3. Бета-распад

    Явление β-распада состоит в том, что ядро(A,Z) самопроизвольно испускает лептоны 1-го поколения – электрон (позитрон) и электронное нейтрино (электронное антинейтрино), переходя в ядро с тем же массовым числом А, но с атомным номером Z, на единицу большим или меньшим. При e-захвате ядро поглощает один из электронов атомной оболочки (обычно из ближайшей к нему K-оболочки), испуская нейтрино.В литературе для e-захвата часто используется термин EC (Electron Capture).
    Существуют три типа β-распада – β^--распад, β⁺-распад и е-захват.

β-:    (A, Z) → (A, Z+1) + e- + e, β+:    (A, Z) → (A, Z-1) + e+ + νe, е:    (A, Z) + e- → (A, Z-1) + νe.

(3.1)

    Главной особенностью β-распада является то, что он обусловлен слабым взаимодействием. Бета-распад - процесс не внутриядерный, а внутринуклонный. В ядре распадается одиночный нуклон. Происходящие при этом внутри ядра превращения нуклонов и энергетические условия β-распада имеют вид (массу нейтрино полагаем нулевой):

β- (n → p + e- + e),             M(A, Z) > M(A, Z+1) + me, β+ (p → n + e+ + νe),             M(A, Z) > M(A, Z-1) + me, e-захват (p + e- → n + νe),    M(A, Z) + me > M(A, Z-1).

(3.2)

    β-распад, также как и α-распад, происходит между дискретными состояниями начального (A,Z) и конечного (A,Z±1) ядер. Поэтому долгое время после открытия явления β-распада было непонятно, почему спектры электронов и позитронов, вылетающих из ядра при β-распаде были непрерывными, а не дискретными, как спектры α-частиц.
    На рис. 3.1 показаны спектры электронов и антинейтрино, образующихся при β^--распаде изотопа ⁴⁰K.

Рис. 3.1. Спектры электронов и антинейтрино, образующихся при β^--распаде изотопа ⁴⁰K,
⁴⁰K → ⁴⁰Ca + e^- + _e.

    Считалось даже, что в β-распаде не выполняется закон сохранения энергии. Объяснение непрерывного характера β-спектра было дано В. Паули, который высказал гипотезу, что при β-распаде вместе с электроном рождается ещё одна частица с маленькой массой, т.е. β-распад − трехчастичный процесс. В конечном состоянии образуется ядро (A,Z±1), электрон и лёгкая нейтральная частица – нейтрино (антинейтрино). Т.к. масса ядра (A,Z±1) гораздо больше масс электрона и нейтрино, энергия β-распада уносится лёгкими частицами. Распределение энергии β-распада Q_β между электроном и этой нейтральной частицей приводит к непрерывному β-спектру электрона.
    Из закона сохранения энергии следует, что спектр антинейтрино зеркально симметричен спектру электронов.

N_ν(E) = N_e(Q_β – E),

где N_ν(E) − число антинейтрино с энергией Е, N_e(Q_β – E) − число электронов с энергией (Q_β – E), Q_β − энергия β-распада, равная суммарной энергии, уносимой электроном и антинейтрино (энергия ядра отдачи ⁴⁰Ca не учитывается).
    Наряду с законами сохранения энергии, импульса, момента количества движения в процессе β-распада выполняются законы сохранения барионного B и электронного лептонного L_e квантовых чисел.

• Электроны, нейтрино имеют B = 0, L_e = +1.
• Позитроны, антинейтрино имеют B = 0, L_e = −1. 
• Каждый нуклон, входящий в состав ядра, имеет B = +1, L_e = 0.

    Поэтому появление электрона при β^--распаде всегда сопровождается образованием антинейтрино. При β⁺-распаде образуются позитрон и нейтрино. При е-захвате из ядра вылетают нейтрино. Так как е-захват – двухчастичный процесс, спектры нейтрино и ядра отдачи являются дискретными. Наблюдение дискретного спектра ядер отдачи, образующихся при е-захвате, было первым подтверждением правильности гипотезы Паули.
    β-радиоактивные ядра имеются во всей области значений массового числа A, начиная от единицы (свободный нейтрон) и кончая массовыми числами самых тяжелых ядер.
    За счет того, что интенсивность слабых взаимодействий, ответственных за β-распад, на много порядков меньше ядерных, периоды полураспада β-радиоактивных ядер в среднем имеют порядок минут и часов. Для того чтобы выполнялись законы сохранения энергии и углового момента при распаде нуклона внутри ядра, оно должно перестраиваться. Поэтому период, а также другие характеристики β-распада в сильной степени зависят от того, насколько сложна эта перестройка. В результате периоды β-распада варьируются почти в столь же широких пределах, как и периоды α-распада. Они лежат в интервале T_1/2(β) = 10^-6 с – 10¹⁷ лет.

После открытия в 1932 г. нейтрона Э.Ферми предложил называть частицу В.Паули «нейтрино». В 1933 г. на Сольвеевском конгрессе В. Паули выступил с докладом о механизме β-распада с участием нейтральной частицы со спином J = 1/2. Гипотеза Паули спасла не только закон сохранения энергии, но и законы сохранения импульса и момента. Антинейтрино было экспериментально обнаружено в 1956 г. в экспериментах Ф. Райнеса и К. Коэна.

На малую интенсивность слабых взаимодействий указывает большое среднее время жизни нейтрона (τ ≈ 15 мин).
    β-распад разрешен при выполнении соотношений (3.2). В этих соотношениях фигурируют массы исходного и конечного ядер, лишенных электронных оболочек, т.к. в масс-спектроскопических измерениях определяются не массы ядер, а массы атомов ^атM. Поэтому в справочных таблицах обычно приводятся массы атомов. Массы исходного и конечного атомов связаны с массами ядер соотношениями

В (3.3) не учитываются энергии связи электронов в атомах, т.к. они находятся на границе точности самых прецизионных измерений. Подставив (3.3) в (3.2), получим условия нестабильности атома по отношению к β-распаду

    При β⁺-распаде и электронном захватив ядре происходит один и тот же процесс превращения протона в нейтрон. Поэтому оба эти процесса могут идти для одного и того же ядра и часто конкурируют друг с другом. Из сравнения условий для этих двух видов распада видно, что с энергетической точки зрения электронный захват более выгоден. В частности, если начальный и конечный атомы удовлетворяют неравенствам

то электронный захват разрешен, а β⁺-распад запрещен. Такая ситуация имеет место при превращении изотопа бериллия ⁷Be в результате е-захвата в изотоп лития ⁷Li . В ядре ⁷Be происходит электронный захват

и запрещён позитронный распад, так как различие масс атомов в энергетической шкале составляет 0.861 МэВ, т. е. меньше, чем 2m_еc² = 1.02 МэВ.
    Энергия β-распада, выраженная через массы атомов, имеет вид

Она заключена в интервале от 18.61 кэВ при распаде трития

³H → ³He + e^- + _e,

до 13.4 МэВ при распаде тяжелого изотопа бора

¹²B → ¹²C + e^- + _e.

    Кулоновский барьер при β-распаде несуществен. Это обусловлено тем, что у позитрона и у электрона, массы, а следовательно и импульсы малы. Поэтому, образовавшись в результате распада нуклона, они не могут долго находиться в ядре в соответствии с соотношением неопределенности. Кроме того, между образовавшейся при β⁺-распаде заряженной частицей e⁺ действуют кулоновские силы, а не ядерные силы, как в случае α-распада. Из-за более слабой зависимости от энергии β-распада по сравнению с α-распадом, β-распад часто происходит на возбужденные состояния конечного ядра.
    При β-распаде существенную роль играет полный момент количества движения J, уносимый лептонами.
    Процесс e-захвата сопровождается испусканием характеристического рентгеновского излучения атомом (A,Z-1).

НОВЫЙ ТИП РАДИОАКТИВНОСТИ
Ирен Кюри и Ф. Жолио
(Comptes Rendus 198, 254–256, 1934)

    Нами было недавно показано методом камеры Вильсона, что некоторые лёгкие элементы (бериллий, бор, алюминий) испускают положительные электроны при бомбардировке их α-лучами полония.
    Испускание положительных электронов некоторыми лёгкими элементами, облучёнными α-лучами полония, сохраняется в течение некоторого более или менее продолжительного времени после удаления источника α-лучей; в случае бора это время превосходит полчаса. Алюминиевая фольга помещается на расстоянии 1 мм от полониевого источника. После облучения в течение приблизительно 10 минут фольга помещается над счётчиком Гейгера-Мюллера с окошком, толщина которого 7/100 мм алюминия. При этом фольга испускает излучение, интенсивность которого уменьшается экспоненциально со временем с периодом 3 мин. 15 сек. Аналогичные результаты получены с бором и магнием, причём периоды полураспада различны, а именно: 14 мин. для бора и 2 мин. 30 сек. для магния.
    Эти, опыты указывают на существование нового типа радиоактивности, сопровождаемой испусканием, положительных электронов. Мы полагаем, что в случае алюминия реакция происходит следующим образом:

²⁷Al + ⁴He → ³⁰P + n.

Изотоп ³⁰P является радиоактивным с периодом в 3 мин. 15 сек. и испускает положительные электроны согласно реакции

³⁰P → ³⁰Si + e⁺.

    При β⁺-распаде один из протонов ядра превращается в нейтрон. При этом испускается позитрон e⁺ и электронное нейтрино ν_e.

    При е-захвате в результате взаимодействия протона с электроном атомной оболочки происходит превращение протона в нейтрон с испусканием из ядра электронного нейтрино ν_e.

Энергетические диаграммы масс атомов (A,Z), (A,Z-1) и (A,Z+1) при β⁺-распаде, e-захвате и β^--распаде.

а) e-захват возможен, если масса исходного атома ^атM(A,Z) больше массы атома
^атM(A,Z-1), образующегося в результате e-захвата. Вся энергия e-захвата Q_e-захв уносится антинейтрино, образующимся при β-распаде. β⁺-распад возможен только в том случае, если масса исходного атома ^атM(A,Z) превышает массу атома ^атM(A,Z-1), образующегося в результате β⁺-распада на 2m_e. Разность энергий Q_β+ = (Q_e-захв − 2m_e) равна энергии β⁺-распада. Энергия Q_β+ равна максимальной энергии, которую имеет позитрон в результате β⁺-распада. Если масса исходного атома ^атM(A,Z) больше массы атома ^атM(A,Z-1), но разность масс ^атM(A,Z) − ^атM(A,Z-1) не превышает величину 2m_e, β⁺-распад запрещён законом сохранения энергии, а е-захват возможен.
б) β^--распад возможен, если масса исходного атома ^атM(A,Z) больше массы атома
^атM(A,Z+1), образующегося в результате β^--распада. Q_β- − энергия, выделяющаяся в результате β^--распада, она равна верхней границе β-спектра, максимальной энергии, которую имеет электрон в результате β^--распада.

Зависимость энергий β^--распада Q_β- и β⁺-распада Q_β+ изотопов Z = 11, Z = 21, Z = 31 от массового числа A.

В энергиях β⁺- и β^--распадов отчётливо проявляются эффекты спаривания тождественных нуклонов. 

Зависимость энергий β^--распада Q_β- и β⁺-распада Q_β+ изотопов Z = 51, Z = 81, Z = 91 от массового числа A.

В энергиях β⁺- и β^--распадов отчётливо проявляются эффекты спаривания тождественных нуклонов.

    Бета-распады разделяются на разрешенные и запрещенные, различающиеся вероятностями переходов. К разрешенным переходам относятся переходы, при которых суммарный орбитальный момент l, уносимый электроном и нейтрино, равен нулю. Запрещенные переходы подразделяются по порядку запрета, который определяется орбитальным моментом l.
l = 1 − запрещенный переход первого порядка,
l = 2 − второго порядка и т. д.
    Отношения вероятностей вылета частицы с орбитальными моментами l = 0 (w₀) и l ≠ 0 (w_l)

w_l/w₀ ~ (R/)^2l,

R − радиус ядра, − длина волны.
    Бета-распады также делятся на переходы типа Ферми, при которых спины вылетающих лептонов антипараллельны, и переходы типа Гамова-Теллера, при которых спины вылетающих лептонов параллельны.
    Сильную зависимость вероятности бета-переходов от орбитального момента вылетающих лептонов можно понять из следующего качественного рассмотрения. На ядро с радиусом R налетает частица с импульсом p и прицельным параметром b. Классический момент импульса pb равен величине орбитального момента

pb = .

    Для прицельного параметра b в классическом приближении должно выполняться условие

b = /p < R ..

    Для лептонов в релятивистском случае

c/T < R,

T − кинетическая энергия вылетающего лептона.

    Радиусы даже самых тяжелых ядер меньше 10 Фм. Положив радиус равным 10 Фм, а энергию β-распада 20 МэВ, получим

200 МэВ·Фм/20 МэВ < 10 Фм.

Видно, что орбитальный момент вылетающих при бета-распаде лептонов при квазиклассическом рассмотрении может быть только нулевой, а переходы с l ≠ 0 запрещены. Однако квантовые свойства частиц приводят к тому, что такие запрещенные переходы происходят, хотя они и сильно подавлены.

w_l/w₀ ~ (R/)^2l. 

    Процесс е-захвата электрона атомной оболочки конкурирует с β⁺-распадом. При этом как правило вероятность захвата электрона с K-оболочки гораздо выше, чем вероятность захвата электрона с L-оболочки. Процесс е-захвата сопровождается испусканием рентгеновского излучения, регистрируя которое можно обнаружить процесс е-захвата. На рисунке показано отношение вероятности K-захвата к вероятности β⁺-распада

ƒ = ƒ(K)/ƒ(β⁺)

для различных энергий β-распада Q_β.

β^--распад нейтрона, изотопов ³H и ⁶He.

На примере β-распадов нейтрона, изотопов ³H и ⁶He можно проследить зависимость периода полураспада β^--излучателей от энергии β^--распада.

е-захват в изотопа ⁷Be

    Если массы начального M_i и конечного M_f ядер удовлетворяют условиям

M_f + 2m_e > M_i > M_f,

то в таких ядрах е-захват разрешен, а β⁺-распад запрещён. Такая ситуация наблюдается при е-захвате в ⁷Be. В ядре ⁷Be возможен е-захват, а β⁺-распад энергетически запрещен, так как различие масс атомов ⁷Be и ⁷Li составляет 0.86 МэВ, что меньше, чем 2m_ec² = 1.02 МэВ.
    Период полураспада ⁷Be составляет 53.22 дня.
    В результате е-захвата

⁷Be + e^- → ⁷Li + ν_e

в конечном состоянии образуется изотоп ⁷Li и нейтрино. Энергия, высвобождающаяся в результате е-захвата, составляет 0.86 МэВ. Изотоп ⁷Li в 89.7% распадов ⁷Be образуется в основном состоянии J^P = 3/2^- и в 10.3% распадов в возбужденном состоянии E* = 0.477 МэВ, J^P = 1/2^-. Спектр, образующихся при е-захвате нейтрино дискретный. При распаде на основное состояние энергия нейтрино E_ν = 0.86 МэВ, при распаде на возбужденное состояние энергия нейтрино E_ν = 0.385 МэВ.

β-распад внутринуклонный процесс. В ядре распадается одиночный нуклон. Однако в процессе β-распада происходит перестройка ядра. Поэтому период полураспада а также другие характеристики β-распада в значительной степени зависят от того насколько сложна эта перестройка. Стабильные по отношению к β-распаду ядра при всех А располагаются вокруг значений Z_равн с возможным небольшим разбросом в обе стороны за счет индивидуальных особенностей ядер.

Отношение вероятности ω_l/ω₀ вылета частицы с орбитальными моментами l и 0 из ядра радиуса R определяется соотношением

w_l/w₀ ~ (R/)^2l,

что сильно подавляет вылет частиц низких энергий и c большими орбитальными моментами.

Основные состояния изотопов ¹⁴С, ¹⁴O и первое возбужденное состояние ¹⁴N
E* = 2.31 МэВ J^P = 0⁺ образуют изотопический триплет

    Вероятность β-распада сильно зависит от структуры начального и образующегося в результате β-распада ядер.
    При β⁺-распаде изотопа ¹⁴O → ¹⁴N + e⁺ + ν_e протон, находящийся на оболочке 1p_1/2 в изотопе ¹⁴O, превращаясь в нейтрон, переходит на вакантную оболочку 1p_1/2 изотопа ¹⁴N. Волновые функции начального состояния ядра ¹⁴O и конечного состояния ядра ¹⁴N максимально перекрываются (переход Ферми ΔJ = 0, ΔP = 0). Период полураспада изотопа ¹⁴O T_1/2 = 70.6 с.
β^--распад изотопа ¹⁴С → ¹⁴N + e^- + _e может происходить только на основное состояние изотопа ¹⁴N, имеющее J^P = 1⁺. Такой переход возможен только при перевороте спина нуклона. Период полураспада в этом случае T_1/2 = 5730 лет.

Зависимость изменения масс атомных ядер-изобар от заряда ядра Z для нечетных и четных массовых чисел A.

    При β-распаде ядра с нечетным массовым числом A происходит превращение четно-нечетного по протонам и нейтронам ядра в нечетно-четное или, наоборот, нечетно-четного в четно-нечетное. При β-распаде ядер с четным массовым числом A происходит превращение четно-четного ядра в нечетно-нечетное или, наоборот, нечетно-нечетного в четно-четное.
    Поэтому из-за сил спаривания в атомных ядрах зависимость масс ядер-изобар с четным массовым числом A от заряда Z описывается двумя параболами. На верхней параболе располагаются менее устойчивые ядра с нечетным Z, на нижней − более устойчивые с четным Z. Это может приводить к существованию до 3 стабильных ядер-изобар, т.к. ядро с зарядом (Z₀+2) в некоторых случаях из-за разности энергий не может перейти в результате β-распада в ядро (Z₀+1), а ядро (Z₀-2) в ядро (Z₀-1). Однако при этом появляется принципиальная возможность β-распада с изменением заряда ядра на 2 единицы с испусканием двух электронов и двух антинейтрино или двух позитронов и двух нейтрино.

(A,Z) → (A,Z+2) + 2e^- + 2_e,
(A,Z) → (A,Z-2) + 2e⁺ + 2ν_e,

    Этот тип радиоактивного распада называется двойным β-распадом.
    Двойной β-распад возможен также при одновременном захвате двух атомных электронов. Ядра с нечетным массовым числом A располагаются на одной параболе.

β-распад ядер-изобар с массовым числом A = 89.

    В ядрах-изобарах с нечетным массовым числом A, как правило, существует один стабильный изотоп. В данном случае это изотоп ⁸⁹Y. Изотоп ⁸⁹Y образуется как в результате β^--распада ⁸⁹Sr, так и в результате β⁺-распада и е-захвата изотопа ⁸⁹Zr. Из вероятностей распада ⁸⁹Sr и ⁸⁹Zr на различные состояния ⁸⁹Y видна сильная зависимость вероятности β-распада от спинов и четностей состояний, между которыми происходит β-распад.

β-распад ядер-изобар с массовым числом A = 122.

    В ядрах-изобарах с четным массовым числом A возможны два стабильных изотопа. В данном случае это ¹²²Sn (содержание в естественной смеси изотопов 4.63%) и ¹²²Te (содержание в естественной смеси изотопов 2.55%). Изотоп ¹²²Sb распадается в основном в результате β-распада (≈ 97%). β-распады часто происходят на возбужденные состояния ядер-изобар.

β-распад ядер-изобар с массовым числом A = 27.

    Изотопы ²⁷Al и ²⁷Si являются зеркальными ядрами, имеющими в основном состоянии J^P = 5/2⁺. Неспаренный нуклон находится на оболочке 1d_5/2. Зеркальная симметрия изотопов ²⁷Si и ²⁷Al увеличивает вероятность внутриядерного распада
p → n + e^- + _e, чем объясняется маленькая величина периода полураспада
T_1/2(²⁷Si) = 4.2 с. Зеркальная симметрия объясняет почему со 100% вероятностью β⁺-распад происходит на основное состояние ²⁷Al

β-распад ядер-изобар с массовым числом A = 34.

    В ядрах-изобарах с массовым числом A = 34 есть только один стабильный изотоп ³⁴S. Изотоп ³⁴S образуется как в результате β^--распада ³⁴P, так и в результате е-захвата и β⁺-распада ³⁴Cl. Распад изотопа происходит с вероятностью 100% на основное состояние ядра ³⁴S. Объясняется это тем, что в основных состояниях оба изотопа имеют одинаковую спин-четность J^P = 0⁺. Распад изомерного состояния J^P = 3⁺, E* = 0.145 МэВ изотопа ³⁴Cl происходит на возбужденные состояния ³⁴S с энергией E* > 2 МэВ.

β^--распад ядер-изобар A = 73 ₃₁Ga, ₃₂Ge, ₃₃As и ₃₄Se.

    Среди ядер изобар A = 73 стабильным изотопом является изотоп ⁷³Ge. Изотоп ⁷³Ga распадается в результате β^--распада.
    Распад изотопа ⁷³Se происходит в результате как е-захвата, так и β⁺-распада.В случае ⁷³Se β⁺-распад и е-захват ЕС происходят как из основного состояния J^P = 9/2⁺, так и изомерного E* = 25.7 кэВ, J^P = 3/2^-. Основное состояние ⁷³Se имеет J^P = 9/2⁺. Изомерное состояние E* = 0.025 МэВ, J^P = 3/2^-. Вероятность изомерного перехода ^73mSe → ⁷³Se составляет 72.6%, вероятность β-распада 27.4%. β-распад ⁷³Se из основного состояния происходит с вероятностью 100% на возбужденное состояние E* = 0.42 МэВ J^P = 9/2⁺.
    е-захват из основного состояния ⁷³As J^P = 3/2^- со 100% вероятностью происходит на изомерное состояние ⁷³Ge E* = 0.067 МэВ,  J^P = 1/2^-, что свидетельствует о сильной зависимости вероятности β-распада от полного момента количества движения, уносимого лептонами.

Распад ядер-изобар A = 210.

    В тяжелых ядрах α-распад и β-распад часто конкурируют. На рис. показана энергетическая диаграмма α- и β-распадов ядер-изобар A = 210 Pb (Z = 82), Bi (Z = 83) и Po (Z = 84).
    Особенности распадов ядер-изобар A = 210:

1. Изотоп ²¹⁰Pb распадается со 100% вероятностью в результате β-распада на основное (19%) и первое возбужденное (81%) состояния изотопа ²¹⁰Bi. Вероятностью α-распада ²¹⁰Pb составляет 10^-6%.
2. Основное состояние изотопа ²¹⁰Bi также преимущественно распадется в результате β-распада. α-распад основного состояния ²¹⁰Bi составляет 10^-4%.

    Возбужденное состояние ²¹⁰Bi E* = 0.268 МэВ J^P = 9^- распадается практически со 100% вероятностью с испусканием α-частиц. β-распад этого состояния составляет ~0.4%.

Бета-распад на связанное состояние атома

    Накопители тяжелых ионов открывают принципиально новые возможности в исследовании свойств экзотических ядер. В частности, они позволяют накапливать и в течение длительного времени использовать полностью ионизованные атомы – «голые» ядра. В результате становится возможным исследовать свойства атомных ядер, у которых нет электронного окружения и в которых отсутствует кулоновское воздействие внешней электронной оболочкис атомным ядром.

Рис. 3.2 Схема e-захвата в изотопе (слева) и полностью ионизованных атомах и (справа)

    Распад на связанное состояние атома был впервые обнаружен в 1992 г. Наблюдался β^--распад полностью ионизованного атома на связанные атомные состояния [H. Jung et al. Phys. Rev. Lett. 69 #15, 1992, p.2164]. Ядро ¹⁶³Dy на N-Z диаграмме атомных ядер помечено черным цветом. Это означает, что оно является стабильным ядром. Действительно, входя в состав нейтрального атома, ядро ¹⁶³Dy стабильно. Его основное состояние (5/2⁺) может заселятся в результате e-захвата из основного состояния (7/2⁺) ядра¹⁶³Ho. Ядро ¹⁶³Ho, окруженное электронной оболочкой,β^--радиоактивно и его период полураспада составляет ~10⁴ лет. Однако это справедливо только если рассматривать ядро в окружении электронной оболочки. Для полностью ионизированных атомов картина принципиально другая. Теперь основное состояние ядра ¹⁶³Dy оказывается по энергии выше основного состояния ядра ¹⁶³Ho и открывается возможность для распада ¹⁶³Dy (рис. 3.2)

→ + e- + e.

(3.8)

    Образующийся в результате распада электрон может быть захвачен на вакантную К или L-оболочку иона . В результате распад (3.8) имеет вид

→ + e^- + _e (в связанном состоянии).

    Энергии β-распадов на K и L-оболочки равны соответственно (50.3±1) кэВ и (1.7±1) кэВ. Для наблюдения распада на связанные состояния K- и L-оболочки в накопительном кольце ESR в GSI было накоплено 10⁸ полностью ионизированных ядер . В течение времени накопления в результате β⁺-распада образовывались ядра  (рис. 3.3).

Рис. 3.3. Динамика накопления ионов: а - ток накопленных в накопительном кольце ESR ионов Dy⁶⁶⁺ во время разных стадий эксперимента, β- интенсивности ионов Dy⁶⁶⁺ и Ho⁶⁷⁺, измеренные внешним и внутренним позиционно-чувствительными детекторами соответственно

    Так как ионы Ho⁶⁶⁺ имеют практически то же отношение M/q, что и ионы первичного пучка Dy⁶⁶⁺, они накапливаются на одной и той же орбите. Время накопления составляло ~ 30 мин. Для того, чтобы измерить период полураспада ядра Dy⁶⁶⁺, накопленный на орбите пучок было необходимо очистить от примеси ионов Ho⁶⁶⁺. Для очистки пучка от ионов в камеру инжектировалась аргоновая газовая струя плотностью 6·10¹² атом/см², диаметром 3 мм, которая пересекала накопленный пучок ионов в вертикальном направлении. За счет того, что ионыHo⁶⁶⁺ захватывали электроны, они выбывали с равновесной орбиты. Очистка пучка проходила в течение приблизительно 500 с. После чего газовая струя перекрывалась и в кольце продолжали циркулировать ионы Dy⁶⁶⁺ и вновь образовавшиеся (после выключения газовой струи) в результате распада ионы Ho⁶⁶⁺. Продолжительность этого этапа менялась от 10 до 85 мин. Детектирование и идентификация Ho⁶⁶⁺ базировались на том, что Ho⁶⁶⁺ можно еще сильнее ионизировать. Для этого на последнем этапе в накопительное кольцо снова инжектировалась газовая струя. Происходило обдирание последнего электрона с иона ¹⁶³Ho⁶⁶⁺ и в результате получался ион ¹⁶³Ho⁶⁷⁺. Рядом с газовой струей располагался позиционно-чувствительный детектор, которым регистрировались выбывающие из пучка ионы ¹⁶³Ho⁶⁷⁺. На рис. 3.4 показана зависимость числа образующихся в результате β-распада ядер ¹⁶³Ho от времени накопления. На вставке показано пространственное разрешение позиционно-чувствительного детектора.
    Таким образом, накопление в пучке ¹⁶³Dy ядер ¹⁶³Ho явилось доказательством возможности распада

→ + e^- + _e (в связанном состоянии).

Рис. 3.4. Отношение дочерних ионов ¹⁶³Ho⁶⁶⁺ к первичным ¹⁶³Dy⁶⁶⁺ в зависимости от времени накопления. На врезке пик ¹⁶³Ho⁶⁷⁺, зарегистрированный внутренним детектором

    Варьируя интервал времени между очисткой пучка от примеси Ho⁶⁶⁺ и временем регистрации вновь образующихся в пучке примеси ионов Ho⁶⁶⁺, можно измерить период полураспада полностью ионизированного изотопа Dy⁶⁶⁺. Оно оказалось равным ~0.1 года.
    Аналогичный распад был обнаружен и для ¹⁸⁷Re⁷⁵⁺. Полученный результат крайне важен для астрофизики. Дело в том, что нейтральные атомы ¹⁸⁷Re имеют период полураспада 4·10¹⁰ лет и используются как радиоактивные часы. Период полураспада ¹⁸⁷Re⁷⁵⁺ составляет всего 33±2 года. Поэтому в астрофизические измерения необходимо вносить соответствующие поправки, т.к. в звездах ¹⁸⁷Re чаще всего находится в ионизированном состоянии.
    Изучение свойств полностью ионизованных атомов открывает новое направление исследований экзотических свойств ядер, лишенных кулоновского воздействия внешней электронной оболочки.

Ориентации спинов и импульсов при β-распаде кобальта.

    Впервые несохранение пространственной четности в слабых взаимодействиях было обнаружено в эксперименте Ву и др. в 1957 г. В эксперименте использовался β^–-радиоактивный источник ⁶⁰Co, помещенный в магнитное поле. Ядро ⁶⁰Co имеет спин J = 5 и большую величину магнитного момента, что позволяет получить высокую степень поляризации ядер в магнитном поле. Источник ⁶⁰Co, помещался в магнитное поле кругового тока, под действием которого спины ядер выстраивались вдоль направления поля. Для того, чтобы тепловое движение не уничтожило поляризацию ⁶⁰Co охлаждался до низкой температуры ~0.01^о K. Измерялось количество электронов β -распада

⁶⁰Co → ⁶⁰Ni + e^- + _e,

испущенных по направлению магнитного поля (спинов ядер) и в противоположном направлении. Вся установка зеркально симметрична относительно плоскости, в которой расположен круговой ток.
    При зеркальном отражении импульс (полярный вектор) изменяет направление на противоположное, а напряженность магнитного поля, магнитный момент, спин (аксиальные вектора) направления не изменяют. Из закона сохранения пространственной четности в сферических координатах для квадрата модуля волновой функции

ψ |(r,θ,j )|² = ψ |(r,π-θ,j )|²,

следует, что вероятности испускания частиц под углами θ и π-θ равны. Если бы пространственная четность сохранялась, что эквивалентно зеркальному отражению, должно было бы регистрироваться одинаковое количество электронов, как по направлению магнитного поля, так и в противоположном направлении. Оказалось, что электроны испускаются преимущественно в направлении противоположном направлению спинов ядер (магнитного поля), т.е. тем самым было доказано, что в слабых распадах четность не сохраняется. Спин антинейтрино всегда направлен по импульсу (положительная или правая спиральность), спин нейтрино − против импульса (отрицательная или левая спиральность).

Слабые взаимодействия и несохранения четности
Цзун-дао Ли

    Первым экспериментом, в котором однозначно установлено несохранение четности, был эксперимент по изучению углового распределения β-электронов от ядер поляризованного кобальта-60. Ядра кобальта-60 поляризовались в магнитном поле при очень низких температурах. Действительно, в этом эксперименте направление кругового электрического тока в соленоиде, создающем поляризующее магнитное поле, совместно с направлением предпочтительного испускания β-электронов однозначно отделяют правую систему координат от левой. Таким образом, несохранение четности (или, другими словами, неинвариаптность относительно зеркального отражения) может быть установлено без каких-либо теоретических соображении…

    Теория является неинвариантной относительно оператора четности P, который, по определению, изменяет знаки у всех пространственных координат, но не переводит частицу в античастицу. Под влиянием этого оператора изменяется на обратное направление импульса частицы, но не изменяется направление спина частицы. Так как в двухкомпонентной теории спин и импульс всегда антипараллельны для нейтрино, то применение оператора P к нейтринному состоянию переводит нейтрино в несуществующее состояние. Следовательно, теория неинвариантна относительно преобразования зеркального отражения.
    Подобным же образом можно показать, что теория неинвариантна относительно преобразования зарядового сопряжения, которое переводит частицу в античастицу, но не изменяет направлений импульса и спина.

УФН, т. 66, вып. 1, стр. 89 (1958)

Закон сохранения четности и другие законы симметрии
Чень-ин Янг

    Открытие закона сохранения четности восходит к 1924 г., когда Лапорт нашел, что в сложных атомах энергетические уровни могут быть разбиты на два класса: «штрихованные» уровни и «нештрихованные» уровни, или, говоря современным языком, четные и нечетные уровни.
    В 1927 г. Вигнер сделал решающий шаг в доказательстве, что эмпирическое правило Лапорта является следствием инвариантности электромагнитных сил и атомах относительно зеркального отражения (или, что то же самое, относительно симметрии правого и левого). Эта фундаментальная идея быстро вошла в плоть и кровь физики. Так как наличие и в других взаимодействиях симметрии между правым и левым не вызывало сомнения, то эта идей была распространена на другие области физики: на ядерные реакции, β-распад, взаимодействие мезонов и взаимодействие странных частиц. Почему так случилось, что среди множества экспериментов по β-распаду – наиболее исчерпывающе исследованному процессу из числа слабых взаимодействий – не было указаний на сохранение четности в слабых взаимодействиях? Это случилось благодаря комбинации двух причин. Во-первых, потому, что у нейтрино отсутствует масса, что приводит к неопределенности, не позволяющей получить косвенных указаний о выполнении закона сохранения четности из таких простых экспериментов, как изучение β-спектра. Во-вторых, чтобы непосредственно проверить выполнение закона сохранения четности в β-распаде, недостаточно изучать только четности ядерных уровней, как это всегда делалось. Надо изучать сохранение четности в целом во всем процессе распада. Другими словами, надо было предложить эксперимент, который бы проверил симметрию правого и левого в β-распаде. Такие эксперименты не были сделаны.

УФН, т. 66, вып. 1, стр. 79 (1958)

Hecoхранениe четности
Новые открытия, касающиеся симметрии законов природы
В. Вейспопф и Л. Родберг

    Новые недавно выполненные в ядерной физике опыты свидетельствуют о том, что некоторые основные свойства природы имеют далеко не тот характер, который им приписывали. В истории физики редко случалось, чтобы изменение основных принципов следовало из результатов всего лишь нескольких опытов.
    Прежде чем обсудить сами опыты, мы рассмотрим основной закон, ли который посягают полученные результаты. Это закон четности. Он может быть выражен в следующей форме: каждый процесс, происходящий в природе, может протекать и так, каким он виден отраженным в зеркале. Это значит, что природа зеркально симметрична. Зеркальное изображение любого объекта есть также возможный объект природы; движение любого объекта, рассматриваемого в зеркале, есть также движение, разрешаемое законами природы. Любой выполненный в лаборатории опыт может быть выполнен таким образом, каким он кажется в зеркале, и любой полученный при этом эффект должен быть зеркальным изображением действительного эффекта. Выражаясь кратко, законы природы инвариантны относительно отражения.
    Опыт был выполнен в Государственном Бюро стандартов в Вашингтоне, где имеется криогенная техника для опытов при очень низких температурах. Опыт осуществили By из Колумбийского университета и Амблер, Хейворд, Хоппс и Хадеон из Государственного Бюро стандартов. Они ориентировали вращение ядер кобальта и сравнили электронные интенсивности в двух противоположных относительно оси вращения направлениях.
    Этот опыт имеет несколько замечательных особенностей. Он принадлежит к тем опытам, произвести которые отважились бы немногие физики, ибо его результат «с очевидностью» следовал из зеркальной симметрии. Большие открытия всегда связаны с тем, что «очевидное» подвергается сомнению. В этом случае заслуга принадлежит двум физикам теоретикам – Ли из Колумбийского университета и Янгу из Института проблемных исследований, которые указали экспериментаторам на необходимость этого опыта. Ли и Янг предположили, что для некоторых слабых взаимодействий, подобных β-распаду, принцип четности может оказаться неверным.

УФН, т. 66, вып. 3, стр. 435 (1958)