46. Нарушение закона сохранения четности при бета-распаде.Экс. Доказательство.

П ри изучении b-распадных узналось- несохранение четности в слабых взаимодействиях. выдвинули в 1956 г. Ли и Янг, которые показали, что в отличие от теории Ферми, опирающуюся на закон сохранения четности, можно построить теорию b-распада без учета этого закона, которая не противоречила всем известным к тому времени экспериментальным фактам. Они же предложили эксперимент по обнаружению несохранения четности при b-распаде, который был поставлен в 1957 г. Ву. Принципиальные черты этого эксперимента следующие (рис. 3.5.7). b‑Активный образец ⁶⁰Со, ядра которого имеют большой спин и магнитный момент (I = 5, m = 3,78 m_Б), помещался в магнитное поле кругового тока и охлаждался до очень низких (~ 10^‑2 К) температур. Это было необходимо для ориентирования магнитных моментов и, следовательно, спинов ядер ⁶⁰Со в определенном направлении (поляризации) и уменьшения влияния тепловых колебаний ядер. У поляризованного таким образом образца ⁶⁰Со регистрировались b-частицы, летящие под углом q и p-q по отношению к направлению поляризующего магнитного поля, то есть по отношению к направлению спина ядра. При выполнении закона сохранения четности для квадрата модуля волновой функции выполняется условие или в сферических координатах ,т.е. инверсия системы координат не может изменить вероятность обнаружения частицы. От азимутального угла j в опыте ничего не зависит. Следовательно, если четность сохраняется, то вероятность зарегистрировать b-частицу под углом q («вперед») и p-q («назад») одинакова. Опыт же показал существенное различие счета частиц под этими углами. «Вперед» (в направлении вектора напряженности магнитного поля) двигалось существенно (~ на 40 %) меньше b-частиц, чем «назад». Таким образом, закон сохранения четности, который казался столь же фундаментальным и нерушимым, как и остальные законы сохранения, в случае слабых взаимодействий оказался нарушенным. Это привело к пересмотру и уточнению теория слабых взаимодействий.

47 Понятие о теории бета-распада. Слабое взаимодействие.

В теории Ферми процесс -распада рассматривается как результат взаимодействия нуклона с новым видом поля (электроно-нейтринным полем), в результате которого нуклон, находясь в одном из двух возможных нуклонных состояниях – протонном или нейтронном - испускает -частицу и нейтрино и переходит в другое нуклонное состояние. Нуклоны являются источниками -частиц и нейтрино, которые рождаются непосредственно в момент преобразования нуклонов в электроно-нейтринном поле. Такого рода поля в настоящее время называются электрослабыми.Все известные науке взаимодействия связаны всего с четырьмя типами полей: сильными (ядерными), электромагнитными, электрослабыми и гравитационными. Если расположить все эти взаимодействия по их относительной интенсивности, то получим следующую картину:

с ильное 1 электромагнитное ~ 10^-2 электрослабое ~ 10^-14 гравитационное ~ 10^-40.

Теория Ферми позволила рассчитать -спектры и влияние на форму -спектров кулоновского поля ядра и электронной оболочки атома. При малой энергии вылетающей заряженной частицы форма любого β-спектра искажается кулоновским взаимодействием между ядром и вылетающей из него β-частицей ядра (рис. 3.5.5). Кулоновское поле ядра оказывает на ^--частицы тормозящее действие. В результате спектр в «мягкой» (низкоэнергетической) области энергий оказывается обогащенными частицами. β^--Спектры с граничной энергией меньше 1 МэВ у средних и тяжелых ядер вообще не имеют максимума, а монотонно спадают. В спектрах ⁺-распада мягкая область спектра, наоборот, оказывается обедненной. Поле электронной оболочки атома оказывает на спектр незначительное влияние.

48. Природа гамма-излучения. Энергетический спектр гамма-излучения и связь с энергетическими уровнями ядра.

Г амма излучение (g‑излучение) - испускание кванта электромагнитного излучения при спонтанном переходе ядра с более высокого энергетического уровня на любой нижележащий,в этом случае А и Z ядра не изменяются Излучение g-кванта является основным процессом освобождения ядра от избыточной энергии, при условии, что эта энергия не превосходит энергию связи нуклона в ядре. g-квант - это порция энергии E_g = электромагнитного поля Переходы, при которых испускаются g-кванты, называются радиационными. Радиационный переход может быть однократным (переход γ₂₀ на рис. 3.6.1) или каскадным, когда происходит испускание нескольких g-квантов в результате ряда последовательных радиационных переходов (переходы γ₂₁ и γ₁₀ на рис. 3.6.1) Энергия g-кванта определяется разностью энергий уровней, между которыми происходит переход:

Применим законы сохранения энергии и импульса к свободному (не связанному ядру):

где Т_яд и Р_яд – кинетическая энергия и импульс ядра отдачи соответственно, Р_γ – импульс γ-кванта. Из уравнений (3.6.2) получаем

Таким образом, Т_яд = (10^-6 ÷ 10^-5)Е, т.е. γ-квант уносит подавляющую часть энергии возбуждения ядра. Из проведенного рассуждения очевидно также, что энергетический спектр γ-квантов дискретен, так как энергетическая ширина Г уровня (1.7.1) обычно много меньше расстояния между уровнями.

g-Квант - это не только частица, но и волна. Приведенная длина волны ( = λ/2π) g-кванта, опр. вз. с другимичастицами, связана с его энергией соотношением или .

Образование γ-квантов происходит под действием электромагнитных сил и обусловлено взаимодействием отдельных нуклонов ядра с электромагнитным полем, создаваемым движением всех нуклонов ядра. Поэтому γ-излучение, в отличие от β-распада, явление внутриядерное Испускание или поглощение g-квантов свободным нуклоном запрещено совместным действием законов сохранения энергии и импульса

49. Мультипольность гамма- излучения и правила отбора.

Фотон может обладать только полным моментом L = 1, 2, 3…Состояние свободно распространяющегося электромагнитного поля с определенным полным моментом и четностью называется мультиполем Излучение, уносящее момент L = 1, называется дипольным, L = 2 – квадрупольным L = 3 - октупольным и т.д. Для обозначения радиационных переходов определенной мультипольности используются следующие обозначения. Радиационные переходы, вызванные перераспределением электрических зарядов в ядре, называют электрическими и обозначают буквой E (E1 - дипольные (L = 1), Е2 - квадрупольные (L = 1), и т.д.), переходы, вызванные перераспределением магнитных моментов нуклонов называют магнитными переходами (дипольные - M1, квадрупольные - М2 и т.д.). В соответствии с законом сохранения спина (см. §4.4) существует следующие соотношение между спином I_н начального и спином I_к конечного ядра и моментом L, уносимым g‑квантом:

(3.6.5)

Это соотношение называется правилом отбора по спину. Согласно этому соотношению дипольные γ‑кванты (L = 1) могут быть испущены при переходах между состояниями с ΔI = 0, ±1, кроме (0-0)-переходов; квадрупольные γ‑кванты (L = 2) – при переходах с ΔI = 0, ±1, ±2, кроме (0-0)-, (0-1)- и (1-0)-переходов; октупольные γ‑кванты (L = 2) – при переходах с ΔI = 0, ±1, ±2, кроме (0-0)-, (0-2)- и(2-0)- и т.д.

Еще одно правило отбора по четности связано с выполнением закона сохранения четности (см. §4.4). Разрешенное изменение четности Р ядра, испускающего электрический γ-квант, описывается формулой Р_н/Р_к = (-1)^L, (3.6.5) а для ядра, испускающего магнитный γ-квант, - формулой Р_н/Р_к = (-1)^L+1, (3.6.7)

где Р_н и Р_к –четности начального и конечного состояний ядра. Совокупность соотношений (3.6.5) - (3.6.7) обычно называют правилами отбора для γ-излучения.

Кроме радиационных переходов, то есть испускания g-квантов, существует еще один процесс потери ядром энергии возбуждения – испускание электронов внутренней конверсии. В этом процессе, который конкурирует с g-излучением, ядро передает энергию возбуждения посредством виртуального (см. §1.9 п.8 и формулу 1.9.4), а не реального g-кванта одному из электронов оболочки атома. Испускаемые электроны имеют дискретный энергетический спектр: Т_е = Е – I_i где I_i – энергия связи электрона на i-оболочке