Бета-распад

В ядерной физике бета -распад (β-распад) — это тип радиоактивного распада , при котором атомное ядро испускает бета-частицу (быстрый энергичный электрон или позитрон ), превращаясь в изобару этого нуклида. Например, бета-распад нейтрона превращает его в протон за счет испускания электрона в сопровождении антинейтрино ; или, наоборот, протон превращается в нейтрон путем испускания позитрона нейтрино при так называемой позитронной эмиссии . Ни бета-частица, ни связанное с ней (анти-)нейтрино не существуют внутри ядра до бета-распада, но создаются в процессе распада. Благодаря этому процессу нестабильные атомы получают более стабильное соотношение протонов и нейтронов . Вероятность распада нуклида за счет бета-распада и других форм распада определяется его энергией связи с ядром . Энергии связи всех существующих нуклидов образуют так называемую ядерную зону или долину стабильности . ^[1] Чтобы эмиссия электронов или позитронов была энергетически возможной, выделение энергии ( см. ниже ) или Q значение должно быть положительным.

Бета-распад является следствием слабого взаимодействия , которое характеризуется относительно большим временем затухания. Нуклоны состоят из верхних и нижних кварков . ^[2]а слабое взаимодействие позволяет кварку изменить свой аромат за счет испускания W-бозона , что приводит к созданию пары электрон/антинейтрино или позитрон/нейтрино. Например, нейтрон, состоящий из двух нижних кварков и верхнего кварка, распадается на протон, состоящий из нижнего и двух верхних кварков.

Захват электрона иногда относят к типу бета-распада. ^[3]потому что основной ядерный процесс, опосредованный слабым взаимодействием, тот же. При электронном захвате внутренний электрон атома захватывается протоном ядра, превращая его в нейтрон, и электронное нейтрино высвобождается .

Описание [ править ]

Два типа бета-распада известны как бета-минус и бета-плюс . В бета минус (β ⁻) распад, нейтрон превращается в протон, и в результате этого процесса создаются электрон и электронное антинейтрино ; в то время как в бета-версии (β ⁺) распад, протон превращается в нейтрон, и в результате этого процесса создаются позитрон и электронное нейтрино. β ⁺ распад также известен как эмиссия позитронов . ^[4]

Бета-распад сохраняет квантовое число, известное как лептонное число , или количество электронов и связанных с ними нейтрино (другие лептоны — это мюонные и тау- частицы). Эти частицы имеют лептонное число +1, а их античастицы — лептонное число -1. Поскольку протон или нейтрон имеют лептонный номер ноль, β ⁺ распад (позитрона или антиэлектрона) должен сопровождаться электронным нейтрино, а β ⁻ распад (электрона) должен сопровождаться электронным антинейтрино.

Пример электронной эмиссии (β ⁻ распад) — это распад углерода-14 на азот-14 с периодом полураспада около 5730 лет:

¹⁴
₆ С
→ ¹⁴
₇ Н
+
Это ⁻
+

н Это

В этой форме распада исходный элемент становится новым химическим элементом в процессе, известном как ядерная трансмутация . Этот новый элемент имеет неизменное массовое число $A$ , но атомный номер $Z$ увеличен на единицу. Как и во всех ядерных распадах, распадающийся элемент (в данном случае ¹⁴
₆ С
) известен как родительский нуклид, а результирующий элемент (в данном случае ¹⁴
₇ Н
) известен как дочерний нуклид .

Другой пример — распад водорода-3 ( трития ) на гелий-3 с периодом полураспада около 12,3 года:

³
₁ час
→ ³
₂ Он
+
Это ⁻
+

н Это

Пример эмиссии позитронов (β ⁺ распад) — распад магния-23 на натрий-23 с периодом полураспада около 11,3 с:

²³
₁₂ мг
→ ²³
₁₁ На
+
Это ⁺
+

н Это

б ⁺ распад также приводит к ядерной трансмутации, при этом атомный номер образующегося элемента уменьшается на единицу.

Бета-спектр, показывающий типичное разделение энергии между электроном и антинейтрино.

Бета-спектр или распределение значений энергии бета-частиц является непрерывным. Полная энергия процесса распада делится между электроном, антинейтрино и нуклидом отдачи. На рисунке справа пример электрона с энергией 0,40 МэВ от бета-распада ²¹⁰Би показан. В этом примере полная энергия распада равна 1,16 МэВ, поэтому оставшаяся энергия у антинейтрино: 1,16 МэВ - 0,40 МэВ = 0,76 МэВ . Электрон в крайнем правом углу кривой будет иметь максимально возможную кинетическую энергию, в результате чего энергия нейтрино будет составлять лишь его небольшую массу покоя.

История [ править ]

и характеристика Открытие первоначальная

Радиоактивность была открыта в 1896 Анри Беккерелем в уране и впоследствии обнаружена Марией и Пьером Кюри в тории и в новых элементах полонии и радии . В 1899 году Эрнест Резерфорд разделил радиоактивные выбросы на два типа: альфа и бета (теперь бета-минус), в зависимости от проникновения в предметы и способности вызывать ионизацию. Альфа-лучи можно остановить тонкими листами бумаги или алюминия, тогда как бета-лучи могут проникать через несколько миллиметров алюминия. В 1900 году Поль Виллар выделил еще более проникающий тип излучения, который Резерфорд в 1903 году определил как принципиально новый тип и назвал гамма-лучами . Альфа, бета и гамма — первые три буквы греческого алфавита .

В 1900 году Беккерель измерил отношение массы к заряду ( $m / e$ ) для бета-частиц методом Дж. Дж. Томсона, использовавшимся для изучения катодных лучей и идентификации электрона. Он обнаружил, что $m / e$ для бета-частицы такая же, как и для электрона Томсона, и поэтому предположил, что бета-частица на самом деле является электроном. ^[5]

В 1901 году Резерфорд и Фредерик Содди показали, что альфа- и бета-радиоактивность связана с превращением атомов в атомы других химических элементов. В 1913 году, после того как стали известны продукты более радиоактивного распада, Содди и Казимеж Фаянс независимо друг от друга предложили свой закон радиоактивного смещения , который гласит, что бета (т. е.
б ⁻
) излучение одного элемента производит другой элемент на одно место вправо в таблице Менделеева , тогда как альфа-излучение производит элемент на два места левее.

Нейтрино [ править ]

Изучение бета-распада предоставило первые физические доказательства существования нейтрино . Как при альфа-, так и при гамма-распаде образующаяся альфа- или гамма-частица имеет узкое распределение энергии , поскольку частица переносит энергию за счет разницы между начальным и конечным ядерными состояниями. Однако распределение кинетической энергии или спектр бета-частиц, измеренное Лизой Мейтнер и Отто Ханом в 1911 году и Жаном Данишем в 1913 году, показало множественные линии на диффузном фоне. Эти измерения дали первый намек на то, что бета-частицы имеют непрерывный спектр. ^[6] В 1914 году Джеймс Чедвик использовал магнитный спектрометр с одним из Ганса Гейгера, новых счетчиков чтобы провести более точные измерения, которые показали, что спектр непрерывен. ^[6]^[7]Распределение энергий бета-частиц явно противоречило закону сохранения энергии . Если бы бета-распад был просто эмиссией электронов, как предполагалось в то время, то энергия испускаемого электрона должна была бы иметь определенное, четко определенное значение. ^[8]Однако в случае бета-распада наблюдаемое широкое распределение энергий предполагает, что энергия теряется в процессе бета-распада. Этот спектр вызывал недоумение в течение многих лет.

Вторая проблема связана с сохранением углового момента . Молекулярные зонные спектры показали, что ядерный спин азота -14 равен 1 (т.е. равен приведенной постоянной Планка ) и, в более общем плане, что спин является целым для ядер с четным массовым числом и полуцелым для ядер с нечетным массовым числом. Позже это было объяснено с помощью протон-нейтронной модели ядра . ^[8]Бета-распад оставляет массовое число неизменным, поэтому изменение ядерного спина должно быть целым числом. Однако спин электрона равен 1/2, следовательно, угловой момент не сохранялся бы, если бы бета-распад был просто эмиссией электронов.

С 1920 по 1927 год Чарльз Драммонд Эллис (вместе с Чедвиком и его коллегами) установил, что спектр бета-распада непрерывен. В 1933 году Эллис и Невилл Мотт получили убедительные доказательства того, что бета-спектр имеет эффективную верхнюю границу энергии. Нильс Бор предположил, что бета-спектр можно объяснить, если сохранение энергии справедливо только в статистическом смысле, поэтому этот принцип может нарушаться при любом данном распаде. ^[8]^: 27Однако верхняя граница бета-энергий, определенная Эллисом и Моттом, исключила это предположение. Теперь остро встала проблема, как учесть изменчивость энергии известных продуктов бета-распада, а также сохранение импульса и углового момента в процессе.

В знаменитом письме , написанном в 1930 году, Вольфганг Паули попытался решить загадку энергии бета-частиц, предположив, что, помимо электронов и протонов, атомные ядра также содержат чрезвычайно легкую нейтральную частицу, которую он назвал нейтроном. Он предположил, что этот «нейтрон» также испускался во время бета-распада (что объясняет известные недостающие энергию, импульс и угловой момент), но его просто еще не наблюдали. В 1931 году Энрико Ферми переименовал «нейтрон» Паули в «нейтрино» («маленький нейтральный» по-итальянски). В 1933 году Ферми опубликовал свою знаменательную теорию бета-распада , в которой он применил принципы квантовой механики к частицам материи, предполагая, что они могут создаваться и уничтожаться, так же, как кванты света при атомных переходах. Таким образом, по мнению Ферми, нейтрино создаются в процессе бета-распада, а не содержатся в ядре; то же самое происходит и с электронами. Взаимодействие нейтрино с веществом было настолько слабым, что его обнаружение оказалось серьезной экспериментальной задачей. Дальнейшие косвенные доказательства существования нейтрино были получены при наблюдении отдачи ядер, испустивших такую частицу после поглощения электрона. Нейтрино были наконец обнаружены непосредственно в 1956 году американскими физиками. Клайд Коуэн и Фредерик Райнс в эксперименте с нейтрино Коуэна-Рейнса . ^[9] Свойства нейтрино соответствовали (с небольшими изменениями) предсказаниям Паули и Ферми.

б ⁺
распад и захват электрона [ править ]

В 1934 году Фредерик и Ирен Жолио-Кюри бомбардировали алюминий альфа-частицами, чтобы вызвать ядерную реакцию. ⁴
₂ Он
+ ²⁷
₁₃ Ал
→ ³⁰
₁₅ П
+ ¹
₀ н
и заметил, что образующийся изотоп ³⁰
₁₅ П
испускает позитрон, идентичный тем, которые обнаружены в космических лучах (открыт Карлом Дэвидом Андерсоном в 1932 году). Это был первый пример
б ⁺
распад ( эмиссия позитронов ), который они назвали искусственной радиоактивностью, поскольку ³⁰
₁₅ П
короткоживущий нуклид, не существующий в природе. В знак признания их открытия пара была удостоена Нобелевской премии по химии в 1935 году. ^[10]

Теория электронного захвата была впервые обсуждена Джан-Карло Виком в статье 1934 года, а затем развита Хидеки Юкавой и другими. Захват К-электрона впервые наблюдался в 1937 году Луисом Альваресом в нуклиде ⁴⁸V. ^[11]^[12]^[13] Альварес продолжил изучение захвата электронов в ⁶⁷Ga и другие нуклиды. ^[11]^[14]^[15]

Несохранение четности [ править ]

В 1956 году Цунг-Дао Ли и Чэнь Нин Ян заметили, что нет никаких доказательств того, что четность сохраняется в слабых взаимодействиях, и поэтому они предположили, что эта симметрия не может сохраняться слабым взаимодействием. Они набросали план эксперимента по проверке сохранения четности в лаборатории. ^[16] Позже в том же году Чиен-Шиунг Ву и его коллеги провели эксперимент Ву , показавший асимметричный бета-распад ⁶⁰
Ко
при низких температурах, что доказало, что четность не сохраняется при бета-распаде. ^[17]^[18]Этот удивительный результат опроверг давние предположения о паритете и слабой силе. В знак признания их теоретической работы Ли и Ян были удостоены Нобелевской премии по физике в 1957 году. Однако Ву, женщина, не была удостоена Нобелевской премии. ^[19]

б ⁻ распад [ править ]

В
б ⁻
при распаде слабое взаимодействие превращает атомное ядро в ядро с атомным номером , увеличенным на единицу, при этом испуская электрон (
Это ⁻
) и электронное антинейтрино (
н
_Это ).
б ⁻
распад обычно происходит в ядрах, богатых нейтронами. ^[22] Общее уравнение:

^$А$
_$Я$ Х
→ ^$А$
_{$Z +1$} X'
+
Это ⁻
+

н Это

^[1]

где $A$ и $Z$ — массовое число и атомный номер распадающегося ядра, а X и X’ — начальный и конечный элементы соответственно.

Другой пример: свободный нейтрон ( ¹
₀ н
) распадается на
б ⁻
распадается на протон (
п
):

н
→
п
+
Это ⁻
+

н Это

.

На фундаментальном уровне (как показано на диаграмме Фейнмана справа) это вызвано преобразованием отрицательно заряженного ( $— .mw-parser-output .sfrac{white-space:nowrap}.mw-parser-output .sfrac.tion,.mw-parser-output .sfrac .tion{display:inline-block;vertical-align:-0.5em;font-size:85%;text-align:center}.mw-parser-output .sfrac .num{display:block;line-height:1em;margin:0.0em 0.1em;border-bottom:1px solid}.mw-parser-output .sfrac .den{display:block;line-height:1em;margin:0.1em 0.1em}.mw-parser-output .sr-only{border:0;clip:rect(0,0,0,0);clip-path:polygon(0px 0px,0px 0px,0px 0px);height:1px;margin:-1px;overflow:hidden;padding:0;position:absolute;width:1px}1/3 ) вниз кварк к положительно e$ заряженному ( $+ 2 / 3 e$ ) ап-кварк путем испускания
В ⁻
бозон ; тот
В ⁻
Бозон впоследствии распадается на электрон и электронное антинейтрино:

д
→
в
+
Это ⁻
+

н Это

.

б ⁺ распад [ править ]

В
б ⁺
распад или испускание позитрона, слабое взаимодействие превращает атомное ядро в ядро с атомным номером, уменьшенным на единицу, при этом испуская позитрон (
Это ⁺
) и электронное нейтрино (
н
_Это ).
б ⁺
распад обычно происходит в ядрах, богатых протонами. Общее уравнение:

^$А$
_$Я$ Х
→ ^$А$
_{$Z -1$} X′
+
Это ⁺
+

н Это

^[1]

Это можно рассматривать как распад протона внутри ядра на нейтрон:

п → п +
Это ⁺
+

н Это

^[1]

Однако,
б ⁺
распад не может произойти в изолированном протоне, поскольку для этого требуется энергия, поскольку масса нейтрона больше массы протона.
б ⁺
распад может происходить внутри ядер только тогда, когда дочернее ядро имеет большую энергию связи (и, следовательно, более низкую полную энергию), чем материнское ядро. Разница этих энергий переходит в реакцию превращения протона в нейтрон, позитрон и нейтрино и в кинетическую энергию этих частиц. Этот процесс противоположен отрицательному бета-распаду, поскольку слабое взаимодействие превращает протон в нейтрон путем преобразования верхнего кварка в нижний кварк, что приводит к испусканию
В ⁺
или поглощение
В ⁻
. Когда
В ⁺
испускается бозон, он распадается на позитрон и электронное нейтрино :

в
→
д
+
Это ⁺
+

н Это

.

Электронный захват (K-захват/L-захват) [ править ]

Диаграммы Фейнмана EC ведущего порядка — главного порядка Диаграммы Фейнмана распада электронного захвата . Электрон , взаимодействует с верхним кварком в ядре через W-бозон образуя нижний кварк и электронное нейтрино . Две диаграммы составляют ведущий (второй) порядок, хотя в виртуальной частице тип (и заряд) W-бозона неразличим.

Во всех случаях, когда
б ⁺
распад (эмиссия позитронов) ядра энергетически разрешен, равно как и захват электрона . Это процесс, во время которого ядро захватывает один из своих атомных электронов, в результате чего испускается нейтрино:

^$А$
_$Я$ Х
+
Это ⁻
→ ^$А$
_{$Z -1$} X′
+

н Это

Примером электронного захвата является один из режимов распада криптона-81 на бром-81 :

⁸¹
₃₆ крон
+
Это ⁻
→ ⁸¹
₃₅ руб.
+

н Это

Все испускаемые нейтрино имеют одинаковую энергию. В богатых протонами ядрах, где разница энергий между начальным и конечным состояниями менее 2 $м e c 2$ ,
б ⁺
распад энергетически невозможен, и захват электрона является единственным способом распада. ^[23]

Если захваченный электрон исходит из самой внутренней оболочки атома, К-оболочки , которая имеет наибольшую вероятность взаимодействия с ядром, этот процесс называется К-захватом. ^[24] Если он исходит из L-оболочки, то процесс называется L-захватом и т. д.

Захват электрона - это конкурирующий (одновременный) процесс распада всех ядер, которые могут подвергаться β ⁺разлагаться. Обратное, однако, неверно: захват электрона — единственный тип распада, который допускается в богатых протонами нуклидах, не обладающих достаточной энергией для испускания позитрона и нейтрино. ^[23]

Ядерная трансмутация

Если протон и нейтрон входят в состав атомного ядра , описанные выше процессы распада преобразуют один химический элемент в другой. Например:

¹³⁷ ₅₅ Cs			→	¹³⁷ ₅₆ Нет	+	Это ⁻	+	$н Это$	(бета минус распад)
²² ₁₁ На			→	²² ₁₀ Не	+	$Это +$	+	$н Это$	(бета плюс распад)
²² ₁₁ На	+	Это ⁻	→	²² ₁₀ Не	+	$н Это$			(электронный захват)

Бета-распад не меняет числа ( $А$ ) нуклонов в ядре, а меняет только заряд $Z.$ его множество всех нуклидов с одинаковым $A$ Таким образом , можно ввести ; эти изобарные нуклиды могут превращаться друг в друга посредством бета-распада. Для данного $А$ существует наиболее устойчивый вариант. Его называют бета-стабильным, поскольку оно представляет собой локальный минимум избытка массы : если такое ядро имеет $числа (A, Z)$ , соседние ядра $(A, Z -1)$ и $(A, Z +1)$ имеют более высокий избыток массы и может бета-распад на $(A, Z)$ , но не наоборот. Для всех нечетных массовых чисел $A$ существует только одна известная бета-стабильная изобара. Даже для $A$ экспериментально известно до трех различных бета-стабильных изобар; например, ¹²⁴
₅₀ секунд
, ¹²⁴
₅₂ Чай
, и ¹²⁴
₅₄ транспортных средства
все бета-стабильны. Известно около 350 стабильных нуклидов, подверженных бета-распаду . ^[25]

Конкуренция типов распада бета -

Обычно нестабильные нуклиды явно либо «богаты нейтронами», либо «богаты протонами», причем первые подвергаются бета-распаду, а вторые - захвату электронов (или, реже, из-за более высоких энергетических потребностей, распаду позитрона). Однако в некоторых случаях радионуклидов с нечетными протонами и нечетными нейтронами для радионуклида может быть энергетически выгодно распасться до изобары с четными протонами и четными нейтронами либо путем бета-положительного, либо бета-отрицательного распада. Часто цитируемый пример — одиночный изотоп ⁶⁴
₂₉ меди
(29 протонов, 35 нейтронов), что иллюстрирует конкурирующие три типа бета-распада. Медь-64 имеет период полураспада около 12,7 часов. Этот изотоп имеет один неспаренный протон и один неспаренный нейтрон, поэтому распасться может либо протон, либо нейтрон. Этот конкретный нуклид (хотя и не все нуклиды в этой ситуации) почти с одинаковой вероятностью распадется в результате распада протона в результате испускания позитрона ( 18% ) или захвата электрона ( 43% ) до ⁶⁴
₂₈ Ни
, как это происходит в результате распада нейтрона с эмиссией электронов ( 39% ) до ⁶⁴
₃₀ Зн
. ^[26]

Стабильность встречающихся нуклидов природе в

Большинство встречающихся в природе нуклидов на Земле бета-стабильны. Нуклиды, которые не являются бета-стабильными, имеют период полураспада от менее секунды до периодов времени, значительно превышающих возраст Вселенной . Одним из распространенных примеров долгоживущего изотопа является нуклид с нечетным протоном и нечетным нейтроном. ⁴⁰
₁₉ К
, который претерпевает все три типа бета-распада (
б ⁻
,
б ⁺
и захват электрона) с периодом полураспада 1,277 × 10 ⁹ годы . ^[27]

сохранения бета - распада Правила

сохраняется Барионное число

B={\frac {n_{q}-n_{\bar {q}}}{3}}

где

$n_{q}$ - количество составляющих кварков, а
$n_{\overline {q}}$ – число составляющих антикварков.

Бета-распад просто превращает нейтрон в протон или, в случае положительного бета-распада ( захвата электрона ), протон в нейтрон , поэтому количество отдельных кварков не меняется. Изменяется только барионный аромат, обозначенный здесь как изоспин .

Верхние и нижние кварки имеют полный изоспин. ${\textstyle I={\frac {1}{2}}}$ и проекции изоспина

I_{\text{z}}={\begin{cases}{\frac {1}{2}}&{\text{up quark}}\\-{\frac {1}{2}}&{\text{down quark}}\end{cases}}

Все остальные кварки имеют $I = 0$ .

В общем

I_{\text{z}}={\frac {1}{2}}(n_{\text{u}}-n_{\text{d}})

сохраняется Лептонное число

L\equiv n_{\ell }-n_{\bar {\ell }}

поэтому всем лептонам присвоено значение +1, антилептонам -1, а нелептонным частицам - 0.

{\begin{matrix}&{\text{n}}&\rightarrow &{\text{p}}&+&{\text{e}}^{-}&+&{\bar {\nu }}_{\text{e}}\\L:&0&=&0&+&1&-&1\end{matrix}}

Угловой момент [ править ]

Для разрешенных распадов чистый орбитальный угловой момент равен нулю, поэтому рассматриваются только спиновые квантовые числа.

Электрон и антинейтрино являются фермионами , объектами со спином 1/2, поэтому они могут взаимодействовать в полном объеме. $S=1$ (параллельно) или $S=0$ (антипараллельность).

Для запрещенных распадов необходимо также учитывать орбитальный угловой момент.

Высвобождение энергии [ править ]

Значение $Q$ . определяется как общая энергия, выделяющаяся при данном ядерном распаде Таким образом , при бета-распаде $Q$ также является суммой кинетических энергий испускаемой бета-частицы, нейтрино и ядра отдачи. (Из-за большой массы ядра по сравнению с массой бета-частицы и нейтрино кинетической энергией ядра отдачи обычно можно пренебречь.) Таким образом, бета-частицы могут испускаться с любой кинетической энергией в диапазоне от 0 до $Q$ . ^[1] Типичная $добротность$ составляет около 1 МэВ , но может варьироваться от нескольких кэВ до нескольких десятков МэВ.

Поскольку масса покоя электрона равна 511 кэВ, наиболее энергичные бета-частицы являются ультрарелятивистскими , со скоростями, очень близкими к скорости света . В случае ¹⁸⁷Re, максимальная скорость бета-частицы составляет всего 9,8% от скорости света.

В следующей таблице приведены некоторые примеры:

Примеры энергий бета-распада
Изотоп	Энергия ( кэВ )	Режим затухания	Комментарии
бесплатно Нейтрон	0 782.33	б ⁻
^{00 3}ЧАС (Тритий)	00 18.59	б ⁻	Второй наименьший известный β ⁻ энергии, используемой в эксперименте KATRIN .
^{0 11}С	0 960.4 1982.4	б ⁺ е ⁺
^{0 14}С	0 156.475	б ⁻
^{0 20}Ф	5390.86	б ⁻
^{0 37}К	5125.48 6147.48	б ⁺ е ⁺
¹⁶³К	000 2.555	е ⁺
¹⁸⁷Ре	000 2.467	б ⁻	Самый низкий известный β ⁻ энергия, используемая в с рением. матрицах микрокалориметров для эксперимента
²¹⁰С	1162.2	б ⁻

б ⁻ распад [ править ]

Рассмотрим общее уравнение бета-распада

^$А$
_$Я$ Х
→ ^$А$
_{$Z +1$} X'
+
Это ⁻
+

н Это

.

Значение $Q$ для этого распада равно

Q=\left[m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)-m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{{\mathit {Z}}+1}X'}}\right)-m_{e}-m_{{\overline {\nu }}_{e}}\right]c^{2}

,

где $m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)$ это масса ядра ^$А$
_$Я$ Х
атом, $m_{e}$ - масса электрона, а $m_{{\overline {\nu }}_{e}}$ – масса электронного антинейтрино. Другими словами, полная высвободившаяся энергия равна массовой энергии исходного ядра минус массовая энергия конечного ядра, электрона и антинейтрино. Масса ядра $m N$ связана со стандартной атомной массой $m$ соотношением

m\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)c^{2}=m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)c^{2}+Zm_{e}c^{2}-\sum _{i=1}^{Z}B_{i}.

То есть общая атомная масса равна массе ядра плюс масса электронов минус сумма всех электронов энергий связи

B i

для атома. Это уравнение преобразуется, чтобы найти

m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)

, и

m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{{\mathit {Z}}+1}X'}}\right)

находится аналогично. Подставляя эти ядерные массы в

уравнение Q

-значения, пренебрегая при этом почти нулевой массой антинейтрино и разницей в энергиях связи электронов, которая очень мала для атомов с высоким

Z

, мы имеем

Q=\left[m\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)-m\left({\ce {^{\mathit {A}}_{{\mathit {Z}}+1}X'}}\right)\right]c^{2}

Эта энергия уносится как кинетическая энергия электроном и антинейтрино.

Поскольку реакция будет идти только тогда, когда $значение Q$ положительное, β ⁻ распад может произойти, когда масса атома ^$А$
_$Я$ Х
больше массы атома ^$А$
_{$Z +1$} X'
. ^[28]

б ⁺ распад [ править ]

Уравнения для β ⁺ распад аналогичен общему уравнению

^$А$
_$Я$ Х
→ ^$А$
_{$Z -1$} X′
+
Это ⁺
+

н Это

предоставление

Q=\left[m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)-m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{{\mathit {Z}}-1}X'}}\right)-m_{e}-m_{\nu _{e}}\right]c^{2}.

Однако в этом уравнении массы электронов не сокращаются, и у нас остается

Q=\left[m\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)-m\left({\ce {^{\mathit {A}}_{{\mathit {Z}}-1}X'}}\right)-2m_{e}\right]c^{2}.

Поскольку реакция будет идти только тогда, когда $значение Q$ положительное, β ⁺ распад может произойти, когда масса атома ^$А$
_$Я$ Х
превышает аналогичный показатель ^$А$
_{$Z -1$} X'
как минимум вдвое больше массы электрона. ^[28]

Электронный захват [ править ]

Аналогичный расчет захвата электронов должен учитывать энергию связи электронов. Это связано с тем, что после захвата электрона атом останется в возбужденном состоянии, а энергия связи захваченного самого внутреннего электрона значительна. Использование общего уравнения захвата электронов

^$А$
_$Я$ Х
+
Это ⁻
→ ^$А$
_{$Z -1$} X′
+

н Это

у нас есть

Q=\left[m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)+m_{e}-m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{{\mathit {Z}}-1}X'}}\right)-m_{\nu _{e}}\right]c^{2},

что упрощается до

Q=\left[m\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)-m\left({\ce {^{\mathit {A}}_{{\mathit {Z}}-1}X'}}\right)\right]c^{2}-B_{n},

где

B n

— энергия связи захваченного электрона.

Поскольку энергия связи электрона намного меньше массы электрона, ядра, которые могут подвергаться β ⁺ распад всегда может также подвергнуться захвату электронов, но обратное неверно. ^[28]

Спектр бета-излучения [ править ]

Бета-распад можно рассматривать как возмущение , описанное в квантовой механике, и, таким образом, золотое правило Ферми можно применить . Это приводит к выражению для спектра кинетической энергии $N (T)$ излучаемых бета-излучений следующим образом: ^[29]

N(T)=C_{L}(T)F(Z,T)pE(Q-T)^{2}

где $T$ — кинетическая энергия, $CL —$ функция формы, которая зависит от запрета распада (она постоянна для разрешенных распадов), $F (Z, T)$ — функция Ферми (см. ниже) с Z — зарядом ядро конечного состояния, $E = T + mc 2$ это полная энергия, $p={\sqrt {(E/c)^{2}-(mc)^{2}}}$ — импульс, а $Q$ — значение Q распада. Кинетическая энергия испускаемого нейтрино приблизительно равна $Q$ минус кинетическая энергия бета-излучения.

Например, спектр бета-распада ²¹⁰Bi (первоначально называвшийся RaE) показан справа.

Функция Ферми [ править ]

Функция Ферми, которая появляется в формуле бета-спектра, учитывает кулоновское притяжение/отталкивание между испускаемым бета-излучением и ядром в конечном состоянии. Приближая связанные волновые функции к сферической симметрии, функцию Ферми можно аналитически рассчитать следующим образом: ^[30]

F(Z,T)={\frac {2(1+S)}{\Gamma (1+2S)^{2}}}(2p\rho )^{2S-2}e^{\pi \eta }|\Gamma (S+i\eta )|^{2},

где $p$ — конечный импульс, Γ — гамма-функция и (если $α$ — постоянная тонкой структуры , а $r N —$ радиус ядра конечного состояния) $S={\sqrt {1-\alpha ^{2}Z^{2}}}$ , $\eta =\pm Ze^{2}E/(\hbar cp)$ (+ для электронов, − для позитронов) и $\rho =r_{N}/\hbar$ .

Для нерелятивистских бета-версий ( $Q ≪ m e c 2$ ), это выражение можно аппроксимировать следующим образом: ^[31]

F(Z,T)\approx {\frac {2\pi \eta }{1-e^{-2\pi \eta }}}.

Другие приближения можно найти в литературе. ^[32]^[33]

В каком районе [ править ]

График Кюри (также известный как график Ферми-Кюри ) — это график, используемый при изучении бета-распада, разработанный Францем Н.Д. Кюри , в котором квадратный корень из числа бета-частиц, импульсы (или энергия) которых лежат в определенном узком диапазоне , разделенное на функцию Ферми, отображается в зависимости от энергии бета-частиц. ^[34]^[35]Это прямая линия для разрешенных и некоторых запрещенных переходов в соответствии с теорией бета-распада Ферми. распада $Пересечение оси энергии (ось X) графика Кюри соответствует максимальной энергии, передаваемой электрону/позитрону (значению Q$ ). С помощью графика Кюри можно найти предел эффективной массы нейтрино. ^[36]

Спиральность (поляризация) нейтрино, электронов и позитронов, испускаемых при распаде бета -

После открытия несохранения четности (см. Историю ) было установлено, что при бета-распаде электроны испускаются преимущественно с отрицательной спиральностью , т. е. движутся, наивно говоря, как левые винты, вкрученные в материал (имеют отрицательная продольная поляризация ). ^[37]И наоборот, позитроны имеют преимущественно положительную спиральность, т. е. движутся как правые винты. Нейтрино (испускаемые при распаде позитрона) имеют отрицательную спиральность, а антинейтрино (испускаемые при распаде электрона) имеют положительную спиральность. ^[38]

Чем выше энергия частиц, тем выше их поляризация.

Типы переходов бета-распада [ править ]

Бета-распады можно классифицировать по угловому моменту ( $L$ значение ) и полному спину ( $S$ значение ) испускаемого излучения. Поскольку общий угловой момент должен сохраняться, включая орбитальный и спиновый угловой момент, бета-распад происходит в результате множества переходов из квантовых состояний в различные состояния ядерного углового момента или спина, известных как переходы «Ферми» или «Гамова – Теллера». Когда частицы бета-распада не несут углового момента ( $L = 0$ ), распад называется «разрешенным», в противном случае он «запрещен».

Другие режимы распада, которые встречаются редко, известны как распад связанного состояния и двойной бета-распад.

переходы - Ферми

Ферми -переход — это бета-распад, при котором спины вылетевшего электрона (позитрона) и антинейтрино (нейтрино) соединяются с общим спином. $S=0$ , что приводит к изменению углового момента $\Delta J=0$ между начальным и конечным состояниями ядра (при условии разрешенного перехода). В нерелятивистском пределе ядерная часть оператора ферми-перехода имеет вид

{\mathcal {O}}_{F}=G_{V}\sum _{a}{\hat {\tau }}_{a\pm }

с

G_{V}

константа слабой векторной связи,

\tau _{\pm }

изоспина операторы повышения и понижения и

a

пробегает все протоны и нейтроны ядра.

Переходы Гамова – Теллера [ править ]

Переход Гамова – Теллера — это бета-распад, при котором спины вылетевшего электрона (позитрона) и антинейтрино (нейтрино) соединяются с общим спином. $S=1$ , что приводит к изменению углового момента $\Delta J=0,\pm 1$ между начальным и конечным состояниями ядра (при условии разрешенного перехода). В этом случае ядерная часть оператора имеет вид

{\mathcal {O}}_{GT}=G_{A}\sum _{a}{\hat {\sigma }}_{a}{\hat {\tau }}_{a\pm }

с

G_{A}

константа слабой аксиально-векторной связи и

\sigma

спиновые матрицы Паули , которые могут вызвать переворот спина в распадающемся нуклоне.

Запрещенные переходы [ править ]

Когда $L > 0$ , распад называется « запрещенным ». ядерного Правила отбора требуют, чтобы высокие $значения L$ сопровождались изменениями ядерного спина ( $J$ ) и четности ( $π$ ). Правила отбора для $L$ -го запрещенного перехода таковы:

\Delta J=L-1,L,L+1;\Delta \pi =(-1)^{L},

где

Δ π = 1 или -1

соответствует отсутствию изменения четности или изменению четности соответственно. Частный случай перехода между изобарными аналогами состояний, когда структура конечного состояния очень похожа на структуру начального состояния, называется «сверхразрешенным» для бета-распада и протекает очень быстро. В следующей таблице перечислены значения Δ J и Δ π для первых нескольких значений

L

:

Запретность	Δ `Дж`	Д `п`
Суперразрешено	0	Нет
Допустимый	0, 1	Нет
Сначала запрещено	0, 1, 2	Да
Второй запрещенный	1, 2, 3	Нет
Третий запрещен	2, 3, 4	Да

Редкие режимы распада [ править ]

Связанное состояние β ⁻ распад [ править ]

Очень небольшое меньшинство распадов свободных нейтронов (около четырех на миллион) представляет собой так называемые «двухчастичные распады», при которых образуются протон, электрон и антинейтрино, но электрон не может набрать энергию 13,6 эВ, необходимую для выхода из распада. протон, и поэтому просто остается связанным с ним, как нейтральный атом водорода . ^[39] При этом типе бета-распада, по сути, вся энергия распада нейтрона уносится антинейтрино.

Для полностью ионизованных атомов (голые ядра) аналогичным образом возможно, что электроны не смогут покинуть атом и вылететь из ядра в низколежащие атомные связанные состояния (орбитали). Этого не может произойти для нейтральных атомов с низколежащими связанными состояниями, уже заполненными электронами.

β-распады в связанном состоянии были предсказаны Дауделем , Жаном и Лекойном в 1947 году. ^[40] и явление в полностью ионизованных атомах было впервые обнаружено для ¹⁶³Те ⁶⁶⁺в 1992 году Юнг и др. Дармштадтского исследовательского центра тяжелых ионов . Хотя нейтрально ¹⁶³
Dy — стабильный изотоп, полностью ионизированный ¹⁶³Те ⁶⁶⁺ претерпевает β-распад на оболочки K и L с периодом полураспада 47 дней. ^[41] Образовавшееся ядро - ¹⁶³
Ho - стабилен только в полностью ионизованном состоянии и распадается путем захвата электронов на ¹⁶³
Ды в нейтральном состоянии. Период полураспада нейтрального ¹⁶³
Хо – 4750 лет.

Другая возможность состоит в том, что полностью ионизованный атом подвергается значительно ускоренному β-распаду, как это наблюдается для ¹⁸⁷Re Bosch et al., также в Дармштадте. Нейтральный ¹⁸⁷Re действительно подвергается β-распаду с периодом полураспада 41,6 × 10. ⁹ годы, ^[42] но для полностью ионизированного ¹⁸⁷Ре ⁷⁵⁺ этот срок сокращается всего до 32,9 лет. ^[43]Для сравнения, изменение скоростей распада других ядерных процессов из-за химической среды составляет менее 1% . Из-за разницы в цене рения и осмия и высокой доли ¹⁸⁷
В образцах рения, найденных на Земле, когда-нибудь это может представлять коммерческий интерес для синтеза драгоценных металлов . ^{[ нужна цитата ]}

Двойной бета-распад [ править ]

Некоторые ядра могут подвергаться двойному бета-распаду (ββ-распаду), при котором заряд ядра изменяется на две единицы. Двойной бета-распад трудно изучать, поскольку этот процесс имеет чрезвычайно длительный период полураспада. В ядрах, для которых возможен как β-распад, так и ββ-распад, более редкий процесс ββ-распада практически невозможно наблюдать. Однако в ядрах, где β-распад запрещен, но разрешен ββ-распад, процесс можно увидеть и измерить период полураспада. ^[44]Таким образом, ββ-распад обычно изучают только для бета-стабильных ядер. Как и одиночный бета-распад, двойной бета-распад не меняет $A$ ; таким образом, по крайней мере один из нуклидов с некоторым заданным $A$ должен быть стабилен как по отношению к одиночному, так и к двойному бета-распаду.

«Обычный» двойной бета-распад приводит к испусканию двух электронов и двух антинейтрино. Если нейтрино являются майорановскими частицами (т. е. являются собственными античастицами), то распад, известный как безнейтринный двойной бета-распад произойдет . Большинство нейтринных физиков считают, что безнейтринный двойной бета-распад никогда не наблюдался. ^[44]

См. также [ править ]

Обычные бета-излучатели
Нейтрино
Бетавольтаика
Излучение частиц
Радионуклид
Тритиевое освещение — разновидность флуоресцентного освещения , работающего за счет бета-распада.
Эффект столпотворения
Спектроскопия полного поглощения

Ссылки [ править ]

^ Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д ^Это Конья, Дж.; Надь, Нью-Мексико (2012). Ядерная и радиохимия . Эльзевир . стр. 74–75. ISBN 978-0-12-391487-3 .
^ Бийкер, Р.; Сантопинто, Э. (2015). «Валентность и морские кварки в нуклоне». Физический журнал: серия конференций . 578 (1): 012015. arXiv : 1412.5559 . Бибкод : 2015JPhCS.578a2015B . дои : 10.1088/1742-6596/578/1/012015 . S2CID 118499855 .
^ Коттингем, Западная Нью-Йорк; Гринвуд, Д. (1986). Введение в ядерную физику . Издательство Кембриджского университета . п. 40 . ISBN 978-0-521-31960-7 .
^ Басдеван, Ж.-Л.; Рич, Дж.; Спиро, М. (2005). Основы ядерной физики: от структуры ядра к космологии . Спрингер . ISBN 978-0-387-01672-6 .
^ Л'Аннунциата, Майкл (2012). Справочник по анализу радиоактивности (Третье изд.). Elsevier Inc. с. 3. ISBN 978-0-12-384874-1 . Проверено 4 октября 2017 г.
^ Перейти обратно: ^а ^б Дженсен, К. (2000). Споры и консенсус: ядерный бета-распад 1911-1934 гг . Биркхойзер Верлаг . ISBN 978-3-7643-5313-1 .
^ Чедвик, Дж. (1914). «Распределение интенсивности в магнитных спектрах β-лучей радия В+С». Переговоры Немецкого физического общества (на немецком языке). 16 :383-391.
^ Перейти обратно: ^а ^б ^с Браун, LM (1978). «Идея нейтрино». Физика сегодня . 31 (9): 23–8. Бибкод : 1978PhT....31i..23B . дои : 10.1063/1.2995181 .
^ Коуэн, CL младший; Рейнс, Ф.; Харрисон, ФБ; Крузе, Х.В.; Макгуайр, AD (1956). «Обнаружение свободного нейтрино: подтверждение». Наука . 124 (3212): 103–104. Бибкод : 1956Sci...124..103C . дои : 10.1126/science.124.3212.103 . ПМИД 17796274 .
^ «Нобелевская премия по химии 1935 года» . www.nobelprize.org . Проверено 25 апреля 2018 г.
^ Перейти обратно: ^а ^б Сегре, Э. (1987). «Захват К-электрона ядрами» . В Троуэре, PW (ред.). Открытие Альвареса: Избранные произведения Луиса В. Альвареса . Издательство Чикагского университета . стр. 11–12 . ISBN 978-0-226-81304-2 .
^ «Нобелевская премия по физике 1968 года: Луис Альварес» . Нобелевский фонд . Проверено 7 октября 2009 г.
^ Альварес, LW (1937). «Ядерный захват К-электрона». Физический обзор . 52 (2): 134–135. Бибкод : 1937PhRv...52..134A . дои : 10.1103/PhysRev.52.134 .
^ Альварес, LW (1938). «Захват электрона и внутренняя конверсия в галлии 67». Физический обзор . 53 (7): 606. Бибкод : 1938PhRv...53..606A . дои : 10.1103/PhysRev.53.606 .
^ Альварес, LW (1938). «Захват орбитальных электронов ядрами». Физический обзор . 54 (7): 486–497. Бибкод : 1938PhRv...54..486A . дои : 10.1103/PhysRev.54.486 .
^ Ли, ТД; Ян, Китай (1956). «Вопрос о сохранении четности в слабых взаимодействиях» . Физический обзор . 104 (1): 254–258. Бибкод : 1956PhRv..104..254L . дои : 10.1103/PhysRev.104.254 .
^ Ву, К.-С.; Эмблер, Э.; Хейворд, RW; Хоппс, Д.Д.; Хадсон, Р.П. (1957). «Экспериментальная проверка сохранения четности при бета-распаде» . Физический обзор . 105 (4): 1413–1415. Бибкод : 1957PhRv..105.1413W . дои : 10.1103/PhysRev.105.1413 .
^ Вайншток, Майя. «Направление Ады Лавлейс: Чиен-Шиунг Ву, отважный герой физики» . Scientificamerican.com .
^ «Нобелевская премия по физике 1957 года» . Нобелевский фонд . Проверено 24 марта 2015 г.
^ Иванов А.Н.; Хёлльвизер, Р.; Троицкая, Н.И.; Веллензон, М.; Бердников, Я. А. (26 июня 2017 г.). «Прецизионный теоретический анализ радиационного бета-распада нейтрона порядка O ( α 2 / π 2 )». Физический обзор D . 95 (11): 113006. arXiv : 1706.08687 . Бибкод : 2017PhRvD..95k3006I . дои : 10.1103/PhysRevD.95.113006 . ISSN 2470-0010 . S2CID 119103283 .
^ Иванов А.Н.; Хёлльвизер, Р.; Троицкая, Н.И.; Веллензон, М.; Бердников, Я. А. (30 ноября 2018 г.). «Калибровочные свойства адронной структуры нуклона при радиационном бета-распаде нейтрона до порядка O(α/π) в стандарте V – эффективная теория с КЭД и линейной сигма-моделью сильных низкоэнергетических взаимодействий». Международный журнал современной физики А. 33 (33): 1850199. arXiv : 1805.09702 . Бибкод : 2018IJMPA..3350199I . дои : 10.1142/S0217751X18501993 . ISSN 0217-751X . S2CID 119088802 .
^ Лавленд, штат Вашингтон (2005). Современная ядерная химия . Уайли . п. 232. ИСБН 978-0-471-11532-8 .
^ Перейти обратно: ^а ^б Зубер, К. (2011). Нейтринная физика (2-е изд.). ЦРК Пресс . п. 466. ИСБН 978-1-4200-6471-1 .
^ Евремович, Т. (2009). Ядерные принципы в технике . Springer Science + Business Media . п. 201. ИСБН 978-0-387-85608-7 .
^ «Интерактивная карта нуклидов» . Национальный центр ядерных данных, Брукхейвенская национальная лаборатория. Архивировано из оригинала 10 октября 2018 г. Проверено 18 сентября 2014 г.
^ «WWW-таблица радиоактивных изотопов меди 64» . Проект LBNL «Изотопы» . Национальная лаборатория Лоуренса Беркли. Архивировано из оригинала 14 декабря 2013 г. Проверено 18 сентября 2014 г.
^ «WWW-таблица радиоактивных изотопов калия 40» . Проект LBNL «Изотопы» . Национальная лаборатория Лоуренса Беркли. Архивировано из оригинала 9 октября 2013 г. Проверено 18 сентября 2014 г.
^ Перейти обратно: ^а ^б ^с Кеннет С. Крейн (5 ноября 1987 г.). Введение в ядерную физику . Уайли. ISBN 978-0-471-80553-3 .
^ Нейв, Ч.Р. «Спектры энергии и импульса бета-распада» . Гиперфизика . Проверено 9 марта 2013 г.
^ Ферми, Э. (1934). «Попытка теории β-лучей. I». Журнал по физике . 88 (3–4): 161–177. Бибкод : 1934ZPhy...88..161F . дои : 10.1007/BF01351864 . S2CID 125763380 .
^ Мотт, Северная Каролина; Мэсси, HSW (1933). Теория атомных столкновений . Кларендон Пресс . LCCN 34001940 .
^ Венкатарамая, П.; Гопала, К.; Басавараджу, А.; Сурьянараяна, СС; Сандживиа, Х. (1985). «Простое соотношение для функции Ферми». Журнал физики Г. 11 (3): 359–364. Бибкод : 1985JPhG...11..359В . дои : 10.1088/0305-4616/11/3/014 . S2CID 250803189 .
^ Шентер, ГК; Фогель, П. (1983). «Простое приближение функции Ферми при ядерном бета-распаде». Ядерная наука и инженерия . 83 (3): 393–396. Бибкод : 1983NSE....83..393S . дои : 10.13182/NSE83-A17574 . ОСТИ 5307377 .
^ Курие, ФНД ; Ричардсон-младший; Пакстон, ХК (1936). «Излучение искусственно созданных радиоактивных веществ. I. Верхние пределы и форма спектров β-лучей некоторых элементов». Физический обзор . 49 (5): 368–381. Бибкод : 1936PhRv...49..368K . дои : 10.1103/PhysRev.49.368 .
^ Курие, ФНД (1948). «Об использовании участка Курье». Физический обзор . 73 (10): 1207. Бибкод : 1948PhRv...73.1207K . дои : 10.1103/PhysRev.73.1207 .
^ Родеджоханн, В. (2012). «Безнейтринный двойной бета-распад и физика нейтрино». Журнал физики G: Ядерная физика и физика элементарных частиц . 39 (12): 124008. arXiv : 1206.2560 . Бибкод : 2012JPhG...39l4008R . дои : 10.1088/0954-3899/39/12/124008 . S2CID 119158221 .
^ Фрауэнфельдер, Х.; и другие. (1957). «Четность и поляризация электронов Со60». Физический обзор . 106 (2): 386–387. Бибкод : 1957PhRv..106..386F . дои : 10.1103/physrev.106.386 .
^ Конопински, Э.Дж.; Роуз, Мэн (1966). «Теория ядерного бета-распада». В Сигбхане, К. (ред.). Альфа-, Бета- и Гамма-спектроскопия . Том. 2. Издательская компания «Северная Голландия» .
^ Обзор распада нейтрона. Архивировано 19 сентября 2017 г. в Wayback Machine . Дж. Бирн в книге Quark-Mixing, CKM Unitarity (Х. Абеле и Д. Мунд, 2002), см. стр. XV.
^ Даудель, Раймонд; Жан, Морис; Лекуан, Марсель (1947). «О возможности существования определенного вида явления радиоактивности» . Дж.Физ. Радий . 8 (8): 238–243. doi : 10.1051/jphysrad:0194700808023800 .
^ Юнг, М.; и другие. (1992). «Первое наблюдение связанного состояния β ⁻ Распад». Physical Review Letters . 69 (15): 2164–2167. Bibcode : 1992PhRvL..69.2164J . doi : 10.1103/PhysRevLett.69.2164 . PMID 10046415 .
^ Смоляр, М.И.; Уокер, Р.Дж.; Морган, JW (1996). «Re-Os возраст железных метеоритов групп IIA, IIIA, IVA и IVB». Наука . 271 (5252): 1099–1102. Бибкод : 1996Sci...271.1099S . дои : 10.1126/science.271.5252.1099 . S2CID 96376008 .
^ Бош, Ф.; и другие. (1996). «Наблюдение бета-распада в связанном состоянии минус распад полностью ионизованного ¹⁸⁷Ре: ¹⁸⁷Ре– ¹⁸⁷Os Cosmochronometry». Physical Review Letters . 77 (26): 5190–5193. Bibcode : 1996PhRvL..77.5190B . doi : 10.1103/PhysRevLett.77.5190 . PMID 10062738 .
^ Перейти обратно: ^а ^б Биленький, С.М. (2010). «Безнейтринный двойной бета-распад». Физика частиц и ядер . 41 (5): 690–715. arXiv : 1001.1946 . Бибкод : 2010ППН....41..690Б . дои : 10.1134/S1063779610050035 . hdl : 10486/663891 . S2CID 55217197 .

Библиография [ править ]

Томонага, С.-И. (1997). История Спина . Издательство Чикагского университета .
Тули, Дж. К. (2011). Карты Nuclear Wallet (PDF) (8-е изд.). Брукхейвенская национальная лаборатория . Архивировано (PDF) из оригинала 9 октября 2022 г.

Внешние ссылки [ править ]

Живая карта нуклидов - МАГАТЭ с фильтром по типу распада
Моделирование бета-распада [1]

[konya74-1] Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д ^Это Конья, Дж.; Надь, Нью-Мексико (2012). Ядерная и радиохимия . Эльзевир . стр. 74–75. ISBN 978-0-12-391487-3 .

[2] Бийкер, Р.; Сантопинто, Э. (2015). «Валентность и морские кварки в нуклоне». Физический журнал: серия конференций . 578 (1): 012015. arXiv : 1412.5559 . Бибкод : 2015JPhCS.578a2015B . дои : 10.1088/1742-6596/578/1/012015 . S2CID 118499855 .

[3] Коттингем, Западная Нью-Йорк; Гринвуд, Д. (1986). Введение в ядерную физику . Издательство Кембриджского университета . п. 40 . ISBN 978-0-521-31960-7 .

[4] Басдеван, Ж.-Л.; Рич, Дж.; Спиро, М. (2005). Основы ядерной физики: от структуры ядра к космологии . Спрингер . ISBN 978-0-387-01672-6 .

[Handbook-5] Л'Аннунциата, Майкл (2012). Справочник по анализу радиоактивности (Третье изд.). Elsevier Inc. с. 3. ISBN 978-0-12-384874-1 . Проверено 4 октября 2017 г.

[Jensen-6] Перейти обратно: ^а ^б Дженсен, К. (2000). Споры и консенсус: ядерный бета-распад 1911-1934 гг . Биркхойзер Верлаг . ISBN 978-3-7643-5313-1 .

[7] Чедвик, Дж. (1914). «Распределение интенсивности в магнитных спектрах β-лучей радия В+С». Переговоры Немецкого физического общества (на немецком языке). 16 :383-391.

[Brown-8] Перейти обратно: ^а ^б ^с Браун, LM (1978). «Идея нейтрино». Физика сегодня . 31 (9): 23–8. Бибкод : 1978PhT....31i..23B . дои : 10.1063/1.2995181 .

[9] Коуэн, CL младший; Рейнс, Ф.; Харрисон, ФБ; Крузе, Х.В.; Макгуайр, AD (1956). «Обнаружение свободного нейтрино: подтверждение». Наука . 124 (3212): 103–104. Бибкод : 1956Sci...124..103C . дои : 10.1126/science.124.3212.103 . ПМИД 17796274 .

[10] «Нобелевская премия по химии 1935 года» . www.nobelprize.org . Проверено 25 апреля 2018 г.

[k-11] Перейти обратно: ^а ^б Сегре, Э. (1987). «Захват К-электрона ядрами» . В Троуэре, PW (ред.). Открытие Альвареса: Избранные произведения Луиса В. Альвареса . Издательство Чикагского университета . стр. 11–12 . ISBN 978-0-226-81304-2 .

[12] «Нобелевская премия по физике 1968 года: Луис Альварес» . Нобелевский фонд . Проверено 7 октября 2009 г.

[13] Альварес, LW (1937). «Ядерный захват К-электрона». Физический обзор . 52 (2): 134–135. Бибкод : 1937PhRv...52..134A . дои : 10.1103/PhysRev.52.134 .

[14] Альварес, LW (1938). «Захват электрона и внутренняя конверсия в галлии 67». Физический обзор . 53 (7): 606. Бибкод : 1938PhRv...53..606A . дои : 10.1103/PhysRev.53.606 .

[15] Альварес, LW (1938). «Захват орбитальных электронов ядрами». Физический обзор . 54 (7): 486–497. Бибкод : 1938PhRv...54..486A . дои : 10.1103/PhysRev.54.486 .

[16] Ли, ТД; Ян, Китай (1956). «Вопрос о сохранении четности в слабых взаимодействиях» . Физический обзор . 104 (1): 254–258. Бибкод : 1956PhRv..104..254L . дои : 10.1103/PhysRev.104.254 .

[Wu1957-17] Ву, К.-С.; Эмблер, Э.; Хейворд, RW; Хоппс, Д.Д.; Хадсон, Р.П. (1957). «Экспериментальная проверка сохранения четности при бета-распаде» . Физический обзор . 105 (4): 1413–1415. Бибкод : 1957PhRv..105.1413W . дои : 10.1103/PhysRev.105.1413 .

[18] Вайншток, Майя. «Направление Ады Лавлейс: Чиен-Шиунг Ву, отважный герой физики» . Scientificamerican.com .

[19] «Нобелевская премия по физике 1957 года» . Нобелевский фонд . Проверено 24 марта 2015 г.

[20] Иванов А.Н.; Хёлльвизер, Р.; Троицкая, Н.И.; Веллензон, М.; Бердников, Я. А. (26 июня 2017 г.). «Прецизионный теоретический анализ радиационного бета-распада нейтрона порядка O ( α 2 / π 2 )». Физический обзор D . 95 (11): 113006. arXiv : 1706.08687 . Бибкод : 2017PhRvD..95k3006I . дои : 10.1103/PhysRevD.95.113006 . ISSN 2470-0010 . S2CID 119103283 .

[21] Иванов А.Н.; Хёлльвизер, Р.; Троицкая, Н.И.; Веллензон, М.; Бердников, Я. А. (30 ноября 2018 г.). «Калибровочные свойства адронной структуры нуклона при радиационном бета-распаде нейтрона до порядка O(α/π) в стандарте V – эффективная теория с КЭД и линейной сигма-моделью сильных низкоэнергетических взаимодействий». Международный журнал современной физики А. 33 (33): 1850199. arXiv : 1805.09702 . Бибкод : 2018IJMPA..3350199I . дои : 10.1142/S0217751X18501993 . ISSN 0217-751X . S2CID 119088802 .

[Loveland-22] Лавленд, штат Вашингтон (2005). Современная ядерная химия . Уайли . п. 232. ИСБН 978-0-471-11532-8 .

[Zuber-23] Перейти обратно: ^а ^б Зубер, К. (2011). Нейтринная физика (2-е изд.). ЦРК Пресс . п. 466. ИСБН 978-1-4200-6471-1 .

[Jevremovic2009-24] Евремович, Т. (2009). Ядерные принципы в технике . Springer Science + Business Media . п. 201. ИСБН 978-0-387-85608-7 .

[nndc_Inte-25] «Интерактивная карта нуклидов» . Национальный центр ядерных данных, Брукхейвенская национальная лаборатория. Архивировано из оригинала 10 октября 2018 г. Проверено 18 сентября 2014 г.

[26] «WWW-таблица радиоактивных изотопов меди 64» . Проект LBNL «Изотопы» . Национальная лаборатория Лоуренса Беркли. Архивировано из оригинала 14 декабря 2013 г. Проверено 18 сентября 2014 г.

[27] «WWW-таблица радиоактивных изотопов калия 40» . Проект LBNL «Изотопы» . Национальная лаборатория Лоуренса Беркли. Архивировано из оригинала 9 октября 2013 г. Проверено 18 сентября 2014 г.

[Krane1987-28] Перейти обратно: ^а ^б ^с Кеннет С. Крейн (5 ноября 1987 г.). Введение в ядерную физику . Уайли. ISBN 978-0-471-80553-3 .

[29] Нейв, Ч.Р. «Спектры энергии и импульса бета-распада» . Гиперфизика . Проверено 9 марта 2013 г.

[30] Ферми, Э. (1934). «Попытка теории β-лучей. I». Журнал по физике . 88 (3–4): 161–177. Бибкод : 1934ZPhy...88..161F . дои : 10.1007/BF01351864 . S2CID 125763380 .

[31] Мотт, Северная Каролина; Мэсси, HSW (1933). Теория атомных столкновений . Кларендон Пресс . LCCN 34001940 .

[32] Венкатарамая, П.; Гопала, К.; Басавараджу, А.; Сурьянараяна, СС; Сандживиа, Х. (1985). «Простое соотношение для функции Ферми». Журнал физики Г. 11 (3): 359–364. Бибкод : 1985JPhG...11..359В . дои : 10.1088/0305-4616/11/3/014 . S2CID 250803189 .

[33] Шентер, ГК; Фогель, П. (1983). «Простое приближение функции Ферми при ядерном бета-распаде». Ядерная наука и инженерия . 83 (3): 393–396. Бибкод : 1983NSE....83..393S . дои : 10.13182/NSE83-A17574 . ОСТИ 5307377 .

[34] Курие, ФНД ; Ричардсон-младший; Пакстон, ХК (1936). «Излучение искусственно созданных радиоактивных веществ. I. Верхние пределы и форма спектров β-лучей некоторых элементов». Физический обзор . 49 (5): 368–381. Бибкод : 1936PhRv...49..368K . дои : 10.1103/PhysRev.49.368 .

[35] Курие, ФНД (1948). «Об использовании участка Курье». Физический обзор . 73 (10): 1207. Бибкод : 1948PhRv...73.1207K . дои : 10.1103/PhysRev.73.1207 .

[36] Родеджоханн, В. (2012). «Безнейтринный двойной бета-распад и физика нейтрино». Журнал физики G: Ядерная физика и физика элементарных частиц . 39 (12): 124008. arXiv : 1206.2560 . Бибкод : 2012JPhG...39l4008R . дои : 10.1088/0954-3899/39/12/124008 . S2CID 119158221 .

[37] Фрауэнфельдер, Х.; и другие. (1957). «Четность и поляризация электронов Со60». Физический обзор . 106 (2): 386–387. Бибкод : 1957PhRv..106..386F . дои : 10.1103/physrev.106.386 .

[38] Конопински, Э.Дж.; Роуз, Мэн (1966). «Теория ядерного бета-распада». В Сигбхане, К. (ред.). Альфа-, Бета- и Гамма-спектроскопия . Том. 2. Издательская компания «Северная Голландия» .

[39] Обзор распада нейтрона. Архивировано 19 сентября 2017 г. в Wayback Machine . Дж. Бирн в книге Quark-Mixing, CKM Unitarity (Х. Абеле и Д. Мунд, 2002), см. стр. XV.

[40] Даудель, Раймонд; Жан, Морис; Лекуан, Марсель (1947). «О возможности существования определенного вида явления радиоактивности» . Дж.Физ. Радий . 8 (8): 238–243. doi : 10.1051/jphysrad:0194700808023800 .

[41] Юнг, М.; и другие. (1992). «Первое наблюдение связанного состояния β ⁻ Распад». Physical Review Letters . 69 (15): 2164–2167. Bibcode : 1992PhRvL..69.2164J . doi : 10.1103/PhysRevLett.69.2164 . PMID 10046415 .

[42] Смоляр, М.И.; Уокер, Р.Дж.; Морган, JW (1996). «Re-Os возраст железных метеоритов групп IIA, IIIA, IVA и IVB». Наука . 271 (5252): 1099–1102. Бибкод : 1996Sci...271.1099S . дои : 10.1126/science.271.5252.1099 . S2CID 96376008 .

[43] Бош, Ф.; и другие. (1996). «Наблюдение бета-распада в связанном состоянии минус распад полностью ионизованного ¹⁸⁷Ре: ¹⁸⁷Ре– ¹⁸⁷Os Cosmochronometry». Physical Review Letters . 77 (26): 5190–5193. Bibcode : 1996PhRvL..77.5190B . doi : 10.1103/PhysRevLett.77.5190 . PMID 10062738 .

[Bilenky-44] Перейти обратно: ^а ^б Биленький, С.М. (2010). «Безнейтринный двойной бета-распад». Физика частиц и ядер . 41 (5): 690–715. arXiv : 1001.1946 . Бибкод : 2010ППН....41..690Б . дои : 10.1134/S1063779610050035 . hdl : 10486/663891 . S2CID 55217197 .

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]

[14]

[15]

[16]

[17]

[18]

[19]

[20]

[21]

[22]

[23]

[24]

[25]

[26]

[27]

[28]

[29]

[30]

[31]

[32]

[33]

[34]

[35]

[36]

[37]

[38]

[39]

[40]

[41]

[42]

[43]

[44]

Описание [ править ]

История [ править ]

и характеристика Открытие первоначальная

Нейтрино [ править ]

б + распад и захват электрона [ править ]

Несохранение четности [ править ]

б − распад [ править ]

б + распад [ править ]

Электронный захват (K-захват/L-захват) [ править ]

Ядерная трансмутация ​ ​

Конкуренция типов распада бета -

Стабильность встречающихся нуклидов природе в

сохранения бета - распада Правила

сохраняется ​ Барионное число

сохраняется ​ Лептонное число

Угловой момент [ править ]

Высвобождение энергии [ править ]

б − распад [ править ]

б + распад [ править ]

Электронный захват [ править ]

Спектр бета-излучения [ править ]

Функция Ферми [ править ]

В каком районе [ править ]

Спиральность (поляризация) нейтрино, электронов и позитронов, испускаемых при распаде бета -

Типы переходов бета-распада [ править ]

переходы - Ферми ​

Переходы Гамова – Теллера [ править ]

Запрещенные переходы [ править ]

Редкие режимы распада [ править ]

Связанное состояние β − распад [ править ]

Двойной бета-распад [ править ]

См. также [ править ]

Ссылки [ править ]

Библиография [ править ]

Внешние ссылки [ править ]

б ⁺
распад и захват электрона [ править ]

б ⁻ распад [ править ]

б ⁺ распад [ править ]

Ядерная трансмутация

сохраняется Барионное число

сохраняется Лептонное число

б ⁻ распад [ править ]

б ⁺ распад [ править ]

переходы - Ферми

Связанное состояние β ⁻ распад [ править ]