Бета-распад

Бе́та-распа́д (βべーた-распад) — тип радиоактивного распада, обусловленный слабым взаимодействием и изменяющий заряд ядра на единицу, без изменения массового числа. При этом ядро излучает бета-частицу (электрон или позитрон), а также нейтральную фундаментальную частицу с полуцелым спином (электронное антинейтрино или электронное нейтрино, соответственно). Если распад происходит с испусканием электрона и антинейтрино, он называется «бета-минус-распадом» (βべーた⁻). В случае распада с испусканием позитрона и нейтрино — «бета-плюс-распадом» (βべーた⁺). Кроме βべーた⁻ и βべーた⁺-распадов, к бета-распадам относят также электронный захват, когда ядро захватывает атомный электрон и испускает электронное нейтрино. Нейтрино (антинейтрино), в отличие от электронов и позитронов, крайне слабо взаимодействует с веществом и покидает точку распада, унося с собой часть выделившейся при распаде энергии.

Механизм распада

Файл:Beta-Decay.png

Диаграмма Фейнмана для бета-распада нейтрона на протон, электрон и электронное антинейтрино при участии тяжёлого W-бозона

Бета-минус-распад атомного ядра

В βべーた⁻-распаде слабое взаимодействие превращает нейтрон в протон, при этом испускаются электрон и электронное антинейтрино:

$n^{0}\rightarrow p^{+}+e^{-}+{\bar {\nu }}_{e}$.

На фундаментальном уровне (показанном на Фейнмановской диаграмме) это обусловлено превращением d-кварка в u-кварк с испусканием виртуального W⁻-бозона, который, в свою очередь, распадается на электрон и антинейтрино.

Свободный нейтрон также испытывает βべーた⁻-распад (см. Бета-распад нейтрона). Это обусловлено тем, что масса нейтрона больше, чем суммарная масса протона, электрона и антинейтрино. Связанный в ядре нейтрон может распадаться по этому каналу только в том случае, если масса материнского атома M_i больше массы дочернего атома M_f (или, вообще говоря, если полная энергия начального состояния больше полной энергии любого возможного конечного состояния). Разность (M_i − M_f)·c² = Q_βべーた называется доступной энергией бета-распада. Она совпадает с суммарной кинетической энергией движущихся после распада частиц — электрона, антинейтрино и дочернего ядра (так называемого ядра отдачи, чья доля в общем балансе уносимой кинетической энергии очень мала, поскольку оно значительно массивнее двух других частиц). Если пренебречь вкладом ядра отдачи, то доступная энергия, выделившаяся при бета-распаде, распределяется в виде кинетической энергии между электроном и антинейтрино, причём это распределение непрерывно: каждая из двух частиц может иметь кинетическую энергию, лежащую в пределах от 0 до Q_βべーた. Закон сохранения энергии разрешает βべーた⁻-распад лишь при неотрицательном Q_βべーた.

Дочерний атом при βべーた⁻-распаде обычно возникает в виде однократно заряженного положительного иона, поскольку ядро увеличивает свой заряд на единицу, а количество электронов в оболочке остаётся прежним. Устойчивое состояние электронной оболочки такого иона может отличаться от состояния оболочки материнского атома, поэтому после распада происходит перестройка электронной оболочки. Кроме того, возможен бета-распад в связанное состояние, когда вылетевший из ядра электрон с низкой энергией захватывается на одну из орбиталей оболочки; в этом случае дочерний атом остаётся нейтральным.

В βべーた⁺-распаде протон в ядре превращается в нейтрон, позитрон и нейтрино:

$p^{+}\rightarrow n^{0}+e^{+}+{\nu }_{e}.$

В отличие от βべーた⁻-распада, βべーた⁺-распад не может происходить вне ядра, поскольку масса свободного протона меньше массы нейтрона (распад мог бы идти только в том случае, если бы масса протона превосходила суммарную массу нейтрона, позитрона и нейтрино). Протон может распадаться по каналу βべーた⁺-распада лишь внутри ядер, когда абсолютное значение энергии связи дочернего ядра больше энергии связи материнского ядра. Разность между двумя этими энергиями идёт на превращение протона в нейтрон, позитрон и нейтрино и на кинетическую энергию получившихся частиц. Энергетический баланс при позитронном распаде выглядит следующим образом: (M_i − M_f − 2m_e)·c² = Q_βべーた, где m_e — масса электрона. Как и в случае βべーた⁻-распада, доступная энергия Q_βべーた распределяется между позитроном, нейтрино и ядром отдачи (на долю последнего приходится лишь малая часть); кинетическая энергия позитрона и нейтрино распределены непрерывно в пределах от 0 до Q_βべーた; распад разрешён энергетически лишь при неотрицательном Q_βべーた.

При позитронном распаде дочерний атом возникает в виде отрицательного однозарядного иона, поскольку заряд ядра уменьшается на единицу. Один из возможных каналов позитронного распада — аннигиляция появившегося позитрона с одним из электронов оболочки.

Во всех случаях, когда βべーた⁺-распад энергетически возможен (и протон является частью ядра, несущего электронные оболочки либо находящегося в плазме со свободными электронами), он сопровождается конкурирующим процессом электронного захвата, при котором электрон атома захватывается ядром с испусканием нейтрино:

$p^{+}+e^{-}\rightarrow n^{0}+{\nu }_{e}.$

Но если разность масс начального и конечного атомов мала (меньше удвоенной массы электрона, то есть 1022 кэВ), то электронный захват происходит, не сопровождаясь позитронным распадом; последний в этом случае запрещён законом сохранения энергии. В отличие от ранее рассмотренных электронного и позитронного бета-распада, в электронном захвате вся доступная энергия (кроме кинетической энергии ядра отдачи и энергии возбуждения оболочки E_x) уносится одной частицей — нейтрино. Поэтому нейтринный спектр здесь представляет из себя не гладкое распределение, а моноэнергетическую линию вблизи Q_βべーた.

Когда протон и нейтрон являются частями атомного ядра, процессы бета-распада превращают один химический элемент в другой, соседний по таблице Менделеева. Например:

$\mathrm {{}^{1}{}_{55}^{37}Cs} \rightarrow \mathrm {{}^{1}{}_{56}^{37}Ba} +e^{-}+{\bar {\nu }}_{e}$ ($\beta ^{-}$-распад),

$\mathrm {~_{11}^{22}Na} \rightarrow \mathrm {~_{10}^{22}Ne} +e^{+}+{\nu }_{e}$ ($\beta ^{+}$-распад),

$\mathrm {~_{11}^{22}Na} +e^{-}\rightarrow \mathrm {~_{10}^{22}Ne} +{\nu }_{e}$ (электронный захват).

Бета-распад не меняет число нуклонов в ядре A, но меняет только его заряд Z (а также число нейтронов N). Таким образом, может быть введён набор всех нуклидов с одинаковым A, но различными Z и N (изобарная цепочка); эти изобарные нуклиды могут последовательно превращаться друг в друга при бета-распаде. Среди них некоторые нуклиды (по крайней мере, один) бета-стабильны, поскольку они представляют собой локальные минимумы избытка массы: если такое ядро имеет числа (A, Z), соседние ядра (A, Z − 1) и (A, Z + 1) имеют больший излишек массы и могут распадаться посредством бета-распада в (A, Z), но не наоборот. Необходимо заметить, что бета-стабильное ядро может подвергаться другим типам радиоактивного распада (альфа-распаду, например). Большинство изотопов, существующих в природных условиях на Земле, бета-стабильны, но существует несколько исключений с такими большими периодами полураспада, что они не успели исчезнуть за примерно 4,5 млрд лет, прошедшие с момента нуклеосинтеза. Например, ⁴⁰K, который испытывает все три типа бета-распада (бета-минус, бета-плюс и электронный захват), имеет период полураспада 1,277⋅10⁹ лет.

Бета-распад можно рассматривать как переход между двумя квантовомеханическими состояниями, обусловленный возмущением, поэтому он подчиняется золотому правилу Ферми.

График Кюри

График Кюри (известен также как график Ферми) — диаграмма, используемая для изучения бета-распада. Это энергетическая зависимость квадратного корня из количества излучённых бета-частиц с данной энергией, делённая на функцию Ферми. Для разрешённых (и некоторых запрещённых) бета-распадов график Кюри линеен (прямая линия, наклонённая в сторону роста энергии). Если нейтрино имеют конечную массу, то график Кюри вблизи точки пересечения с осью энергии отклоняется от линейного, благодаря чему появляется возможность измерить массу нейтрино.

Двойной бета-распад

Основная статья: Двойной бета-распад

Некоторые ядра могут испытывать двойной бета-распад (βべーたβべーた-распад), при котором заряд ядра меняется не на одну, а на две единицы. В самых практически интересных случаях такие ядра бета-стабильны (т.е. простой бета-распад энергетически запрещён), поскольку когда βべーた- и βべーたβべーた-распады оба разрешены, вероятность βべーた-распада (обычно) намного больше, мешая исследованиям очень редких βべーたβべーた-распадов. Таким образом, βべーたβべーた-распад обычно изучается только для бета-стабильных ядер. Как и простой бета-распад, двойной бета-распад не меняет A; следовательно, как минимум один из нуклидов с данным A должен быть стабильным по отношению как к простому, так и к двойному бета-распаду.

История

Исторически исследование бета-распада привело к первому физическому свидетельству существования нейтрино. В 1914 году Дж. Чедвик экспериментально показал, что энергии электронов, испускаемых при бета-распаде, имеют непрерывный, а не дискретный спектр. Это находилось в очевидном противоречии с законом сохранения энергии, поскольку получалось, что часть энергии терялась в процессах бета-распада. Вторая проблема заключалась в том, что спин атома азота-14 был равен 1, что противоречило предсказанию Резерфорда — ½. В известном письме, написанном в 1930 году, Вольфганг Паули предположил, что помимо электронов и протонов атомы содержат очень легкую нейтральную частицу, которую он назвал нейтроном. Он предположил, что этот «нейтрон» испускается при бета-распаде и раньше просто не наблюдался. В 1931 году Энрико Ферми переименовал «нейтрон» Паули в нейтрино, и в 1934 году Ферми опубликовал очень удачную модель бета-распада, в которой участвовали нейтрино.

См. также

• Бета-распад нейтрона
• Двойной бета-распад
• Обратный бета-распад
• Нейтрино
• Позитронная эмиссия
• Электронный захват
• Радиоактивный изотоп