Добавил:
okley
Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз:
Предмет:
Файл:Введение в ядерную физику (6 сем) / ЯДЕРКА (все вопросы, другая версия)
.pdf
28. b - распад. Теория Ферми. Разрешенные и
запрещенные переходы. Правила отбора Ферми и
Гамова-Теллера
Ферми исходил из 4-фермионного взаимодействия нуклонов и лептонов
• и не существуют в ядре, а рождаются в процессе излучения
• Это особое взаимодействие!
• Слабое взаимодействие
• Константа взаимодействия мала
• Четырех-фермионное взаимодействие
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. Если l = 1, то это запрещенный
переход первого порядка, l
min
= 2 - второго порядка и т.д. При прочих равных
условиях отношения вероятностей вылета частицы с орбитальными моментами
l = 0 (w
0
) и l ≠0 (w
l
)
где R - радиус ядра, - длина волны.
Бета-распады также делятся на переходы типа Ферми, при которых спины
вылетающих лептонов антипараллельны, и типа Гамова - Теллера, при которых
спины вылетающих лептонов параллельны.
а) β-Частица и нейтрино испускаются с противоположно направленными спинами, так что полный
момент, уносимый обеими частицами, равен нулю (ориентация спина нуклона, испытывающего βраспад, сохраняется ) и спин ядра не изменяется, т.е. ΔI = 0. Такие переходы называются
фермиевскими, а соответствующие правила отбора
- называются правилами отбора Ферми.
б) β-Частица и нейтрино испускаются с одинаково направленными спинами, так что полный момент,
уносимый обеими частицами равен единице (ориентация спина нуклона изменяется на обратную).
Возможные изменения спина ядра составят ΔI = 0, ±1. Если исключить 0 – 0 переходы, в которых спин
ядра равен нулю, как в начальном, так и в конечном состоянии, то получим правила отбора Гамова-
Теллера
*Усложненное
29 ( b
распад. Форма энергетического спектра. График Кюри. Масса нейтрино. )
---Для исследования -спектров удобно пользоваться графиками Кюри, которые изображают
зависимость величины . Для разрешённых переходов график Кюри имеет вид отрезка прямой,
пересекающей ось абсцисс в точке (рис. 4). Отличие перехода от разрешённого приводит к
нарушению линейности. Бета-спектры запрещённых переходов могут значительно отличаться
от разрешённых спектров из-за наличия зависящих от энергии членов в матричном элементе.
Этот эффект обычно учитывается введением в правую часть выражения (12) зависящего от
энергии множителя S (т. н. спектрального формфактора). Для уникальных переходов 1-го
запрета (в пренебрежении кулоновскими эффектами):
Уникальные переходы n-го запрета часто характеризуют не величинами , а , где fn определяется
ф-лой вида (9б ), в подынтегральное выражени
--- масса нейтрино
Нейтрино — общее название нейтральных фундаментальных частиц с полуцелым спином, участвующих
только в слабом и гравитационном взаимодействиях и относящихся к классу лептонов. В настоящее время
известно три разновидности нейтрино: электронное, мюонное и тау-нейтрино, а также соответствующие им
античастицы.
Нейтрино малой энергии чрезвычайно слабо взаимодействуют с веществом, и поэтому имеют колоссальную
длину пробега в самых разных веществах: так, нейтрино с энергией порядка 3—10 мэв имеют в воде длину
свободного пробега порядка 1018 м , а практически все типы звёзд прозрачный для нейтрино. Каждую
секунду через площадку на Земле площадью в 1 см² проходит около 610
10
нейтрино, испущенных солнцем
однако их влияние на вещество практически никак не ощущается. В то же время нейтрино высоких энергий
успешно обнаруживаются по их взаимодействию с мишенями .
В экспериментах с рождением ультрарелятивистских частиц, показано, что нейтрино обладают
отрицательной спиральностью, а антинейтрино — положительной.
Существуют теоретические предпосылки, предсказывающие существование четвёртого типа нейтрино —
стерильного нейтрино. Однозначного экспериментального подтверждения их существования пока нет.
Нейтрино имеют ненулевую массу, но эта масса крайне мала. Факт наличия у нейтрино массы выходит за
рамки Стандартной модели и приводит к необходимости её расширения. Верхняя экспериментальная
оценка суммы масс всех типов нейтрино составляет всего 0,28 эВ[13][14]. Разница квадратов масс нейтрино
разных поколений, полученная из осцилляционных экспериментов, не превышает 2,7⋅10−3 эВ².
Информация о точном значении массы нейтрино важна для объяснения феномена скрытой массы в
космологии, так как, несмотря на её малость, возможно, концентрация нейтрино во Вселенной достаточно
высока, чтобы существенно повлиять на среднюю плотность.
30. b распад. Нарушение четности при b распаде. Опыт Ву.
При 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. b‑Активный образец 60Со, ядра которого имеют большой спин и
магнитный момент (I = 5, m = 3,78 mБ), 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-qпо 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 jв 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.
31 (g излучение ядер. Классификация переходов и
правила отбора)
----Гамма-излучение (гамма-лучи, γ-лучи) — вид электромагнитного излучения,
характеризующийся чрезвычайно малой длиной волны — менее 2⋅10−10 м — и, вследствие
этого, ярко выраженными корпускулярными и слабо выраженными волновыми
свойствами[1]. Относится к ионизирующим излучениям, то есть к излучениям,
взаимодействие которых с веществом способно приводить к образованию ионов
разных знаков[2].
Гамма-излучение представляет собой поток фотонов, имеющих высокую энергию
(гамма-квантов). Условно считается, что энергии квантов гамма-излучения
превышают 105 эВ, хотя резкая граница между гамма- и рентгеновским
излучением не определена. На шкале электромагнитных волн гамма-излучение
граничит с рентгеновским излучением, занимая диапазон более высоких частот и
энергий. В области 1—100 кэВ гамма-излучение и рентгеновское излучение
различаются только по источнику: если квант излучается в ядерном переходе, то
его принято относить к гамма-излучению; если при взаимодействиях электронов
или при переходах в атомной электронной оболочке — к рентгеновскому
излучению. С точки зрения физики, кванты электромагнитного излучения с
одинаковой энергией не отличаются, поэтому такое разделение условно.
Гамма-излучение испускается при переходах между возбуждёнными
состояниями атомных ядер (см. Изомерный переход; энергии таких гаммаквантов лежат в диапазоне от ~1 кэВ до десятков МэВ), при ядерных реакциях, при
взаимодействиях и распадах элементарных частиц (например, при аннигиляции
электрона и позитрона, распаде нейтрального пиона и т. д.), а также при
отклонении энергичных заряженных частиц в магнитных и электрических полях
(см. Синхротронное излучение, Тормозное излучение). Энергия гамма-квантов,
возникающих при переходах между возбуждёнными состояниями ядер, не
превышает нескольких десятков МэВ. Энергии гамма-квантов, наблюдающихся в
космических лучах, могут превосходить сотни ГэВ.
Гамма-переходы происходят между ядерными состояниями,
характеризующимися определенными значениями спина Ji, Jf и чётности Pi, Pf.
Поэтому γ-кванты также имеют определённые значения спина Jγ и четности Pγ.
Законы сохранения момента количества движения J и четности P в
электромагнитных переходах
f = i + γ или |f − i| ≤ γ ≤ f + i,
Pf = Pi ·Pγ или Pγ = Pi ·Pf.
5.1)
определяют спин Jγ и четность Pγ, уносимую γ-квантом.
Рис. 5.1. Гамма-переходы между двумя уровнями ядра i ↔ f.
Обычно используется классификация γ-квантов по полному моменту количества движения
J и четности P. Полный момент количества движения γ-кванта J принимает целочисленные
значения, начиная с единицы: J = 1, 2, 3, ... . Значение J = 0 для γ-кванта исключено, так как
оно отвечает сферически симметричному состоянию, а электромагнитная волна поперечна.
Число J называется мультипольностью γ-кванта. В частности, низшие мультиполи имеют
следующие названия: диполь – J = 1, квадруполь – J = 2, октуполь – J = 3. Спин γ-кванта
J равен 1, т. е.
J(спин γ-кванта) = 1.
В зависимости от чётности при определенном значении полного момента J γ-кванты
различают по типу на магнитные и электрические:
P = (-1)J+1 – магнитные γ-кванты (МJ);
P = (-1)J – электрические γ-кванты (ЕJ).
Соседние файлы в папке Введение в ядерную физику (6 сем)