Бета-распад ядер

Теоретическое описание бета-распада ядер было развито Э. Ферми (1933), который ввёл важнейшую характеристику – фермиевскую константу взаимодействия ${\displaystyle G_{F}}$, через которую определяется абсолютная величина времени жизни ядер по отношению к бета-распаду. Одновременно Э. Ферми вычислил форму бета-спектра электронов распада в простейшем случае разрешённых бета-переходов (т. н. фермиевская форма бета-спектра).

В 1956 г. было обнаружено, что при бета-распаде происходит нарушение закона сохранения квантового числа чётности (Цзундао Ли, Чжэньнин Янг), и вскоре было установлено, что в бета-распад дают вклад два варианта слабого взаимодействия: векторный, по своей структуре аналогичный электромагнитному взаимодействию, и аксиально-векторный, отличающийся от векторного изменением чётности.

Полное описание процессов бета-распада даётся Стандартной моделью электрослабого взаимодействия, в рамках которой механизм бета-распада во многом напоминает механизм электромагнитного взаимодействия нуклонов с электронами, при котором ядерный нуклон испускает виртуальный гамма-квант нулевой массы, поглощаемый затем электроном. Аналогично этому в процессе ядерного бета-распада один из кварков, входящих в состав нуклона ядра (нейтрона или протона), виртуально испускает тяжёлый заряженный ${\displaystyle W}$-бозон (с массой около 82 ГэВ), который распадается затем на пару электрон – антинейтрино (электронный распад) или позитрон – нейтрино (позитронный распад):

${\displaystyle d\rightarrow u+W^{-}\rightarrow e^{-}+{\widetilde {\nu _{e}}}\qquad }$(${\displaystyle \beta ^{-}}$-распад),

${\displaystyle u\rightarrow d+W^{+}\rightarrow e^{+}+\nu _{e}\;\qquad }$(${\displaystyle \beta ^{+}}$-распад).

Константа слабого взаимодействия, определяющая характеристики бета-распада, – константа Ферми – имеет величину

${\displaystyle G_{F}}$= (1,4173± 0,0011) · 10^–62 Дж·м³

и в рамках Стандартной модели оказывается связанной с константой электромагнитного взаимодействия и массой ${\displaystyle W}$-бозона.

Основными экспериментальными характеристиками бета-распада являются: период полураспада ${\displaystyle T_{1/2}}$ (или время жизни ${\displaystyle \tau =T_{1/2}/\ln 2)}$ и энергетический спектр электронов (позитронов) распада. Период полураспада стандартно задаётся величиной ${\displaystyle fT_{1/2}}$, где ${\displaystyle f}$ – т. н. фермиевская функция, учитывающая влияние кулоновского поля ядра в процессе вылета электрона (позитрона) и зависящая от заряда ядра, энергии электрона (позитрона) и квантовых характеристик ядра. Её значения табулируются.

В отличие от альфа- и гамма-излучений энергетический спектр электронов (позитронов) бета-распада является непрерывным: он начинается от нуля и продолжается до верхней границы, которая по закону сохранения энергии равна разности полных энергий начального и конечного ядер (минус энергии покоя электрона и нейтрино).

В соответствии с правилами отбора бета-переходов, задающими изменение квантовых чисел полного момента ${\displaystyle J}$ ядра и его чётности ${\displaystyle \pi }$ при переходе из начального состояния ядра в конечное, процессы бета-распада разделяются на фермиевские (учитывающие вклад от фермиевской части взаимодействия), гамов-теллеровские (от аксиально-векторной части взаимодействия) и смешанного типа. Кроме того, они дополнительно классифицируются по степени запрещённости, при этом различают бета-переходы:

сверхразрешённые ${\displaystyle [0^{+}->0^{+}J_{\text{нач}}^{\pi _{\text{нач}}}->J_{\text{кон}}^{\pi _{\text{кон}}}}$, ${\displaystyle \Delta J=0}$, чётность не меняется, ${\displaystyle \lg fT_{1/2}{\leqslant }3,6]}$;

разрешённые (${\displaystyle \Delta J=0,1}$, чётность не меняется, ${\displaystyle \lg fT_{1/2}{\geqslant }4-6}$);

запрещённые 1-го запрета (${\displaystyle \Delta J=0,1,2}$, чётность меняется, ${\displaystyle \lg fT_{1/2}\approx 6-9}$);

запрещённые 2-го запрета (${\displaystyle \Delta J=1,2,3}$, чётность не меняется,

${\displaystyle \lg fT_{1/2}\approx 9-13}$) и т. д.

Важным примером бета-переходов являются сверхразрешённые бета-переходы ${\displaystyle 0^{+}\rightarrow 0^{+}}$, зависящие только от фермиевского типа взаимодействия, изучение которых позволяет с большой точностью измерять фермиевскую константу ${\displaystyle G_{F}}$.

Спектры сверхразрешённых и разрешённых бета-переходов имеют универсальную фермиевскую форму; форма спектра для остальных переходов зависит от степени запрещённости. В разрешённых бета-переходах передачи орбитального момента от нуклонов к лептонам не происходит, в случае запрещённых переходов передаётся орбитальный момент ${\displaystyle L=1,2,..}$., который и указывается степенью запрещённости.

Исследование формы бета-спектра электронов распада вблизи его верхней границы даёт важную информацию о массе нейтрино, испускаемого в процессе распада. В экспериментах с бета-распадом тяжёлого изотопа водорода – трития – получено рекордное ограничение на массу электронного нейтрино: ${\displaystyle \nu _{e}{\leqslant }2}$ эВ.

Экспериментальные исследования бета-распада проводятся с помощью бета-спектрометров различного типа. Прецизионные измерения бета-спектров выполняются магнитными спектрометрами. Более широкое применение находят спектрометры из полупроводниковых детекторов, поскольку они позволяют работать со значительно более слабыми и короткоживущими источниками.

В современных исследованиях особое место занимает изучение бета-распада нейтрона как простейшего элементарного процесса бета-распада, на основе которого описываются процессы бета-распада в сложных ядрах.

Особую роль играет изучение процессов двойного бета-распада двухнейтринного и безнейтринного типов:

${\displaystyle A(Z,N)\rightarrow A(Z\pm 2,N\mp 2)+2e^{-(+)}+2{\widetilde {\nu _{e}}}(\nu _{e})}$ (двухнейтринный ${\displaystyle 2\beta }$-распад);

${\displaystyle A(Z,N)\rightarrow A(Z\pm 2,N\mp 2)+2e^{-(+)}}$ (безнейтринный ${\displaystyle 2\beta }$-распад).

Процессы первого типа разрешены в рамках Стандартной модели, обнаружены экспериментально и характеризуются экстремально большими временами жизни (период полураспада ${\displaystyle T_{1/2}}$ ≈ 10¹⁸ – 10²² лет). Процессы второго типа описываются теоретическими моделями, выходящими за рамки Стандартной модели, и зависят от средней массы нейтрино. В настоящее время активно проводится поиск таких процессов в ряде конкретных ядер с целью экспериментального определения массы нейтрино. Обнаружение таких эффектов означало бы, что масса нейтрино отлична от нуля и существуют явления, лежащие вне рамок Стандартной модели и требующие для своего объяснения развития новой теории.

Помимо бета-распада наблюдается ряд обратных ему процессов: электронный захват (захват электронов с ${\displaystyle K}$-, ${\displaystyle L}$- и других электронных оболочек атомов, в физике звёзд – Урка-процесс захвата электронов ядрами при больших плотностях вещества), реакции обратного бета-распада в нейтринных (антинейтринных) пучках реакторного, ускорительного или солнечного происхождения, а также в нейтринных потоках, образующихся при взрывах сверхновых звёзд. Исследование реакций обратного бета-распада на нейтринных потоках от реактора впервые показало, что нейтрино отличается от антинейтрино (Р. Дейвис, 1956–1959), а на ускорителях – что существуют во всяком случае два типа нейтрино – электронное и мюонное. В конце 1970-х гг. с использованием нейтрино от ускорителей было доказано также существование тауонного нейтрино. Эксперименты по измерению нейтринных потоков от Солнца и реакторов с помощью процессов обратного бета-распада привели в 2001–2004 гг. к открытию нейтринных осцилляций, которые не находят объяснения в Стандартной модели электрослабого взаимодействия и требуют дальнейшего развития теории.