⁺-распада записывается по аналогии с условием β^--распада:

Если, прибавив к обеим частям неравенства по (Z + 1)m_e, перейти от масс ядер к массам атомов, то неравенство приобретает следующий вид:

Энергия, выделяющаяся при β⁺-распаде:

Для β⁺-распада ядра ₆C¹¹ она составляет

Третий вид β–радиоактивности - электронный захват (е-захват) - заключается в захвате ядром электрона из электронной оболочки собственного атома. Природа е-захвата была раскрыта при изучении сопровождающего его рентгеновского излучения. Оказалось, что оно соответствует переходу электронов на освободившееся место в электронной оболочке образующегося после e-захвата атома (A, Z-1). е-Захват имеет существенное значение для тяжелых ядер, у которых K-оболочка расположена близко к ядру. Наряду с захватом электрона из K-оболочки (K-захват) наблюдается также захват электрона из L-оболочки (L-захват), из М-оболочки (M-захват) и т. д.

Примером легкого K-радиоактивного ядра является ядро ₄Be⁷, захватывающее K-электрон и превращающееся в ядро ₃Li⁷:

Энергетическое условие возможности K-захвата записывается следующим образом:

а после прибавления к левой и правой частям по Z масс электронов:

Энергия, выделяющаяся, при K-захвате:

Сопоставляя между собой вышеприведенные неравенства, можно прийти к следующим выводам. Так как в случае

ядро (A,Z) является β^--радиоактивным, а в случае

K - радиоактивным, то, вообще говоря, не должно существовать двух соседних по заряду стабильных изобар. Исключения возможны только тогда, когда соответствующие переходы запрещены из-за большого различия в моментах обоих ядер.

При β^-- (β⁺-) распаде ядра с большим избытком (недостатком) нейтронов конечное ядро может образоваться в возбужденном состоянии с энергией возбуждения, превышающей энергию отделения нейтрона (протона). В таком случае конечное ядро будет испускать запаздывающий (на время β-распада) нейтрон (протон).

Измерения β-спектров показали, что в процессе β-распада испускаются электроны всех энергий (Рис.1) от нуля до энергии (T_e)_макс приблизительно равной (в случае β^--распада) разности энергетических состояний исходного и конечного атома:

Средняя энергия электронов, испускаемых тяжелыми ядрами, обычно составляет около 1/3 максимальной энергии

и для естественных радиоактивных элементов заключена в пределах

. У легких ядер β-спектры более симметричны. Для них

Интерпретация непрерывного характера энергетического спектра электронов β-распада в свое время вызвала очень большие трудности. Казалось, что подобно α-распаду, при котором испускающиеся α-частицы имеют вполне определенную энергию, β-распад также должен приводить к испусканию монохроматических электронов, энергия которых будет определяться энергетическими состояниями исходного и конечного ядер:

Для объяснения несовпадения энергии электронов с энергией, освобождающейся при β-распаде, была выдвинута гипотеза (Паули, 1931 г.) о том, что в процессе β-распада наряду с электроном с энергией T_e испускается еще одна частица - нейтрино, которая уносит энергию ΔE_β - T_e, так что суммарная энергия электрона и нейтрино равна энергии β–распада ΔE_β.

Первая теория β–распада была построена Ферми в 1934 году, когда экспериментальные доказательства существования нейтрино еще не были получены, но участие этих частиц в процессах β–распада считалось более чем вероятным. При построении теории считалось, что электроны и нейтрино (которых в ядрах нет) рождаются в процессе β–распада благодаря новому виду взаимодействия. Это взаимодействие не тождественно ни электромагнитному, ни, конечно, ядерному взаимодействию. Новый тип взаимодействия получил название слабого взаимодействия. Радиус действия сил слабого взаимодействия очень мал и составляет примерно 10^-16 см. Это в тысячу раз меньше радиуса действия ядерных сил. На расстояниях порядка атомных радиусов (10^-8 см) слабые силы практически не проявляются.

Проходя через вещество, b-частицы теряют энергию и отклоняются от своего первоначального направления, то есть рассеиваются (Рис. 2.).

Рассматривая пучок электронов, падающий нормально на поверхность фильтра, можно отметить, что электроны с большей энергией пройдут фильтр, испытывая лишь малые отклонения. Более медленные электроны подвергаются большему рассеянию, их угловое распределение приближается к распределению Гаусса, а траектория движения искривляется. При сильном рассеянии теряет смысл понятие направления движения электронов, рассматривается процесс диффузии электронов.