БЕ́ТА-РАСПА́Д

БЕ́ТА-РАСПА́Д ($β$-рас­пад) ядер, ра­дио­актив­ный рас­пад ос­нов­ных или воз­бу­ж­дён­ных со­стоя­ний ядер, при ко­то­ром про­ис­хо­дит ро­ж­де­ние элек­тро­на $\text e^–$ и элек­трон­но­го ан­ти­ней­три­но $ν͂_\text e$ (элек­трон­ный Б.-р., $β^–$-рас­пад) или по­зи­тро­на $\text e^{+}$ и элек­трон­но­го ней­три­но (по­зи­трон­ный Б.-р., $β^+$-рас­пад). При этом за­ряд рас­па­даю­ще­го­ся яд­ра из­ме­ня­ет­ся на од­ну эле­мен­тар­ную еди­ни­цу за­ря­да (уве­ли­чи­ва­ет­ся при элек­трон­ном рас­па­де и умень­ша­ет­ся при по­зи­трон­ном рас­па­де): $$A(Z,N)→A(Z±1, N∓1)+ \text e^{–(+)}+ ν͂_\text e(ν_\text e).$$ Здесь $A$ – мас­со­вое чис­ло, $Z$ – за­ряд яд­ра, $N$ – чис­ло ней­тро­нов. Элект­рон или по­зит­рон, ис­пу­скае­мый при Б.-р., на­зы­ва­ет­ся бе­та-ча­сти­цей

.

Про­цесс Б.-р. яв­ля­ет­ся наи­бо­лее рас­про­стра­нён­ным ви­дом ра­дио­ак­тив­но­сти и име­ет ме­сто во всех об­лас­тях масс ядер – от лёг­ких ($\ce{^3H}$) до тя­жёлых (напр., $\ce{^{261}No}$).

Б.-р. ядер, на­зы­вав­ший­ся пер­во­на­чаль­но про­цес­сом «ис­пус­ка­ния бе­та-лу­чей», от­крыт А. Бек­ке­ре­лем

в 1896 в це­поч­ке ра­дио­ак­тив­ных пре­вра­ще­ний ура­на. В 1899 ус­та­нов­ле­но, что «бе­та-лу­чи» со­сто­ят из бы­ст­рых элек­тро­нов и в маг­нит­ном по­ле от­де­ля­ют­ся от др. ви­дов ра­дио­ак­тив­ных из­лу­че­ний. В 1930 В. Пау­ли

 >>

пред­по­ло­жил, что в Б.-р. од­но­вре­мен­но с элек­тро­ном ро­ж­да­ет­ся очень лёг­кая ней­траль­ная час­ти­ца – ней­три­но

 >>

.

Теория бета-распада

Тео­ре­тич. опи­са­ние Б.-р. ядер бы­ло раз­ви­то Э. Фер­ми

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

В 1956 бы­ло об­на­ру­же­но, что при Б.-р. про­ис­хо­дит на­ру­ше­ние за­ко­на со­хра­не­ния кван­то­во­го чис­ла чёт­но­сти (Цзун­дао Ли

, Чжэнь­нин Янг

 >>

), и вско­ре бы­ло ус­та­нов­ле­но, что в Б.-р. да­ют вклад два ва­ри­ан­та сла­бо­го взаи­мо­дей­ст­вия: век­тор­ный, по сво­ей струк­ту­ре ана­ло­гич­ный элек­тро­маг­нит­но­му взаи­мо­дей­ст­вию, и ак­си­аль­но-век­тор­ный, от­ли­чаю­щий­ся от век­тор­но­го из­ме­не­ни­ем чёт­но­сти.

Пол­ное опи­са­ние про­цес­сов Б.-р. да­ёт­ся стан­дарт­ной мо­де­лью

элек­тро­сла­бо­го взаи­мо­дей­ст­вия, в рам­ках ко­то­рой ме­ха­низм Б.-р. 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 Б.-р. один из квар­ков, вхо­дя­щих в со­став нукло­на яд­ра (ней­тро­на или про­то­на), вир­ту­аль­но ис­пус­ка­ет тя­жё­лый за­ря­жен­ный $W$-бо­зон (с мас­сой ок. 82 ГэВ), ко­то­рый рас­па­да­ет­ся за­тем на па­ру элек­трон–ан­ти­ней­три­но (элек­трон­ный рас­пад) или по­зи­трон–ней­три­но (по­зи­трон­ный рас­пад): $$d→u+W^–→\text e^– +ν͂_\text e \qquad (β^–-рас­пад), \\  u→d+W^+→e^+ + ν_\text e  \qquad ( β^+-рас­пад).$$

Кон­стан­та сла­бо­го взаи­мо­дей­ст­вия, оп­ре­де­ляю­щая ха­рак­те­ри­сти­ки Б.-р., – кон­стан­та Фер­ми – име­ет ве­ли­чи­ну $G_\text F=$ (1,4173± 0,0011)· 10^–62 Дж· м³ и в рам­ках стан­дарт­ной мо­де­ли ока­зы­ва­ет­ся свя­зан­ной с кон­стан­той элек­тро­маг­нит­но­го взаи­мо­дей­ст­вия и мас­сой $W$-бо­зо­на.

Характеристики бета-распадов

Осн. экс­пе­рим. ха­рак­те­ри­сти­ка­ми Б.-р. яв­ля­ют­ся: пе­ри­од по­лу­рас­па­да $T_{1/2}$ (или вре­мя жиз­ни $τ=T_{1/2}/\ln2$) и энер­ге­тич. спектр элек­тро­нов (по­зи­тро­нов) рас­па­да. Пе­ри­од по­лу­рас­па­да стан­дарт­но за­да­ёт­ся ве­ли­чи­ной $fT_{1/2}$, где $f$ – 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 энер­ге­тич. спектр элек­тро­нов (по­зи­тро­нов) Б.-р. 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).

Классификация бета-переходов

В со­от­вет­ст­вии с пра­ви­ла­ми от­бо­ра бе­та-пе­ре­хо­дов, за­даю­щи­ми из­ме­не­ние кван­то­вых чи­сел пол­но­го мо­мен­та $J$ яд­ра и его чёт­но­сти $π$ при пе­ре­хо­де из на­чаль­но­го со­стоя­ния яд­ра в ко­неч­ное, про­цес­сы Б.-р. 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 $[0^+→0^+  J_\text{нач}^{π_\text{нач}} →J_\text{кон}^{π_\text{кон}} , ΔJ=0,$ чёт­ность не ме­ня­ет­ся, $\lg fT_{1/2}{⩽}3,6]$;

раз­ре­шён­ные ($ΔJ=0, 1,$ чёт­ность не ме­ня­ет­ся, $\lg fT_{1/2}{⩾}4–6$);

за­пре­щён­ные 1-го за­пре­та ($ΔJ=0, 1, 2,$ чёт­ность ме­ня­ет­ся, $\lg fT_{1/2}≈6–9$);

за­пре­щён­ные 2-го за­пре­та ($ΔJ=1, 2, 3,$ чёт­ность не ме­ня­ет­ся, $\lg fT_{1/2}≈ 9–13$) и т. д.

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

Бета-спектроскопия

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 $L= 1, 2,...,$ 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 Б.-р. тя­жё­ло­го изо­то­па во­до­ро­да – три­тия – по­лу­че­но ре­корд­ное ог­ра­ни­че­ние на мас­су элек­трон­но­го ней­три­но: $ν_\text e {⩽}2$ эВ.

Экс­пе­рим. ис­сле­до­ва­ния Б.-р. про­во­дят­ся с по­мо­щью бе­та-спек­тро­мет­ров разл. 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 совр. ис­сле­до­ва­ни­ях осо­бое ме­сто за­ни­ма­ет изу­че­ние бе­та-рас­па­да ней­тро­на

как про­стей­ше­го эле­мен­тар­но­го про­цес­са Б.-р., на ос­но­ве ко­то­ро­го опи­сы­ва­ют­ся про­цес­сы бе­та-рас­па­да в слож­ных яд­рах.

Двойной бета-распад

Осо­бую роль иг­ра­ет изу­че­ние про­цес­сов двой­но­го Б.-р. двух­ней­трин­но­го и без­ней­трин­но­го ти­пов:

$A(Z,N)→A(Z± 2,N∓ 2)+ 2e^{–(+)}+ 2ν͂_\text e(ν_\text e)$ (двух­ней­трин­ный 2$β$-рас­пад);

$A(Z,N)→A(Z±2,N∓2)+2e^{–(+)}$(без­ней­трин­ный 2$β$-рас­пад).

Про­цес­сы пер­во­го ти­па раз­ре­ше­ны в рам­ках стан­дарт­ной мо­де­ли, об­на­ру­же­ны экс­пе­ри­мен­таль­но и характеризуют­ся экс­тре­маль­но боль­шими вре­ме­нами жиз­ни (пе­ри­од по­лу­рас­па­да $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.

Обратные бета-процессы

По­ми­мо Б.-р. на­блю­да­ет­ся ряд об­рат­ных ему про­цес­сов: элек­трон­ный за­хват

(за­хват элек­тро­нов с $K$-, $L$- и др. элек­трон­ных обо­ло­чек ато­мов, в фи­зи­ке звёзд – ­урка-про­цесс за­хва­та элек­тро­нов яд­ра­ми при боль­ших плот­но­стях ве­ще­ст­ва), ре­ак­ции об­рат­но­го Б.-р. в ней­трин­ных (ан­ти­ней­трин­ных) пуч­ках ре­ак­тор­но­го, ус­ко­ри­тель­но­го или сол­неч­но­го про­ис­хо­ж­де­ния, а так­же в ней­трин­ных по­то­ках, об­ра­зую­щих­ся при взры­вах сверх­но­вых звёзд. Ис­сле­до­ва­ние ре­ак­ций об­рат­но­го Б.-р. на ней­трин­ных по­то­ках от ре­ак­то­ра впер­вые по­ка­за­ло, что ней­три­но от­ли­ча­ет­ся от ан­ти­ней­три­но (Р. Дей­вис

 >>

, 1956–59), а на ус­ко­ри­те­лях – что су­ще­ст­ву­ют во вся­ком слу­чае два ти­па ней­три­но – элек­трон­ное и мю­он­ное. В кон. 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 Б.-р. при­ве­ли в 2001–04 к от­кры­тию нейтрин­ных ос­цил­ля­ций

 >>

­, ко­то­рые не на­хо­дят объ­яс­не­ния в стан­дарт­ной мо­де­ли элек­тро­сла­бо­го взаи­мо­дей­ст­вия и тре­бу­ют даль­ней­ше­го раз­ви­тия тео­рии.