Трофимова Т.И. Курс физики

Подождите немного. Документ загружается.

ния неопределенностей

(215.5),

энергия

возбужденных состояний ядра прини-

мает значения в пределах АЕ

~, где

At — время жизни ядра в возбужденном

состоянии. Следовательно, чем меньше

At, тем больше неопределенность энер-

гии

возбужденного состояния. Нео-

пределенность энергии АЕ = 0 только

для основного состояния стабильного

ядра (для него At —*

оо).

Неопределен-

ность энергии

квантово-механической

системы (например, атома), обладающей

дискретными уровнями энергии, опре-

деляет естественную ширину энерге-

тического уровня (Г). Например, при

времени жизни возбужденного состоя-

ния, равного

10~

i:i

с, естественная ши-

рина энергетического уровня пример-

но 1СГ

эВ.

Неопределенность энергии возбуж-

денного состояния, обусловливаемая

конечным временем жизни возбужден-

ных состояний ядра, приводит к немо-

нохроматичности

^'-излучения,

испус-

каемого при переходе ядра из возбуж-

денного состояния в основное. Эта не-

монохроматичность называется есте-

ственной шириной линии

-^-излуче-

ния.

При прохождении

^-излучения

в ве-

ществе помимо описанных выше (см.

§ 259) процессов (фотоэффект, компто-

новское рассеяние, образование элект-

ронно-позитронных пар) должны в

принципе наблюдаться также резонан-

сные эффекты. Если ядро облучить

^-квантами

с энергией, равной разности

одного из возбужденных и

основного

энергетических состояний

ядра,

то мо-

жет иметь

место

резонансное поглоще-

ние

^-излучения

ядрами: ядро погло-

щает

^-квант

той же частоты, что и час-

тота излучаемого ядром

^f-кванта

при

переходе ядра из данного

возбужденно-

го состояния в основное.

Наблюдение резонансного поглоще-

ния

^-квантов

ядрами считалось долгое

время невозможным, так как при пере-

ходе ядра из возбужденного состояния

с энергией Е в основное (его энергия

принята равной нулю) излучаемый

"у-квант

имеет энергию

Е^

несколько

меньшую, чем Е, из-за отдачи ядра в

процессе излучения:

где

— кинетическая энергия отдачи

ядра.

При возбуждении же ядра и перехо-

де его из основного состояния в возбуж-

денное с энергией Е

ч-квант

должен

иметь энергию

где

— энергия отдачи, которую

^-квант

должен передать поглощающе-

му ядру.

Таким образом, максимумы линий

излучения и поглощения сдвинуты от-

носительно друг друга на величину

2Е

(рис

347). Используя закон сохранения

импульса, согласно которому в рас-

смотренных процессах излучения и по-

глощения импульсы

^-кванта

и ядра

должны быть равны, получим

Например, возбужденное состояние

изотопа иридия

^Ir

имеет энергию

Рис.

347

491

129 кэВ, а время его жизни порядка 10

1{|

с,

так что ширина уровня Г

4 •

10~

Г|

эВ.

Энергия же отдачи при излучении с это-

го уровня, согласно (260.1), приблизи-

тельно равна 5 •

10~

эВ, т.е. на три по-

рядка больше ширины уровня. Есте-

ственно, что никакое резонансное по-

глощение в таких условиях невозмож-

но (для

наблюдения

резонансного по-

глощения линия поглощения должна

совпадать с линией излучения). Из

опытов также следовало, что на свобод-

ных ядрах резонансное поглощение не

наблюдается.

Резонансное поглощение

^-излу-

чения в принципе может быть получе-

но только при компенсации потери

энергии на отдачу ядра. Эту задачу ре-

шил в 1958 г. Р.Мёссбауэр (Нобелев-

ская премия

1961

г.). Он исследовал из-

лучение и поглощение

^-излучения

ядрах, находящихся в кристаллической

решетке, т.е. в связанном состоянии

(опыты проводились

при

низкой тем-

пературе).

В данном случае импульс и энергия

отдачи передаются

не

одному ядру, из-

лучающему (поглощающему)

^-квант,

а всей кристаллической решетке в це-

лом. Так как кристалл обладает гораз-

до большей массой по сравнению с мас-

сой отдельного ядра, то в соответствии

с формулой (260.1) потери энергии на

отдачу становятся исчезающе малыми.

Поэтому процессы излучения и погло-

щения

^-излучения

происходят практи-

чески без потерь энергии (идеально уп-

руго).

Явление упругого испускания (по-

глощения)

^-квантов

атомными ядра-

ми, связанными в твердом теле, не со-

провождающееся изменением внутрен-

ней энергии тела, называется эффек-

том

Мёссбау

эра. При рассмотренных

условиях линии излучения и поглоще-

ния

^-излучения

практически совпада-

ют и имеют весьма малую ширину, рав-

ную естественной ширине Г. Эффект

Мёссбауэра был открыт на глубоко ох-

лажденном

^Ir

(с понижением темпе-

ратуры колебания решетки «заморажи-

ваются»), а впоследствии обнаружен

более чем на 20 стабильных изотопах

(например,

Fe,

Zn).

Р.

Мёссбауэр

вооружил эксперимен-

тальную физику новым методом изме-

рений невиданной прежде точности.

Эффект Мёссбауэра позволяет измерять

энергии (частоты) излучения с ОТНОСИ-

ТЕ

тельной точностью — =

10~

—

10~

1Т

поэтому во многих областях науки и

техники может служить тончайшим

«инструментом» различного рода изме-

рений. Появилась возможность изме-

рять тончайшие детали

-у-линий,

внут-

ренние магнитные и электрические

поля в твердых телах и т. д.

Внешнее

воздействие (например, зеема-

новское

расщепление

ядерных уровней или

смещение энергии фотонов при движении

в тюле тяжести) может привести к очень ма-

лому смешению либо линии поглощения,

либо линии излучения, иными словами,

привести к ослаблению или исчезновению

эффекта Мёссбауэра. Это смещение, следо-

вательно, может быть зафиксировано. По-

добным образом в лабораторных условиях

был обнаружен (1960) такой тончайший эф-

фект, как «гравитационное красное смеще-

ние», предсказанный обшей теорией отно-

сительности.

§ 261. Методы наблюдения

и регистрации радиоактивных

излучений и частиц

Практически все методы наблюде-

ния и регистрации радиоактивных из-

лучений (а, (3,

ч)

и частиц основаны на

их способности производить иониза-

цию и возбуждение атомов среды. За-

492

ряженные частицы вызывают эти про-

цессы непосредственно, а

^f-кванты

нейтроны обнаруживаются по иониза-

ции, вызываемой возникающими в ре-

зультате их взаимодействия с электро-

нами и ядрами атомов среды быстры-

ми заряженными частицами. Вторичные

эффекты, сопровождающие рассмот-

ренные процессы, такие, как вспышка

света, электрический ток, потемнение

фотопластинки, позволяют регистри-

ровать пролетающие частицы, считать

их, отличать друг от друга и измерять

их энергию. Приборы, применяемые

для регистрации радиоактивных излу-

чений и частиц, делятся на две группы:

1) приборы, позволяющие регистри-

ровать прохождение частицы через оп-

ределенный участок пространства и в

некоторых случаях определять ее ха-

рактеристики, например энергию

(сции-

тилляционпый

счетчик,

черепковский

счетчик, импульсная

ионизационная

камера, газоразрядный

счетчик,

полу-

проводниковый счетчик);

2) приборы, позволяющие наблю-

дать, например фотографировать, сле-

ды (треки) частиц в веществе (камера

Вильсона, диффузионная камера, пу-

зырьковая камера, ядерные фотоэмуль-

сии).

1. Сцинтилляционный счетчик. На-

блюдение сцинтилляций — вспышек

света при попадании быстрых частиц на

флуоресцирующий экран — первый

метод, позволивший У. Круксу

Э. Ре-

зерфорду

на

заре ядерной физики (1903)

визуально регистрировать

а-частицы.

Сцинтилляционный счетчик — де-

тектор ядерных частиц, основными эле-

ментами которого

являются

сцинтил-

лятор

(кристаллофосфор)

(см. § 245) и

фотоэлектронный умножитель (см.

У.Крукс

(1832-1919)

- английский фи-

зик и

химик.

§ 105), позволяющий преобразовывать

слабые световые вспышки в электри-

ческие импульсы, регистрируемые элек-

тронной аппаратурой. Обычно в каче-

стве

сциптилляторов

используют кри-

сталлы некоторых неорганических

(ZnS для

а-частиц;

Nal-Tl,

Csl-Tl

для

(3-частиц

^-квантов)

или органи-

ческих (антрацен, пластмассы — для

^-квантов)

веществ.

Сцинтилляционные

счетчики обла-

дают высоким разрешением по време-

ни

(Ю"

—

10~

с), определяемым родом

регистрируемых частиц,

сцинтиллято-

ром и разрешающим временем исполь-

зуемой электронной аппаратуры (оно

доведено сейчас до

10™

—10~

с).

Для этого типа счетчиков эффектив-

ность регистрации — отношение числа

зарегистрированных

частиц к полному

числу частиц, пролетевших в счетчике,

примерно 100 % для заряженных частиц

и 30 % для

^-квантов.

Так как для мно-

гих сцинтилляторов

(Nal—Т1,

Csl—T1,

антрацен, стильбен) интенсивность све-

товой вспышки в широком интервале

энергий пропорциональна энергии пер-

вичной частицы, то счетчики на данных

сцинтилляторах

применяются для из-

мерения энергии регистрируемых час-

тиц.

2. Черепковский счетчик. Принцип

его работы и свойства излучения Че-

репкова—

Вавилова, лежащие в основе

работы счетчика, рассмотрены в § 189.

Назначение черепковских счетчиков —

это измерение энергии частиц, движу-

щихся в веществе со скоростью, превы-

шающей фазовую скорость света в дан-

ной среде, и разделение этих частиц по

массам.

Зная угол испускания излучения

[см. (189.1)], можно определить ско-

рость частицы, что при известной мас-

се частицы равносильно определению

ее энергии. С другой стороны,

если

мас-

493

са

частицы не известна, то она может

быть определена по независимому из-

мерению энергии частицы. Кроме того,

при наличии двух пучков частиц с раз-

ными скоростями будут различными и

углы испускания излучений, по кото-

рым можно искомые частицы опреде-

лить. Для черепковских счетчиков раз-

решение по скоростям (иными слова-

ми, по энергиям) составляет

10~

—10~

Это позволяет отделять элементарные

частицы друг от друга при энергиях

порядка 1 ГэВ, когда углы испускания

излучения различаются очень мало.

Время разрешения счетчиков достига-

ет

1СГ

с. Счетчики Черепкова устанав-

ливаются на космических кораблях для

исследования космического излучения.

3. Импульсная ионизационная ка-

мера — это детектор частиц, действие

которого основано на способности за-

ряженных частиц вызывать ионизацию

газа. Ионизационная камера представ-

ляет собой заполненный газом электри-

ческий конденсатор, к электродам ко-

торого подается постоянное напряже-

ние.

Регистрируемая частица, попадая в

пространство между электродами, иони-

зует газ. Напряжение

по/дбирается

так,

чтобы все образовавшиеся ионы, с од-

ной стороны, доходили до электродов,

не успев

рекомбинировать,

а с другой —

не разгонялись настолько сильно, что-

бы производить вторичную ионизацию.

Следовательно, в ионизационной каме-

ре на ее электродах непосредственно

собираются ионы, возникшие под дей-

ствием заряженных частиц. Ионизаци-

онные камеры бывают двух типов: ин-

тегрирующие (в них измеряется сум-

марный ионизационный ток) и им-

пульсные, являющиеся, по существу,

счетчиками (в них регистрируется про-

хождение одиночной частицы и изме-

ряется ее энергия, правда, с довольно

низкой точностью, обусловленной ма-

лостью выходного импульса).

4. Газоразрядный счетчик. Газораз-

рядный счетчик обычно выполняется в

виде наполненного газом металлическо-

го цилиндра (катод) с тонкой проволо-

кой (анод), натянутой по его оси. Хотя

газоразрядные счетчики по конструкции

похожи на ионизационную камеру, од-

нако в них основную роль играет вторич-

ная ионизация, обусловленная столкно-

вениями первичных ионов с атомами и

молекулами газа и стенок.

Можно говорить о двух типах газо-

разрядных счетчиков: пропорциональ-

ных [в них газовый разряд несамостоя-

тельный (см. § 106), т. е. гаснет при пре-

кращении действия внешнего иониза-

тора] и счетчиках

Гейгера—Мюлле-

ра

[в

них разряд самостоятельный (см.

§ 107), т.е. поддерживается после пре-

кращения действия внешнего иониза-

тора].

В пропорциональных счетчиках

рабочее напряжение

выбирается

так,

чтобы они работали в области вольт-ам-

перной характеристики, соответствую-

щей несамостоятельному разряду, в ко-

торой выходной импульс пропорциона-

лен первичной ионизации, т.е. энергии

влетевшей в счетчик частицы. Поэтому

они не только регистрируют

частицу,

но

и измеряют ее энергию. В пропорцио-

нальных счетчиках импульсы, вызыва-

емые отдельными частицами, усилива-

ются в

—10

раз (иногда и в

10°

раз).

Счетчик Гейгера — Мюллера по кон-

струкции и принципу действия суще-

ственно не отличается от пропорцио-

нального счетчика, но работает в обла-

сти вольт-амперной характеристики,

соответствующей самостоятельному

разряду (см. § 107), когда выходной

Э. Г. Мюллер

(1911

— 1977) —

немецкий

фи-

494

импульс не зависит от

первичной

иони-

зации. Счетчики Гейгера

—Мюллера

регистрируют частицу без измерения ее

энергии.

Коэффициент усиления этих счет-

чиков составляет 10

. Для регистрации

раздельных импульсов возникший раз-

ряд следует гасить. Для этого, напри-

мер, последовательно с нитью включа-

ется такое сопротивление, чтобы воз-

никший в счетчике разряд вызывал на

сопротивлении падение напряжения,

достаточное для прерывания разряда.

Временное разрешение счетчиков Гей-

гера — Мюллера составляет

10~

—10~

с.

Для газоразрядных счетчиков эф-

фективность регистрации равна при-

мерно 100 % для заряженных частиц и

примерно 5 % для

-у-квантов.

5. Полупроводниковый счетчик —

это детектор частиц, основным элемен-

том которого является полупроводни-

ковый диод (см. § 250). Время разреше-

ния составляет примерно

10~

с. Полу-

проводниковые счетчики обладают вы-

сокой надежностью, могут работать в

магнитных полях. Малая толщина ра-

бочей области (порядка сотни микро-

метров) полупроводниковых счетчиков

не позволяет применять их для измере-

ния высокоэнергетических частиц.

6. Камера Вильсона

(1912)

— это

старейший и на протяжении многих

десятилетий (вплоть до 50 — 60-х годов)

единственный тип трекового детектора.

Выполняется обычно в виде стеклянно-

го цилиндра с плотно прилетающим

поршнем. Цилиндр наполняется нейт-

ральным газом (обычно гелием или ар-

гоном), насыщенным парами воды или

спирта. При резком, т.е. адиабатном,

расширении газа пар становится пере-

сыщенным и на траекториях частиц,

Ч.Вильсон

(1869—1959)

—английский

фи-

зик.

пролетевших через камеру, образуются

треки из тумана. Образовавшиеся тре-

ки для воспроизводства их простран-

ственного

расположи

я фотографиру-

ются стереоскопически, т. е. под разны-

ми углами. По характеру и геометрии

треков можно судить о

типе

прошедших

через камеру частиц (например,

а-час-

тица оставляет сплоил

ioii

жирный след,

(3-частица

— тонкий), об

энергии

частиц

(по величине пробега), о плотности

ионизации (по количеству капель на

единицу длины трека), о количестве

участвующих в

реакции

частиц.

Российский ученый Д.В.Скобель-

цын (1892 — 1990) значительно расши-

рил возможности камеры Вильсона,

поместив ее в сильное магнитное поле

(1927). По искривлению траектории

заряженных частиц в магнитном поле,

т.е. по кривизне трека, можно судить о

знаке заряда, а если известен тип час-

тицы (ее заряд и масса), то

по

радиусу

кривизны трека можно определить

энергию и массу частицы даже в том

случае, если весь трек в камере не уме-

щается (для реакций при

высокихэнер-

гиях вплоть до сотен мегаэлектрон-

вольт).

Недостаток камеры Вильсона — ее

малое рабочее время, составляющее при-

мерно 1 % от времени, затрачиваемого

для подготовки камеры к последующе-

му расширению (выравнивание темпе-

ратуры и давления, рассасывание остат-

ков треков, насыщение паров), а также

трудоемкость обработки результатов.

7. Диффузионная камера (1936) —

это разновидность камеры Вильсона.

В ней рабочим

веществом

также явля-

ется пересыщенный пар, но состояние

пересыщения создается диффузией па-

ров спирта от нагретой (до 10 °С) крыш-

ки ко дну, охлаждаемому (до —60 °С)

твердой углекислотой. Вблизи дна воз-

никает слой пересыщенного пара тол-

495

шиной

примерно 5 см, в котором про-

ходящие заряженные частицы создают

треки. В отличие от

вильсоновской

диффузионная камера работает непре-

рывно. Кроме того, из-за отсутствия

поршня в ней могут создаваться давле-

ния до 4

МПа,

что значительно увели-

чивает ее эффективный объем.

8. Пузырьковая камера [1952; аме-

риканский физик Д. Глезер (р. 1926)].

В пузырьковой камере рабочим веще-

ством является перегретая (находяща-

яся под давлением) прозрачная жид-

кость (жидкие водород, пропан, ксе-

нон).

Запускается камера, так же как и ка-

мера Вильсона, резким сбросом давле-

ния, переводящим жидкость в неустой-

чивое перегретое состояние. Пролета-

ющая в это время через камеру заря-

женная частица вызывает резкое вски-

пание жидкости, и траектория частицы

оказывается обозначенной цепочкой

пузырьков пара — образуется трек, ко-

торый, как и в камере Вильсона, фото-

графируется. Пузырьковая камера ра-

ботает циклами.

Размеры пузырьковых камер при-

мерно такие же, как камеры Вильсона

(от десятков сантиметров до 2 м), но их

эффективный объем на 2 — 3 порядка

больше, так как

жидкости

гораздо плот-

нее газов. Это позволяет использовать

пузырьковые камеры для исследования

длинных цепей рождений и распадов

частиц высоких энергий.

9. Ядерные фотоэмульсии [1927;

российский физик

Л.

В.

Мысовский

(1888—1939)] — это простейший тре-

ковый детектор заряженных частиц.

Прохождение заряженной частицы в

эмульсии вызывает ионизацию, приво-

дящую к образованию центров скрыто-

го изображения. После проявления сле-

ды заряженных частиц обнаруживают-

ся в виде

цепочки

зерен металлического

серебра. Так как эмульсия — среда бо-

лее плотная, чем газ или жидкость, ис-

пользуемые в вильсоновской и пузырь-

ковой камерах, то при прочих равных

условиях длина трека в эмульсии более

короткая. Так, трек длиной 0,05 см в

эмульсии эквивалентен треку в 1 м в

камере Вильсона. Поэтому фотоэмуль-

сии применяются для изучения реак-

ций, вызываемых частицами в ускори-

телях сверхвысоких энергий и в косми-

ческих лучах. При исследовании высо-

коэнергетических частиц используют-

ся также так называемые стопы —

большое число маркированных

фото-

эмульсионных пластинок, помещаемых

на пути частиц и после проявления про-

меряемых иод микроскопом. В настоя-

щее время методы наблюдения и реги-

страции заряженных частиц и излуче-

ний настолько разнообразны, что их

описание выходит за рамки курса.

Большое значение начинают играть

сравнительно новые (1957) приборы —

искровые камеры, использующие пре-

имущества счетчиков (быстрота регис-

трации) и трековых детекторов (пол-

нота информации о треках). Говоря об-

разно, искровая камера — это набор

большого числа очень мелких счетчи-

ков. Поэтому она близка к счетчикам,

так как информация в ней выдается не-

медленно, без последующей обработки,

и в то же время обладает свойствами

трекового детектора, так как по дей-

ствию многих счетчиков можно устано-

вить треки частиц.

§ 262. Ядерные реакции

и их основные типы

Ядерные реакции ~ это превраще-

ния атомных ядер при взаимодействии

с элементарными частицами (в том чис-

ле и с

^-квантами)

или друг с другом.

496

Наиболее распространенным видом

ядерной реакции является реакция, за-

писываемая символически следующим

образом:

где X и Y — исходное и конечное ядра;

аи

Ь — бомбардирующая и испускаемая

(или испускаемые) в ядерной реакции

частицы.

В ядерной физике эффективность

взаимодействия характеризуют эф-

фективным сечением о. С каждым ви-

дом взаимодействия частицы с ядром

связывают свое эффективное сечение:

эффективное сечение рассеяния опре-

деляет процессы рассеяния, эффектив-

ное сечение поглощения — процессы

поглощения. Эффективное сечение

ядерной реакции

где N— число частиц, падающих за еди-

ницу времени на единицу площади по-

перечного сечения вещества, имеюще-

го в единице объема

пядер;

diV — число

этих частиц, вступающих в ядерную

реакцию в слое толщиной da;.

Эффективное сечение а имеет раз-

мерность площади и характеризует ве-

роятность того, что при падении пучка

частиц на вещество произойдет реакция.

Единица эффективного сечения

ядерных процессов — барн (1 барн =

= Ю-

В любой ядерной реакции выполня-

ются законы сохранения зарядовых и

массовых чисел: сумма зарядовых чисел

(и сумма массовых чисел) ядер и час-

тиц, вступающих в ядерную реакцию,

равна сумме зарядовых чисел (и сумме

массовых чисел) конечных продуктов

(ядер и частиц) реакции. Выполняют-

ся также законы сохранения энергии,

импульса и момента импульса.

В отличие от радиоактивного распа-

да, который протекает всегда с выделе-

нием энергии, ядерные реакции могут

быть как экзотермическими (с выде-

лением энергии), так и эндотермиче-

скими (с поглощением энергии).

Важную роль в объяснении механиз-

ма многих ядерных реакций сыграло

предположение Н.Бора (1936) о том,

что ядерные реакции протекают в две

стадии по следующей схеме:

(262.1)

Первая стадия — это захват ядром X

частицы а, приблизившейся к нему на

расстояние действия ядерных сил (при-

мерно 2 •

10~

м), и образование проме-

жуточного ядра С, называемого со-

ставным (или компаунд-ядром).

Энергия влетевшей в ядро частицы бы-

стро распределяется между нуклонами

составного ядра, в результате чего оно

оказывается в возбужденном состоя-

нии. При столкновении нуклонов со-

ставного ядра один из нуклонов (или их

комбинация, например дейтрон — ядро

тяжелого изотопа водорода — дейтерия,

содержащее один протон и один нейт-

рон) или

а-частица

может получить

энергию, достаточную для вылета из

ядра. В результате возможна вторая ста-

дия ядерной реакции — распад состав-

ного ядра на ядро Y и частицу Ъ.

В ядерной физике вводится харак-

терное ядерное время — время, необ-

ходимое для пролета частицей рассто-

яния порядка величины, равной диа-

метру ядра

(с(и

10~

м). Так, для час-

тицы с энергией 1 МэВ (что соответ-

ствует ее скорости v

м/с) харак-

терное ядерное время т =

„

10' м/с

10"

с.

С другой стороны, доказано, что вре-

мя жизни составного ядра равно

10~

1С

—

1СГ

с, т. е. составляет

(10

—

)т.

Это

1 / Курс физики

497

же означает, что за время жизни состав-

ного ядра может произойти очень мно-

го столкновений нуклонов между со-

бой, т.е. перераспределение энергии

между нуклонами действительно воз-

можно. Следовательно, составное ядро

живет настолько долго, что полностью

«забывает», каким образом оно образо-

валось. Поэтому характер распада со-

ставного ядра (испускание им части-

цы

Ь)

— вторая стадия ядерной реак-

ции — не зависит от способа образова-

ния составного ядра — первой стадии.

Если испущенная частица тожде-

ственна с захваченной

(Ь=

а),

то схема

(262.1) описывает рассеяние частицы:

упругое — при

—

неупругое —

пряЕ

Если же испущенная час-

тица не тождественна с захваченной

а), то имеем дело с ядерной реак-

цией в прямом смысле слова.

Некоторые реакции протекают без

образования составного ядра, они назы-

ваются прямыми ядерными взаимо-

действиями (например, реакции, вы-

зываемые быстрыми нуклонами и дей-

тронами).

Ядерные реакции классифицируют-

ся по следующим признакам:

1) по роду участвующих в них час-

тиц — реакции под действием нейтро-

нов; реакции под действием заряжен-

ных частиц (например, протонов, дейт-

ронов,

а-частиц);

реакции под действи-

ем

^-квантов;

2) по энергии вызывающих их час-

тиц — реакции при малых энергиях

(порядка электрон-вольт), происходя-

щие в основном с участием нейтронов;

реакции при средних энергиях (до не-

скольких мегаэлектрон-вольт), проис-

ходящие с участием

^f-квантов

и заря-

женных частиц (протоны,

а-частицы);

реакции при высоких энергиях (сотни

и тысячи мегаэлектрон-вольт), приво-

дящие к рождению отсутствующих в

§263. Позитрон.

-Распад.

Электронный захват

П.Дираком было получено (1928)

релятивистское квантовомеханическое

уравнение для электрона, которое по-

зволило без каких-либо дополнитель-

ных предположений объяснить все ос-

новные свойства электрона, в том чис-

ле наличие у него спина и магнитного

момента. Замечательной особенностью

уравнения Дирака оказалось то, что из

него для полной энергии свободного

электрона получались не только поло-

жительные, но и отрицательные значе-

ния. Этот результат мог быть объяснен

лишь предположением о существова-

нии античастицы электрона — позит-

рона.

Гипотеза Дирака, недоверчиво вос-

принимавшаяся большинством физи-

ков, была блестяще подтверждена в

498

свободном состоянии элементарных ча-

стиц и имеющее большое значение для

их изучения;

3) по роду участвующих в них ядер —

реакции на легких ядрах (А < 50); ре-

акции на средних ядрах (50 < А < 100);

реакции на тяжелых ядрах

(А

> 100);

4) по характеру происходящих ядер-

ных превращений — реакции с испуска-

нием нейтронов; реакции с испускани-

ем заряженных частиц; реакции захва-

та (в этих реакциях составное ядро не

испускает никаких частиц, а переходит

в основное состояние, излучая один или

несколько

^-квантов).

Первая в истории ядерная реакция

осуществлена Э. Резерфордом (1919)

при бомбардировке ядра азота

а-части-

цами, испускаемыми радиоактивным

источником:

1932 г. К.Андерсоном

(Нобелевская

премия 1936 г.), обнаружившим позит-

рон в составе космического излучения.

Существование позитронов было

доказано наблюдением их треков в ка-

мере Вильсона, помещенной в магнит-

ное поле. Эти частицы в камере откло-

нялись так, как отклоняется движу-

щийся положительный заряд. Опыты

показали, что позитрон

°е

— частица с

массой, в точности равной массе элект-

рона, и спином

1/2

(

единицах

h),

несу-

щая положительный электрический за-

ряд+е.

Жолио-Кюри — Фредерик (1900 —

1958) и Ирен (1897-1956), бомбарди-

руя различные ядра

а-частицами

(1934),

обнаружили искусственно-радиоактив-

ные ядра (см. § 255), испытывающие

(3~-распад,

а реакции на В, А1 и Mg при-

вели к искусственно-радиоактивным

ядрам, претерпевающим

-распад,

или позитронный распад:

(Нобелевская премия 1956 г.) Наличие

в этих реакциях позитронов доказано

при изучении их треков в камере Виль-

сона, помещенной в магнитное поле.

Таким образом, в экспериментах

Жолио-Кюри, с одной стороны, откры-

та искусственная радиоактивность, а с

другой — впервые обнаружен позитрон-

ный радиоактивный распад.

Энергетический

-спектр,

как и

(3~-спектр

(см. § 258), непрерывен.

-Распад

подчиняется следующему

правилу смещения:

Процесс

-распада

протекает так,

как если бы один из протонов ядра пре-

вратился в нейтрон, испустив при этом

позитрон и нейтрино:

(263.1)

причем одновременный выброс нейтри-

но вытекает из тех же соображений, ко-

торые излагались при обсуждении

(3~-

распада (см. § 258). Так как масса про-

тона меньше, чем у нейтрона, то реакция

(263.1) для свободного протона наблю-

даться не может. Однако для протона,

связанного в ядре благодаря ядерному

взаимодействию частиц, эта реакция

оказывается энергетически возможной.

Вскоре после опытов К.Андерсона,

а также обоснования

-распада

было

установлено, что позитроны могут рож-

даться при взаимодействии

^-квантов

большой энергии

(Е^

> 1,02 МэВ =

2га

)

с веществом (см. § 259). Этот

процесс идет по схеме

К. Андерсон (1905 —

1991)

—

американский

физик.

Электронно-позитронные пары были

действительно обнаружены в помещен-

ной в магнитное поле камере Вильсона,

в которой электрон и позитрон, имею-

щие противоположные по знаку заряды,

отклонялись в противоположные сторо-

ны. Для выполнения соотношения

(263.2) помимо соблюдения законов со-

хранения энергии и импульса необходи-

мо, чтобы фотон обладал целым спином,

равным 0 или 1, поскольку спины элек-

трона и позитрона равны

1/2-

экспе-

риментов и теоретических выкладок

привели к выводу, что спин фотона дей-

ствительно равен 1 (в единицах

h).

499

При столкновении позитрона с элек-

троном происходит их аннигиляция:

(263.3)

в ее процессе

электронно-позитронная

пара превращается в два

^-кванта,

при-

чем энергия пары переходит в энергию

фотонов. Появление в этом процессе

двух

^-квантов

следует из закона сохра-

нения импульса и энергии.

Реакция (263.3) подтверждена пря-

мыми экспериментами под руковод-

ством российского ученого Л. А. Арци-

мовича

(1909-1973).

Процессы (263.2)

(263.3)—процессы

возникновения и

превращения

электронно-позитронных

пар — являются примером взаимосвязи

различных форм материи: в этих про-

цессах материя в форме вещества пре-

вращается в материю в форме электро-

магнитного поля, и наоборот.

Для многих ядер превращение про-

тона в нейтрон, помимо описанного

процесса (263.1), происходит посред-

ством электронного захвата, или

е-захвата, при котором ядро спонтан-

но захватывает электрон с одной из

внутренних оболочек атома

(К,

L и т. д.),

испуская нейтрино:

Необходимость появления нейтри-

но вытекает из закона сохранения спи-

на. Схема е-захвата:

т.е. один из протонов ядра превраща-

ется в нейтрон, заряд ядра убывает на

единицу и оно смещается влево так же,

как и при позитронном распаде.

Электронный захват обнаруживает-

ся по сопровождающему его характери-

стическому рентгеновскому излуче-

нию, возникающему при заполнении

образовавшихся вакансий в электрон-

ной оболочке атома (именно так е-зах-

ват и был открыт в 1937 г.). При е-зах-

вате, кроме нейтрино, никакие другие

частицы не вылетают, т.е. вся энергия

распада уносится нейтрино. В этом

е-захват (часто его называют третьим

видом

^-распада)

существенно отлича-

ется от

(3*-распадов,

при которых выле-

тают две частицы, между которыми и

распределяется энергия распада. При-

мером электронного захвата может слу-

жить превращение радиоактивного ядра

бериллия

^Ве

в стабильное ядро

рл:

§ 264. Открытие нейтрона.

Ядерные реакции

под действием нейтронов

Нейтроны, являясь электрически

нейтральными частицами, не испытыва-

ют кулоновского отталкивания и поэто-

му легко проникают в ядра и вызывают

разнообразные ядерные превращения.

Изучение ядерных реакций под действи-

ем нейтронов не только сыграло огром-

ную роль в развитии ядерной физики,

но и привело к появлению ядерных ре-

акторов (см. § 267). Краткая история от-

крытия нейтрона такова. Немецкие

физики В. Боте (1891 - 1957) и Г. Бек-

кер в 1930 г., облучая ряд элементов, в

частности ядра бериллия,

а-частицами,

обнаружили возникновение излучения

очень большой проникающей способ-

ности. Так как сильно проникающими

могут быть только нейтральные части-

цы, то было высказано предположение,

что обнаруженное излучение — жесткие

Ч-лучи

с энергией примерно 7 МэВ

(энергия рассчитана по поглощению).

Дальнейшие эксперименты (Ирен и

Фредерик Жолио-Кюри, 1931 г.) пока-

зали, что обнаруженное излучение, вза-

имодействуя с водородосодержащими

500