Позитронный распад
Двойной электронный распад
Электронный распад
При электронном распаде ядро испускает электрон и электронное антинейтрино . Так как при электронном распаде образуется более двух частиц, то спектр энергий электронов оказывается непрерывным . При этом энергия отдельного электрона непредсказуема. Можно определить только максимальную энергию электрона. Эта энергия равна энергии распада. Электронный распад возникает у нейтроноизбыточных ядер с энергией распада больше нуля. При электронном распаде дочернее ядро образуется не обязательно в основном состоянии.
В достаточно редких случаях энергетически возможен распад с одновременным вылетом двух электронов. Этот процесс возможен при условии, что масса ядра m (A ,Z +1), которое могло бы возникнуть при электронном распаде, оказывается больше массы ядра m (A , Z ), а для массы ядра m (A , Z +2) выполняется условие m (A , Z )> m (A , Z +2)+2m e c 0 2 .
Анализ показывает, что в природе существуют десятки ядер, которые способны к двойному электронному распаду.
Позитронный распад возникает у нейтронодефицитных ядер . По всем своим свойствам позитронный распад является полной аналогией электронного распада . Однако, если электронный распад возможен только у нейтроноизбыточных ядер, то позитронный распад возможен только у ядер с избытком протонов. Спектры электронов и позитронов подобны, но между электроном и ядром существует кулоновское притяжение, а между позитроном и ядром - кулоновское отталкивание. Поэтому спектр позитронов оказывается смещенным в сторону больших энергий.
При достаточно больших энергиях возбуждения ядро может испускать нейтроны. При испускании нейтронов Δ N =1, Δ A =1. Энергетически нейтронный распад возможен, если энергия возбуждения ядра будет больше энергии связи нейтрона в ядре . Экспериментально показано, что нейтронный распад происходит в ядре Li с уровней энергии с энергией 3,21 МэВ (513,6 фДж), 6,53 МэВ (1044,8 фДж). В целом же можно считать, что в области средних масс для нейтронного распада необходимы энергии возбуждения около 9 МэВ (1440 фДж).
Спектр энергии испускаемых нейтронов оказывается непрерывным . Очевидно, что процесс нейтронного распада облагается для ядра избытком нейтронов . Вместе с тем, данные о массах ядра вроде бы указывают не то, что при любом избытке нейтронов, энергия связи нейтронов остается положительной. Следствием этого является невозможность нейтронного распада из основного состояния ядра.
Иногда после бета - распада образовавшееся ядро, оставшееся возбужденным, распадается дальше с испусканием нейтрона. Энергия возбуждения при этом уносится вылетающими нейтронами. Такие нейтроны называютсязапаздывающими. Запаздывание процесса последующего нейтронного распада связано с медлительностью предыдущего бета - распада. Нейтронный распад происходит с очень малым периодом полураспада.
Протон-нейтронная модель ядра вполне удовлетворяет физиков и по сей день считается лучшей. Тем не менее, на первый взгляд она вызывает некоторые сомнения. Если атомное ядро состоит только из протонов и нейтронов, снова возникает вопрос о том, как могут вылететь из него отрицательно заряженные электроны в виде?-частиц. А что если электронов в ядре нет и они образуются в момент распада? Применим законы сохранения в поисках правильного решения.
Образование электрона означает возникновение отрицательного электрического заряда. Но по закону сохранения электрического заряда отрицательный заряд не может образоваться, пока одновременно не возникнет положительный. Однако ни одна положительно заряженная частица не вылетает из ядра вместе с?-частицей следовательно, такая частица должна остаться внутри ядра. Известно, что внутри ядра существует одна-единственная положительно заряженная частица - протон. Из всего сказанного следует, что, когда из ядра вылетает электрон, внутри ядра образуется протон. Перейдем к закону сохранения энергии. Протон обладает массой, и если он образуется, где-то в другом месте должна исчезнуть масса. Во всех ядрах, кроме водорода-1 присутствуют нейтроны. Будучи незаряженным, нейтрон появляется или исчезает, не нарушая закон сохранения электрического заряда. Следовательно, при излучении?-частицы внутри ядра исчезает нейтрон и одновременно возникает протон (рис. 4). Другими словами, нейтрон превращается в протон, испуская при этом электрон. Нарушение закона сохранения энергии не наблюдается, так как нейтрон чуть-чуть тяжелее протона. Протон и электрон вместе имеют массу 1,008374 по шкале атомных весов, а масса нейтрона равна 1,008665. При превращении нейтрона в электрон и протон масса 0,00029 «исчезает». В действительности она превращается в кинетическую энергию вылетающей?-частицы, равную примерно 320 кэв.
Рис. 4. Излучение?-частицы.
Такое объяснение кажется удовлетворительным, поэтому подведем итог, используя по возможности простую систему символов. Обозначим нейтрон n, протон p + , электрон е — и запишем уравнение излучения?-частицы:
n > р + + е — .
Наши рассуждения только косвенно отражают то, что происходит внутри ядра. В действительности нельзя заглянуть внутрь ядра и увидеть, как протон превращается в нейтрон, когда вылетает заряженный электрон. По крайней мере, до сих пор нельзя. А можно ли наблюдать отдельные нейтроны в свободном состоянии? Будут ли они, так сказать, на наших глазах превращаться в протоны и испускать быстрые электроны?
В 1950 году физикам удалось, наконец, получить ответ. Свободные нейтроны время от времени распадаются и превращаются в протоны, причем происходит это не часто. Каждый раз, когда нейтрон претерпевает такое изменение, излучается электрон.
Нейтроны существуют в свободном состоянии до тех пор, пока не произойдет распад, и вопрос о том, как долго длится этот период, очень важен. Когда конкретно нейтрон претерпит радиоактивный распад, - сказать невозможно. Процесс этот носит случайный характер. Один нейтрон существует, не распадаясь, одну миллионную долю секунды, другой - пять недель, третий - двадцать семь миллиардов лет. Тем не менее, для большого количества частиц одного типа с достаточной степенью точности можно предсказать, когда распадется определенный процент их. (Аналогичным образом страховой статистик не может предсказать, как долго будет жить отдельный человек, но для большой группы людей определенного возраста, профессии, места жительства т. д. со значительной точностью он может предсказать, через сколько времени половина из них умрет.)
Время, в течение которого распадается половина частиц данного типа, называют обычно периодом полураспада частицы. Этот термин был введен Резерфордом в 1904 году. Каждый вид частиц имеет свой собственный характерный период полураспада. Например, период полураспада урана-238 4,5·10 9 лет, тория-232 гораздо больше - 1,4·10 10 лет. Поэтому уран и торий до сих пор встречаются в значительных количествах в земной коре, несмотря на то что в каждый момент некоторые из их атомов распадаются. В течение всей пятимиллиардной истории Земли распалась только половина запасов урана-238 и гораздо меньше половины запасов тория-232.
Некоторые радиоактивные ядра гораздо менее стабильны. Например, когда уран-238 излучает?-частицу, он превращается в торий-234. Период полураспада тория-234 только 24 дня, поэтому в земной коре имеются лишь следы этого элемента. Он очень медленно образуется из урана-238 и, образовавшись, очень быстро распадается.
Распадаясь, торий-234 излучает?-частицу. Внутри ядра тория нейтрон превращается в протон. Это превращение тория-234 происходит с такой скоростью, что период полураспада равен двадцати четырем дням, В других радиоактивных изотопах нейтроны гораздо медленнее превращаются в протоны. Например, калий-40 излучает?-частицы с периодом полураспада 1,3·10 9 лет. Некоторые изотопы вовсе не подвержены радиоактивному распаду. Так, в ядрах атомов кислорода-16, насколько известно, ни один нейтрон сам по себе не превращается в протон, т. е. период полураспада бесконечен. Однако нас больше всего интересует период полураспада свободного нейтрона. Свободный нейтрон не окружен другими частицами, которые делали бы его более или менее стабильным, удлиняя или укорачивая его период полураспада, т. е. в случае свободного нейтрона мы имеем, так сказать, неискаженный период полураспада. Оказывается, он равен примерно двенадцати минутам, следовательно, половина из триллиона нейтронов превращается в протоны и электроны в конце каждой двенадцатой минуты.
. Время жизни свободного нейтрона составляет 880,1 ± 1,1 секунды (что соответствует периоду полураспада 611 ± 0,8 с ). Прецизионные измерения параметров бета-распада нейтрона (время жизни, угловые корреляции между импульсами частиц и спином нейтрона) имеют важное значение для определения свойств слабого взаимодействия .
Бета-распад нейтрона был предсказан Фредериком Жолио-Кюри в и открыт в - независимо А. Снеллом, Дж. Робсоном и П. Е. Спиваком.
Редкие каналы распада
Кроме распада нейтрона с образованием протона, электрона и электронного антинейтрино, должен происходить также более редкий процесс с излучением дополнительного гамма-кванта - радиативный (то есть сопровождающийся электромагнитным излучением) бета-распад нейтрона:
0 1 n → 1 1 p + e − + ν ¯ e + γ . {\displaystyle {}_{0}^{1}n\to {}_{1}^{1}p+e^{-}+{\bar {\nu }}_{e}+\gamma .}Теория предсказывает, что спектр гамма-квантов, излучающихся при радиативном распаде нейтрона, должен лежать в диапазоне от 0 до 782 кэВ и зависеть от энергии (в первом приближении) как E −1 . С физической точки зрения, этот процесс представляет собой тормозное излучение образующегося электрона (и в меньшей степени - протона) .
В 2005 году этот ранее предсказанный процесс был обнаружен экспериментально . Измерения в этой работе показали, что радиативный канал распада реализуется с вероятностью 0,32 ± 0,16 % при энергии гамма-кванта E γ > 35 кэВ . Этот результат впоследствии был подтверждён и значительно уточнён рядом других экспериментальных групп; в частности, коллаборация RDK II установила , что вероятность распада с вылетом гамма-кванта составляет (0,335 ± 0,005 stat ± 0,015 syst) % при E γ > 14 кэВ и (0,582 ± 0,023 stat ± 0,062 syst) % при 0,4 кэВ < E γ < 14 кэВ . Это совпадает в пределах ошибок с теоретическими предсказаниями (соответственно 0,308 % и 0,515 %).
Должен существовать также канал распада свободного нейтрона в связанное состояние - атом водорода (1 1 p + e − = 1 H) : {\displaystyle ({}_{1}^{1}p+e^{-}={}^{1}\mathrm {H}):}
0 1 n → 1 H + ν ¯ e . {\displaystyle {}_{0}^{1}n\to {}^{1}\mathrm {H} +{\bar {\nu }}_{e}.}Однако из экспериментов известно лишь, что вероятность такого распада меньше 3 % (парциальное время жизни по этому каналу превышает 3⋅10 4 с ) . Теоретически ожидаемая вероятность распада в связанное состояние по отношению к полной вероятности распада равна 3,92⋅10 −6 . Связанный электрон для выполнения закона сохранения углового момента должен возникать в S -состоянии (с нулевым орбитальным моментом), в том числе с вероятностью ≈84 % - в основном состоянии, и 16 % - в одном из возбуждённых S -состояний атома водорода . При распаде в атом водорода почти вся энергия распада, 782,33305 кэВ (за исключением очень малой кинетической энергии атома отдачи) уносится электронным антинейтрино.
См. также
Примечания
- J. Beringer et al. (Particle Data Group), Phys. Rev. D86, 010001 (2012) http://pdg.lbl.gov/2012/tables/rpp2012-sum-baryons.pdf
- Bales M. J. et al. (RDK II Collaboration). Precision Measurement of the Radiative β Decay of the Free Neutron (англ.) // Physical Review Letters . - 2016. - 14 June (vol. 116 , no. 24 ). - P. 242501 . - ISSN 0031-9007 . - DOI :10.1103/PhysRevLett.116.242501 . - arXiv :1603.00243 . [исправить]
- Khafizov R. U., Severijns N., Zimmer O., Wirth H.-F., Rich D., Tolokonnikov S. V., Solovei V. A., Kolhidashvili M. R. Observation of the neutron radioactive decay // Journal of Experimental and Theoretical Physics Letters . - 2006. - Vol. 83. - P. 366. - ISSN 0021-3640 . - DOI :10.1134/S0021364006080145 . - arXiv :nucl-ex/0512001 . [исправить]
- Green K., Thompson D. The decay of the neutron to a hydrogen atom // Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics. - 1990. - Т. 16 , вып. 4 . - С. L75-L76 . - DOI :10.1088/0954-3899/16/4/001 .
- Faber M. , Ivanov A. N. , Ivanova V. A. , Marton J. , Pitschmann M. , Serebrov A. P. , Troitskaya N. I. , Wellenzohn M. Continuum-state and bound-state β − -decay rates of the neutron (англ.) // Physical Review C. - 2009. - 9 September (vol. 80 , no. 3 ). - P. 035503 . - ISSN 0556-2813 . - DOI :10.1103/PhysRevC.80.035503 . - arXiv :0906.0959 . [исправить]
- Dubbers D., Schmidt M. G. The neutron and its role in cosmology and particle physics (англ.) // Reviews of Modern Physics. - 2011. - Vol. 83 . - P. 1111-1171 . -
Период
полураспада свободного нейтрона. Впервые экспериментально обнаружили Б--р. н.
и получили оценки периода его полураспада
почти одновременно (1948-50) и независимо друг от друга А. Снелл (A. H. Snell)
(Ок-Ридш, США), Г. Робсон (J. Robson) (Чох-Ривер, Канада) и П. E. Спивак (ИАЭ).
Всего выполнено >15 измерений Т 1/2
нейтрона. Наиб. точные
данные получены в работе К.Кристенсена (С. Christensen) с сотрудниками (1970)
(=10,61b0,16
мин), групп Спивака (1978, T 1/2 =10,18b0,10 мин) и Г. Бирна
(1980, Г 1/2 =10,82b0,21 мин).
Для определения Т
1/2
нейтрона производились 2 независимых абс. измерения: определялось число актов
распада нейтронов в заданной области коллимированного пучка тепловых нейтронов
и измерялось число нейтронов, находящихся в этой области. При этом регистрировались
либо электроны (Кристенсен), либо протоны распада (Спивак, Бирн), диапазон энергий
к-рых 0-800 эВ. В работе Спивака они регистрировались спец. низкофоновым пропорциональным
счётчиком
, на входное окошко к-рого протоны попадали, пройдя через
ограничит. диафрагмы и ускорившись до
энергии 25 кэВ в сферич. фокусирующем поле (рис. 1). Число нейтронов в области
распада определялось по абс. активности Au, облучённого в том же месте нейтронного
пучка.
Энергетич. спектр электронов был измерен
в работах Робсона и Кристенсена (1972). За исключением
Рис. 1. Схема опыта по
измерению периода полураспада свободного нейтрона 1
- вакуумная камера;
2
- пучок нейтронов; 3, 5
- ограничительные диафрагмы, 4
- экран (экранировка внешних полей); 6 -тормозящая сетка; 7 - фокусирующие
электроды; 8
- детектор протонов (пропорциональный счетчик).
некоторых отклонений в мягкой области
энергий (порядка 250 кэВ, по-видимому, обусловленных ошибками измерений) в целом
-спектр хорошо
согласуется с формулой Ферми для разрешённых -переходов
(см. Бета-распад
ядер):
Здесь -энергия
электрона, -граничная
энергия спектра (рис. 2). Эксперимент даёт
782b13 кэВ, что находится в согласии с теоретич. значением, к-рое следует
из данных о массах нейтрона, атома водорода:
= 782,318b0,017кэВ.
Рис. 2. Бета-спектр распада
свободного нейтрона; сплошная линия - теоретическая кривая; кружки соответствуют
экспериментальным значениям с учётом энергетического разрешения .
Угловые корреляции продуктов распада.
Импульсы 3 частиц, образующихся при Б--р. н., связаны друг с другом законом
сохранения, и потому с учётом спина распадающегося нейтрона теоретически возможны
только 4 независимые угловые корреляции. Вероятность распада свободного нейтрона
в единицу времени может быть записана в виде:
Здесь
- форма -спектра,
-
скорость электрона,
- единичные векторы направлений вылета электрона и антинейтрино, а
- константа
связи между направлениями вылета антинейтрино и электрона;
А
характеризует связь между направлением вылета электрона
и направлением спина распадающегося нейтрона ;
В
характеризует связь между направлением вылета антинейтрино
и спином нейтрона ;
D
характеризует корреляцию между
направлением спина s
и нормалью к плоскости разлёта частиц.
Корреляции 
являются пространственно-нечётными, т, е. меняют знак при зеркальном отражении
системы координат. Тройная корреляция-
пространственно-чётная, но является нечётной
по отношению к инверсии времени (T
нечётна).
Распад нейтрона и константы слабого
взаимодействия
. Согласно теоретич. представлениям, осн. вклад в Б--р.н.
должны давать векторные (F) и аксиально-векторные (А
)взаимодействия
(V
-А
-вариант) с безмассовым продольным антинейтрино или (возможно)
с почти продольным антинейтрино, обладающим весьма малой (по сравнению с электроном)
массой. Однако теоретически мыслима суперпозиция ещё 3 (всего 5) вариантов слабого
взаимодействия 4 фермионов
- скалярного (S)
, псевдоскалярного
(P
)и тензорного (T)
. Выяснение вопроса о том, какие же варианты
реализуются в действительности, является гл. задачей исследования бета-распада
ядер и нейтрона. Наиб. надёжным путём решения этой задачи является получение
точных значений констант а, А, В, D
. В случае Б--р. н. интерпретация
экспериментальных данных свободна от неопределённостей, порождённых неизвестными
деталями структуры ядер.
Прецезионные исследования корреляции
антинейтрино- электрон, проведённые в Австр. исследоват. центре в Зайберсдорфе
(1975-78), дали значение а=-0,1017b
0,0051. При этом измерялся
спектр протонов распада, долетевших через вакуумированный канал из активной
зоны реактора. Измерение констант А
и В
стало возможным лишь после
того, как были получены мощные пучки поляризованных нейтронов
(до 10 9
нейтр/с). Наиб. проста схема измерения константы А
. Из заданной области
пучка поляризов. нейтронов регистрируются электроны, летящие в нек-ром телесном
угле, при 2 направлениях нейтронов - параллельно и антипараллельно
оси регистрации электронов, сравнивая скорости счёта
в этих условиях, получают т. н. величину асимметрии:
где -
усреднено по регистрируемой части спектра,
- угол между направлением поляризации нейтро-
Рис. 3. Схема опыта по
измерению электрон-спиновой корреляции: 1
- детектор электронов (сцинтилляционная
пластмасса и ФЭУ); 2
- сетка; 3
- вакуумная камера; 4
- пучок
поляризованных нейтронов; 5
- сферический электрод (+ 25 кВ); 6
-малая
сферическая сетка; 7
- детектор протонов (CsI и ФЭУ): 8
- экран;
9
- коническая сетка (+28 кВ); 10
- диафрагма, выделяющая рабочую
область нейтронного пучка.
нов и импульсом регистрируемого электрона,
К
- коэф. поляризации нейтронного пучка.
В действительности картина усложнена
наличием фона от электронов, не связанных с распадом нейтрона.
Это вынуждает включать детектор электронов на совпадения с детектором протонов
распада. При этом, однако, в асимметрию может внести заметный вклад угловая
корреляция антинейтрино-спин, к-рая в 10 раз сильнее измеряемой. В работах ИАЭ
установка конструировалась так, чтобы обеспечить собирание всех протонов, образующихся
при Б--р. н., что исключало влияние корреляции антинейтрино-спин (рис. 3). Результат
этих работ: А
=-0,114b0,005. Аналогичные исследования, проведённые
в Аргонской лаборатории (США), дали: А
=- 0,113b0,006.
Для константы В
получены значения:
В
= 1,01b0,05 (США) и B =
+0,955b0,035 (СССР). Корреляция
- объект поиска
нарушения Т
-чётности в слабых взаимодействиях. Всего выполнено 6 измерений
константы D
. Наиб. точные дали: D
=+0,0022b0,0030 (СССР)
и D =
-0,0011b0,0017 (Гренобль, Франция). Эти результаты свидетельствуют
об отсутствии искомого эффекта E пределах погрешности измерений.
Полученные при исследовании распада
поляризов. нейтронов значения констант А
и В
позволили сделать
однозначный выбор в пользу V-A
-варианта теории. Хорошим тестом является
соотношение 1+A=B+a
, к-рому должны удовлетворять данные в случае чистого
V-A
-варианта. Однако имеющиеся данные пока ещё не исключают (в пределах
ошибок измерений) наличия в гамильтониане членов скалярного
или тензорного типа, а лишь накладывают ограничения на константы G
соответствующих
слабых 4-фермионных взаимодействий: G S /G V <0,3 и G T /G A
<0,15.
|
Характер эксперимента |
Экспериментальная группа |
||
|
1. Измерение T 1/2
|
К. Кристенсен и др. (РИСО, Дания) |
||
|
П. E. Спивак и др. (ИАЭ, СССР) |
1,276b0, 008 |
||
|
Г. Бирн и др. (Франция) |
|||
|
4. Измерения константы А
|
P. Доброземский и др. (Зайберсдорф, Австрия) |
