ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Радиоактивные ряды в трансурановые элементы из "Ядерная физика " Распад (6.36) называют еще электронным или -распадом, а распад (6.37) — позитронным или 5+-распадом. [c.230] Главной особенностью р-распада является то, что он обусловлен не ядерными и не электромагнитными силами, а третьим из четырех типов фундаментальных взаимодействий в природе — слабыми взаимодействиями (см. I, а также гл. VII, 8). За счет того, что интенсивность слабых взаимодействий на 24 порядка меньше ядер-ных, периоды полураспадов -активных ядер в среднем имеют порядок минут и часов. [c.231] С другой стороны, для того чтобы выполнялись законы сохранения энергии и момента, ядро при Р-распаде должно перестраиваться. Поэтому период, а также другие характеристики р-распада в сильнейшей степени зависят от того, насколько сложна эта перестройка. В результате периоды р-распада варьируются в столь же широких пределах, как и периоды а-распада. [c.231] Таким образом, если а-распад представляет собой чисто ядерное явление, то Р-активные процессы — явление гораздо более сложное, связанное как с теорией слабых взаимодействий (а через нее, например, с теорией распадов так называемых странных элементарных частиц), так и со структурой ядра. [c.231] Нетривиален вопрос о том, существуют ли электроны, нейтрино и другие вылетающие при р-распаде частицы в ядре заранее или рождаются в процессе распада. Согласно современным теоретическим воззрениям эти частицы рождаются во время распада. Здесь проявляется весьма общее свойство взаимопревращаемости элементарных частиц. [c.231] Если а-распад наблюдается только у самых тяжелых и некоторых редкоземельных ядер, то р-активные ядра гораздо более многочисленны и имеются во всей области значений массового числа А, начиная от единицы (свободный нейтрон) и кончая массовыми числами самых тяжелых ядер. [c.231] Для Р+-распада, как правило, несуществен кулоновский барьер, несмотря на то, что вылетающие позитроны положительно заряжены, а их энергии часто меньше энергий распадных а-частиц. Это связано с тем, что у позитрона очень мала масса и, следовательно, велик импульс. Поэтому позитрон не может долго находиться в ядре без нарушения соотношения неопределенностей. [c.232] Например, как мы уже упоминали, олово (Z = 50) имеет десять стабильных изотопов (см. гл. II, 2). [c.235] Наконец, остановимся на роли для 3-распада шестого слагаемого Z (М — Мр) в полуэмпирической формуле (6.52). Именно этим слагаемым дефект массы отличается от энергии связи. Это слагаемое несколько увеличивает равновесное число протонов в ядре. При изменении Z на единицу это слагаемое меняется всего лишь на 1,3 МэБ при любых Л, так что его роль невелика. И действительно, оно существенно только для самых легких ядер, в частности, для объяснения -активности свободного нейтрона и стабильности изотопа гелия аНе . [c.235] Исторически именно на основании этих свойств р-спектров Паули в 1930 г. (т. е. еще до открытия нейтрона ) предсказал существование нейтрино — на четверть столетия раньше его непосредственного экспериментального наблюдения. [c.236] Коэффициент D в (6.59), кроме мировых постоянных и константы, характеризующей интенсивность слабых взаимодействий, может еще зависеть от энергий Е, Е , от взаимных ориентаций спинов и от угла между импульсами электрона и антинейтрино. Происхождение этих зависимостей может быть двояким. Во-первых, коэффициент D может зависеть от энергии за счет свойств слабых взаимодействий. Такая зависимость будет проявляться во всех без исключения распадах, в том числе в распаде свободного нейтрона. Во-вторых, зависимость D от Е может возникнуть за счет особенностей структуры ядра. В этом случае D будет константой для распада свободного нейтрона и для тех распадов, при которых не меняется конфигурация нуклонов в ядре. В остальных случаях форма спектра будет различной для ядер разных типов. [c.237] При выводе формулы (6.65) для формы разрешенного р-спектра мы заранее предполагали, что масса покоя нейтрино Шу, (и его двойника — антинейтрино) равна нулю. Если бы нейтрино имело хотя и малую, но конечную массу покоя, то форма разрешенного р-спектра суш,ественно изменилась бы в окрестности При нулевой массе покоя кривая формы спектра (см., например, рис. 6.14) касается оси абсцисс (как парабола). При ненулевой массе эта кривая подходила бы к оси абсцисс иод некоторым конечным углом. Кроме того, максимальная энергия Е оказалась бы смещенной влево на энергию, соответствующую массе покоя нейтрино. Разумеется, чем меньше масса нейтрино, тем слабее проявляются эти особенности. Специальные тщательные измерения формы спектра вблизи для уже упоминавшегося нами распада трития (см. п. 1) показали,, что в пределах ошибок эксперимента = 0. Во всяком случае гПу, не может превышать 0,07% массы электрона. Ниже в п. 10 мы увидим, что существуют серьезные теоретические основания считать массу покоя нейтрино точно равной нулю. [c.239] Схема 3+-распада кислорода аО . [c.240] Для типичного р-распада RH 1/100, что объясняет наблюдаемое увеличение /Ti на несколько порядков при возрастании на единицу степени запрета. [c.241] Будет ли 3-распад разрешенным или запрещенным, определяется моментами и четностями материнского и дочернего ядер. Чтобы установить связь типа р-распада с моментами и четностями ядер, выясним, чему равняются полный момент и четность, уносимые парой е — Vg. Полный момент пары складывается из ее орбитального и спинового моментов. Последний в свою очередь равняется сумме орбитального момента относительного движения е — Ve и их спинового момента 8 = 0 или 1. Мы уже указывали в п. 1, что р,-распад — процесс внутринуклонный, т. е. электрон и антинейтрино вылетают практически из точки. В этих условиях их относительный орбитальный момент всегда должен равняться нулю ). [c.241] Эффектами такого порядка величины мы пренебрегаем. [c.241] Поэтому полный момент пары е — Vg в разрешенных переходах равняется О или 1, в однократно запрещенных — О, 1, 2, в двукратно запрещенных — 1, 2, 3 и т. д. [c.242] ИЗОСПИН ядра не меняется, т. е. ДТ = О, в гамов-теллеровских — АТ = О, 1 (опять-таки кроме переходов О—О по изоспину). [c.243] Небольшое замечание будет касаться разделения полного момента частицы на орбитальную и спиновую части. Забегая вперед, скажем, что никаких трудностей здесь не возникает. Остановиться же на этом вопросе нас побудили две причины. [c.245] Во-первых, в литературе, особенно старой, можно нередко встретить утверждение, что полный момент электрона нельзя разделить на спиновую и орбитальную части, поскольку каждая из этих частей якобы не сохраняется даже при свободном движении. Это утверждение, однако, неправильно и возникло из-за того, что точное определение спинового (внутреннего) и орбитального моментов в релятивистском случае было сформулировано лишь через много лет после того, как Дирак опубликовал (1928 г.) свое знаменитое уравнение, описывающее движение релятивистского квантового электрона. Из этого точного определения следует, что разделение полного момента частицы с ненулевой массой покоя на спиновую и орбитальную части возможно всегда как в нерелятивистском, так и в релятивистском случаях. Для покоящейся частицы (т. е. при р = 0) полный момент просто равен спиновому. Переход к частице, движущейся с импульсом р, осуществляется посредством преобразования Лоренца, которое для спинового момента имеет довольно сложную, но вполне определенную форму. Релятивистская частица с нулевой массой не может покоиться. Поэтому для таких частиц разделение полного момента на орбитальный и спиновый в общем случае произвести не удается. Например, бессмысленно говорить об орбитальном моменте фотона. Поскольку массы нейтрино и антинейтрино равны нулю, то для них, казалось бы, эта проблема также должна-возникнуть. Здесь, однако, существенно проявляется то обстоятельство, что спины нейтрино и антинейтрино равны i/j. Для спина такой малой величины, оказывается, понятия спинового и орбитального моментов могут быть введены и при нулевой массе. Поэтому учет релятивизма не влияет на все рассуждения предыдущего пункта. [c.245] Вернуться к основной статье