Спектр распада

Рис. 202, Типичный спектр -распада

Однако исходное допущение, разумеется, является неправильным. Нестабильное материнское состояние, конечно, не может быть резко локализовано по энергии, так как в противном случае оно не изменялось бы во времени. Если материнское состояние распадается приблизительно по экспоненциальному закону, то оно должно быть размыто по энергии. Это размытие описывается формулой Брейта — Вигнера с соответствующей шириной. Но если при этом материнское состояние все же является чистым и распадается на два фрагмента, то дочерний фрагмент также находится в чистом состоянии и в качестве А во всем предыдущем рассмотрении нужно использовать ширину материнского состояния. Если материнское состояние распадается на три фрагмента, то дочерний фрагмент находится в смешанном состоянии, каждая компонента которого размыта по энергии. В этом случае все предыдущее рассмотрение применимо к каждой компоненте смешанного состояния. Другими словами, и в этом случае А — ширина материнского уровня, а не ширина энергетического спектра распада. Ширина энергетического спектра распада дает вклад только в последующее некогерентное размытие по энергии в смешанном состоянии, но не имеет отношения к когерентным эффектам. [c.553]

Спектр распада 553 Спин 217 Спиральность 414 [c.600]

При создании волны в полупространстве заданным распределением нормальных скоростей на ограничивающей плоскости," так же как и при создании поля распределением давлений, весь набор спектров распадается на ближнее поле, состоящее из неоднородных волн, и на поле, излучаемое плоскостью в виде однородных распространяющихся волн. С таким разбиением поля на две части, ведущие себя по-разному, приходится иметь дело, в частности, в вопросах излучения звука вибрациями протяженных конструкций, например обшивок кораблей (излучение подводного звука), фюзеляжа самолетов, кожухов механизмов и т. п. Во всех этих случаях излучение в окружающую среду создается нормальными смещениями этих больших поверхностей, а вследствие большой величины этих поверхностей по сравнению с длинами волн нормальных смещений оценку излучаемого звука можно провести, считая поверхность плоской. [c.100]

Кроме рассмотренных выше в настоящее время проанализировано довольно много других способов поиска массы нейтрино. Один из них заключается в анализе двухчастичных спектров распада элементарных частиц по нейтринному каналу, например по схеме [c.203]

Спектры у-излучения, образующегося при захвате тепловых нейтронов, приведены в табл. 9.4. При ее составлении использованы данные работ [12, 19]. Поскольку захват нейтрона часто приводит к образованию радиоактивного ядра с последующим испусканием у-квантов, значения интенсивности у-квантов, образующихся при радиоактивном распаде, были добавлены к значениям интенсивности захватного у-излучения в соответствующих энергетических интервалах (в тех случаях, когда период полураспада порядка часа или меньше). В табл. 9.4 приведены также значения сечений радиационного захвата при средней энергии тепловых нейтронов, которая равна 0,025 эв. [c.28]

Гамма-излучение, сопровождающее бета-распад, как и в случае альфа-распада, обладает дискретным энергетическим спектром. [c.322]

Ядерная спектроскопия — раздел ядерной физики, в котором исследуются ядерные энергетические уровни, их свойства и переходы между ними. Большое количество ядерных уровней возбуждается в результате радиоактивного распада. Поэтому, исследуя а-, 3- и 7-переходы ядер, удается изучить дискретные спектры ядер с большим числом уровней. В наши дни сохраняется традиционное деление ядерной спектроскопии на а-, Р- и 7-спектроскопию. [c.8]

Выше уже отмечалось, что а-частицы, испускаемые при распаде естественных и искусственных а-радиоактивных изотопов, состоят из отдельных групп, которым соответствуют различные энергии (рис. 66), иначе говоря, пользуясь оптической терминологией, спектры а-частиц состоят из нескольких линий (тонкая структура а-лучей). Линейчатые спектры а-частиц можно подразделить на два типа. [c.227]

Выше ( 39) отмечалось, что при а-распаде испускаются -частицы определенных значений энергии. Особенностью р-распада является то, что кинетическая энергия вылетающих электронов (позитронов) лежит в пределах от О до некоторого максимального значения So, определяемого разностью масс начального и конечного ядер. Иначе говоря, электроны, выбрасываемые при р-распаде, имеют сплошной спектр энергии (рис. 71). Величина максимальной энергии So, называемая верхней границей р-спектра, представляет собой константу, имеющую определенное значение для каждого радиоактивного изотопа. Величина So называется верхней границей р-спектра. В таблице 12 приведены периоды полураспада и значения граничной энергии для некоторых р-активных ядер. [c.235]

Второе затруднение. При -распаде непосредственно наблюдаются лишь выбрасываемые Р -частицы, которые вскоре после открытия радиоактивности были отождествлены с электронами. Эти выбрасываемые р-электроны, как указывалось выше, имеют всевозможные значения энергии от нуля и до Sq- Однако ядро как квантовомеханическая система должно суш,ествовать лишь в определенных энергетических состояниях. Наличие дискретных (линейчатых) спектров а-частиц и 7-квантов указывает на поразительную определенность энергетических состояний ядра. Поэтому каждому переходу ядра из начального (материнского) состояния в некоторое конечное (дочернее) состояние и в процессе Р-распада должно было бы соответствовать вполне определенное изменение энергии. Однако существование сплошного спектра р-частиц по значению энергии противоречит этому выводу. Сплошной характер Р-спектра находится как бы в противоречии с законом сохранения энергии, хотя во всех других ядерных процессах закон сохранения энергии выполняется строго. [c.237]

Для всех ядер, испытывающих простой р-распад, распределение электронов по энергиям имеет вид, изображенный на рисунках 71 и 72, на которых по оси абсцисс откладывается энергия с , а по оси ординат — величина, пропорциональная числу fi-частиц, испущенных за единицу времени. Примером простого распада являются распады нейтрона, р-спектры этих элементов имеют резко [c.241]

Во МНОГИХ случаях р-распад связан с переходом не на один какой-либо уровень конечного ядра, а на несколько (на два и более) уровней. В этом случае наблюдаемый на опыте 5-спектр складывается из двух и более отдельных спектров с различными значениями граничной энергии. Наблюдаемая кривая распределения Р-частиц по энергиям имеет довольно сложный вид (рис. 74). Часто ядро, образующееся в процессе fJ-распада, находится в возбужденном состоянии. Такие ядра после р-распада переходят н основное (нормальное) состояние, испустив один или несколько у-квантов. На рисунке 75 приводятся схемы 3-распада некоторых ядер. [c.242]

Световой пучок, соответствующий каждому максимуму, проходя через вторую решетку, распадается на новую совокупность световых пучков, дающих максимумы вдоль вертикальной линии. Полная картина спектра подобна изображенной на рис. 10.1. Цифры 0,0 0,1 1,1 1,2 и т. д. около пятнышек показывают порядок спектра в первой и второй решетках интенсивность их убывает по закону распределения интенсивности в дифракционных спектрах решетки. Нетрудно дать элементарную теорию дифракции на такой решетке. [c.225]

Полосатые спектры можно возбуждать также, заставляя газ светиться под действием соответствующего освещения (флуоресценция). Наиболее хорошо исследованы спектры двухатомных молекул. Многоатомные молекулы представляют собой обычно гораздо менее прочные соединения,так как многообразие взаимных вращений и колебаний отдельных частей такой молекулы открывает большое число возможностей распада. Поэтому возбуждение интенсивного спектра многоатомных молекул затруднительно. Вместе с тем спектры многоатомных молекул значительно сложнее, и для различения важных деталей требуется применение спектральных приборов особенно большой разрешающей силы. Совокупность обоих обстоятельств — малая интенсивность и необходимость применения приборов большого разрешения — очень затрудняет исследование спектров испускания многоатомных молекул. Приходится ограни- [c.744]

Изображенная на рис. 33 схема соответствует простейшему случаю а-распада, когда испускающиеся а-частицы имеют только одну строго определенную энергию. Однако это не единственно возможная схема. Выше было замечено, что в составе а-спектров часто наблюдаются группы а-частиц с меньшими (тонкая структура а-спектров), а иногда с большими (длиннопробежные а-частицы) энергиями, чем у основной группы а-частиц. Остановимся на энергетическом истолковании этих особенностей а-распада. [c.117]

Правильность рассмотренной схемы возникновения тонкой структуры а-спектров подтверждается опытами по регистрации Y-излучения, сопровождающего а-распад. Оказалось, что энергия этих 7"Лучей в точности совпадает с разностью энергетических состояний конечного ядра. Например, для у-лучей, сопровождающих а-распад Th , были зарегистрированы следующие значения энергии 0,040 0,287 0,327 0,433 0,452 и 0,473 Мэе. Легко видеть, что все они могут быть получены в результате вычитания энергии одного уровня конечного ядра из другого. Это означает, что у-лучи, сопровождающие а-распад, испускаются в результате перехода конечного ядра из какого-нибудь возбужденного состояния в основное и и менее возбужденное. [c.119]

Сущность метода совпадений (который в последнее время очень широко используется в экспериментальной ядерной физике) применительно к рассматриваемой задаче заключается в следующем. Регистрация а-распада производится двумя детекторами. Один детектор измеряет со сравнительно невысокой точностью ( 5%) энергию а-частиц, а другой — энергию у-кван-тов. Импульсы от обоих детекторов поступают в специальную радиосхему, срабатывающую только при одновременном поступлении импульсов. Это означает, что при высокой разрешающей способности схемы по времени и при соответствующей настройке детекторов она будет регистрировать только те а-частицы, одновременно с которыми испускаются сопровождающие их -кванты, т. е. может выбирать редкие явления на большом фоне. Таким способом удается регистрировать линии, интенсивность которых в раз меньше интенсивности основной линии спектра. [c.119]

Изучение тонкой структуры а-спектров представляет значительный интерес в связи с тем, что оно позволяет построить схему энергетических уровней конечного ядра, образующегося при а-распаде. [c.120]

Наличие запрещенных переходов приводит к нарушению закона монотонного роста постоянной распада с энергией а-частиц, которое выражается в том, что в спектре тонкой структуры -частицам с максимальной энергией не соответствует наибольшая интенсивность (см., например, табл. 5). [c.137]

Интерпретация непрерывного характера энергетического спектра электронов р-распада в свое время вызвала очень большие трудности. Казалось, что подобно а-распаду, при котором испускающиеся а-части-цы имеют вполне определенную энергию, р-рашад также должен приводить к испусканию монохроматических электронов, энергия которых, согласно соотношению (10.1) будет определяться энергетическими со стояниями исходного и конечного ядер [c.142]

Легко предсказать свойства нейтрино. В соответствии с законом сохранения электрического заряда и с тем, что нейтрино че ионизует атомов среды, через которую оно пролетает, заряд нейтрино должен быть равен нулю. Масса нейтрино тоже должна быть равна нулю (или во всяком случае много меньше массы электрона — см. п.З этого параграфа). Это связано с тем, что нейтрино уносит большую часть энергии р-распада. Из отсутствия ионизации следует также равенство нулю или чрезвычайная малость магнитного момента нейтрино. Спин нейтрино должен быть полуцелым. Это связано с тем, что характер спина (целый или полуцелый) атомного ядра определяется, как было показано в 4, массовым числом А. В процессе р-распада А не меняется и, следовательно, характер спина ядра должен сохраняться. Вместе с тем вылетающий в результате р-распада электрон уносит с собой спин /г/2, что должно привести к изменению характера спина ядра. Противоречие устраняется, если приписать нейтрино полуцелый спин. Теоретический расчет формы р-спектра, сделанный в разных предположениях относительно значения спина нейтрино, показал, что его спин должен быть равен h /2. Проведенное рассуждение одинаково справедливо как для р--распада, так и для р+-распада. [c.144]

Выбор правильного варианта теории затрудняется тем, что при сравнении с экспериментом все варианты теории зачастую приводят к одинаковым результатам. Так, например, ожидаемая форма спектра электронов р-распада ядер для разрешенных переходов одинакова во всех вариантах теории. [c.157]

Другой важный метод создания систем в нестабильных состояниях состоит в возбуждении при столкновении. Примерами, иллюстрирующими этот метод, являются возбуждения атомов в газах и образование нестабильных частиц при нуклон-нуклонных столкновениях. Рассмотрим последний пример более подробно. Для простоты будем считать, что воображаемый эксперимент проводится на встречных протонных пучках в системе центра масс, и будем игнорировать степени свободы, связанные со спином. Если протоны образуются при одинаковых условиях и являются моноэнергетическими, то образующиеся нестабильные фрагменты, рассматриваемые не как пары, триплеты и т. д., а по отдельности, будут находиться в смешанных состояниях, состоящих из люноэнергетических состояний с весами, соответствующими энергетическому спектру распада. При этом для странных частиц экспоненциальный закон распада наблюдаться не будет. Действительно, поддающимися наблюдению являются здесь только стабильные частицы. Любое нестабильное состояние должно быть когерентной суперпозицией состояний с различной энергией. Нестабильные частицы могут образоваться только в том случае, когда когерентная ширина исходного пучка по энергии отлична от нуля. Конечно, любой пучок частиц, созданный в ускорителе, имеет такую ширину. Это следует уже из того, что пучок является импульсным. Однако из приведенного выше рассмотрения видно, что нестабильные состояния, ширина которых больше когерентной ширины исходного пучка, образоваться не могут если все же они получены, то для них не будет наблюдаться четкий экспоненциальный закон распада. [c.553]

Если продукты деления образовались в реакторе с небольшой удельной мощностью (несколько киловатт на килограмм) и в результате сравнительно небольшой кампании (7< 180 дней), то горючее доступно для переработки уже через несколько месяцев. Например, после четырехмесячной выдержки удельная активность смеси продуктов деления уменьшается примерно в 30 раз, а у-эквивалент —в 50 раз [1]. С точки зрения защиты большой срок выдержки необходим еще и для того, чтобы максимально распались летучие продукты деления — изотопы радиоактивного иода (в основном 1 с 7 )/2 = 8,05 дня) и ксенона (в основном Хе с 7)/2 = 5,29 дня). Кроме того, такая выдержка необходима для распада изотопа Ва , дочерний продукт которого Еа имеют наиболее проникающие у-кванты (период полураспада Ва 71/2=12,8 дня). На рис. 13.4 показано изменение эффективного спектра у-излучения смеси продуктов деления в реакторе на тепловых нейтронах [1] в зависимости от 7 и 7 Видно, что наиболее проникающая компонента с эффективной энергией 1 = 2,25 Мэе дает минимальный вклад при выдержке /= 1004-150 дней. Дальнейшее возрастание вклада жесткой компоненты происходит главным образом вследст- [c.190]

Основными у-излучателями радиевой цепочки являются ко-роткоживущие продукты распада радона [РаВ и Ра(С-ьС - -+ С")]. Спектр у-квантов включает около 50 линий и охватывает диапазон энергий 0,05—2,44 Мэе [7, 8]. Собственно R2i T j2 = = 1602 года)—слабый у-излучатель. Он испускает у-кванты с энергией 1 = 0,186 Мэе (0,04%) и 2 = 0,260 Мэе (0,00007%) с гамма-постоянной / v=0,038 р-см ч-кюри). На практике обычно рассматривается Яа в равновесии с короткоживущими продуктами распада РаВ и Ра(С-1-С + С") - В этом случае полная гамма-постоянная Ку=9,36 р-см 1 ч-мкюри), а после начальной фильтрации 0,5 мм Р1 Ку=8,4 р-см 1(ч-мкюри). [c.206]

Здесь индекс г относится к Лг-й энергии у-квантов уп(- г), Уч Ег) —массовые коэффициенты истинного поглощения энергии у-квантов в воздухе и породе ( г) — дифференциальные гамма-постоянные Ка и его короткоживущих продуктов распада (см. например, [8]). Полная гамма-постоянная радия (без начальной фильтрации) /(7=9,36 р-см /(ч-мкюри). В этих формулах, полученных по так называемому у-методу, учтено многократное рассеяние у-квантов в материале источника. Принимая эффективное значение уэфф = 0,032 см г по всему спектру и выражая удельную активность Q [мкюри/г порс Ды], можно получить простое приближенное соотношение для экспозиционной мощности дозы внутри забоя [c.216]

Излучение у-квантов. Как уже отмечалось, основными квантами следует считать мгновенные -у-кванты деления, у-кванты, сопровождающие распад продуктов деления, и коротковолновые захватные у-кванты. Спектр первых, двух групп у-квантов, а также захватных у-квантов И225 описывается формулой [c.301]

Для наблюдения молекулярных спектров, так же как и спектров атомов, следует по возможности защитить молекулы от сильных возмущающих воздействий окружающих частиц, т. е. наблюдать вещество в газообразном состоянии. Возбудить молекулярные спектры можно в пламени горелки или в различных видах электрического разряда гейслерова трубка, дуга, искра. При этом, как правило, следует избегать слишком сильных возбуждений, ибо в противном случае может наступить распад молекул (диссоциация) и, следовательно, исчезнут носители молекулярных спектров. Такой процесс легко наблюдать при возбуждении спектров в электрической дуге. В наиболее горячих частях дуги с температурой 50(Ю—7000 К испускается, главным образом, излучение атомов и наиболее прочных соединений (например N) излучение же большинства соединений сосредоточено в основном в более холодных частях дуги. [c.744]

Измерения р-спектров, выполненные на подобных приборах, показал,и, что в процессе р-распада испускаются электроны всех энергий от нуля до энергии (7 е)макс, приблизительно равной (в случае р -раопада) разности энергетических состояний исходного и конечного атома [c.142]

Причем продукты распада путем 3- п. а-раопадов превращаются в одно и то же конечное ядро ThDi(82Pb ). Очевидно, что суммарное энерговыделение по обеим ветвям перехода должно быть одинаковым. Это условие может быть выполнено, если предположить, что в р-распаде испускаются мо-нохроматические электроны с энергией, равной максимальной энергии р-спектра (Т е)макс =. Однако подобное предположение не согласуется с непрерывным характером экспериментального спектра электронов р-распада. [c.143]

Если уровней много, то в этом механизме должен получаться практически непрерывный спектр электронов и улучей. Однако опыт показал, что спектр у учей, сопровождающих р-лучи, имеет дискретный характер, а в некоторых случаях р-распад вообще не сопровождается испусканием улучей. [c.143]

Для проверки этой гипотезы Эллис и Вустер в 1927 г. поставили калориметрический опыт по определению полной энергии электронов р-распада. В толстостенный медный калориметр помещался завернутый в непрозрачный для электронов слой свинца р-препарат КаЕ(8зВ12 °). Вся энергия электронов р-распада выделялась в свинцовой оболочке препарата, и могла быть измерена.В случае правильности сделанного предположения она должна быть равна максимальной энергии р-спекгра RaE(l,2 Мэе). Однако. измерения показали, что выделяющаяся энергия близка к средней энергии р-спектра RaE [c.143]

Идея опыта заключается в сравнении энергетических спектров электронов и ядер отдачи, образующихся при р-раападе. Если процесс р-распада не сопровождается испусканием нейтрино, то импульсы электрона и ядра отдачи должны удовлетворять простому соотнощению [c.145]

Таким образом, анализ экспериментальных значений Fx и формы спектра подтверждает правильность основных положений теории р-распада. Это дает возможность оценить константу р-взаимодействия g. Оценка g производится с помощью соотношения (10.35), в котором для разрентенных переходов полагают [УИ[2 л 1, а значения F и х берут из эксперимента. Оценка дала [c.156]

Известная разность масс нейтрона и протона дает возможность вычислить граничную энергию р-спектра нейтрона и функцию F и, следовательно, теоретически предсказать период полураспада т для свободного нейтрона. Оценка давала значение т 30 мин. Определение периода полураспада такого П14рядка для радиоактивного ядра не представляет никаких сложностей. Тем не менее опыт по обнаружению р-распада свободного нейтрона чрезвычайно труден. Эта трудность связана с тем, что из нейтронов нельзя приготовить неподвижную мишень для последующего измерения ее радиоактивности обычным способом. Свободные нейтроны движутся и их нельзя остановить без того, чтобы они не перестали быть свободными. При этом даже самые медленные нейтроны, образующиеся в результате замедления быстрых нейтронов до энергии теплового движения атомов среды , имеют (при комнатной температуре) скорость v 2 X Х10 Mf eK. Такой нейтрон, войдя в прибор для регистрации р-распада размерами I 10 см, через [c.162]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...