Теоритически в-распад нейтрона является сверхразрешенным, поскольку волновые функции начального и конечного состояний свободных нейтрона и протона в точности совпадают, т.е. матричный элемент .
Спектр в-распада зависит от того, разрешенным или запрещенным является он. Спектр имеет вид разрешенный, если конфигурация нуклонов в ядре не меняется при распаде. Такую форму имеет спектр распада нейтрона. Отклонение спектра от разрешенного свидетельствует о влиянии структуры ядра на в-распад.
Согласно правилам отбора Ферми, к разрешенным переходом относятся такие в-переходы, в результате которых ни момент, ни четности ядра не изменяются:
,
.
По правилам отбора Гамова-Теллера к разрешенным переходам относятся
в-переходы в процессе которых четность ядра не изменяется, а изменение моментов количества движении удовлетворяют условию
(за исключением 0-0 перехода)
.
Запрещенные переходы (с большим значением FT) характеризуется нарушением правил отбора, при этом, чем больше нарушении, тем больше FT.
При в-распаде нейтрона разрешены оба перехода: Фермиевский и гамов-теллеровский.
.
Исходя из разрешенности в-распада нейтрона и зная энергию распада
(~1,3 МэВ), можно оценить период полураспада нейтрона. (Из энергии распада можно вычислить граничную энергию в-спектра, а следовательно, функцию F. А дальше, исходя из среднего для разрешенных в-распадов значению произведения , можно оценить Т). Теоритическую оценку дают часа.
Такой период слишком велик по сравнению со средним временем жизни нейтронов в веществе. Проходя через вещество, нейтроны довольно быстро захватываются и благодаря этому в свободном виде существуют в течение времени ~ мсекунд или даже микросекунд. Следовательно, при прохождении через вещество громадное большинство нейтронов должно захватываться и лишь один нейтрон на миллион (по крайней мере) успеет распасться до захвата. Поэтому наблюдать распад нейтронов при прохождении их через вещество весьма трудно. Однако его можно наблюдать
.
После открытия несохранения четности распад нейтрона исследовался более внимательно в связи с пересмотром теории в-распада. Неинвариантность к пространственному отражению, открытая Ли и Янгом на распадах ф-мезонов (теперь называемых К-мезонами), оказалось действующей и при распадах
µ-мезонов и атомных ядер. Поэтому, естественно, возникла гипотеза об универсальности слабого взаимодействия (неинвариантного относительного отражения). Такими свойствами могло бы обладать слабое взаимодействие, описываемое сочетанием полярно-векторного (н) и аксиально-векторного (А) вариантов, а именно взаимодействие вида V-А. Между тем проведенные до тех пор измерения угловой в-г - корреляции при распаде Не6 казалось, лучше соответствовали тензорному варианту, поэтому сложилось убеждение, что главные компоненты в-распадного взаимодействия - тензорный (Т) и скалярный (S). Последующие опыты по угловой в-н - корреляции обнаружили ошибку прежних опытов и подтвердили согласие с универсальным взаимодействием типа н-А. но для доказательства универсальности слабого взаимодействия требовались более точные измерения и период распада, и угловых корреляций в некоторых специальных случаях. Два типа специальных случаев составляют разрешенные
в-переходы либо чисто фермиевского типа (?I=0, ?P=0), либо чисто гамов-теллеровского типа (?I=±1, ?P=0). Фермиевские переходы вызываются либо векторным, либо скалярным взаимодействием, а гамов-теллеровские переходы - либо аксиально-векторным, либо тензорным взаимодействием. Исследование угловой в-г- корреляции в этих случаях позволяют найти главный из V и S или из A и T вариантов и оценить величину примеси второго из двух взаимодействий. Они и показали, что главные компоненты слабого взаимодействия - V и A, а константы T- и S- взаимодействий либо равны нулю, либо очень малы. Распад нейтрона, разрешенный обоими правилами отбора. Поэтому Tn и угловая корреляция продуктов распада определяются величинами констант обоих вариантов взаимодействия V и А. Но если в сложных ядрах вероятность
в-переходов может зависеть не только от констант слабого взаимодействия, а также от некоторых ядерно-структурных факторов, которые не всегда поддаются учету, то в случае распада нейтрона таких неопределенностей нет. Поэтому исследования в-распада нейтрона позволяют получить наиболее надежные данные о слабом взаимодействии в вакууме, где отсутствует захват, мешающий наблюдению распада. К сожалению, не существуют возможности содержать в некотором откаченном объеме нейтроны до тех пор, пока они не распадутся. Правда, можно попытаться создать своеобразную «ловушку» не для нейтронов, а для протонов, которые возникают при распаде нейтронов. Например, можно поместить тонкостенную вакуумную камеру из материала, слабо поглощающего нейтроны, в нейтронный поток. Нейтроны будут почти беспрепятственно проходить сквозь камеру. Если же внутри камеры произойдет распад нейтрона, то возникший при этом поток будет задержан стенками камеры. Таким образом, по истечении некоторого времени внутри камеры должно накопиться определенное количество водорода, которое можно измерить и связать с величиной Tn. Однако при постановке подобного эксперимента могут возникнуть серьезные осложнения, связанные с возможным выделением водорода из стенок камеры при реакции (n,p), а также с трудностью достаточно тщательного удаления водорода из камеры перед ее облучением нейтронами.
Поэтому при исследовании в-распада нейтронов используют иную методику. Через вакуумную камеру пропускают хорошо коллимированный пучок медленных нейтронов. С помощью специальный системы электродов внутри камера выделяют определенный участок нейтронного пучка (эффективный рабочий объем пучка), из которого возникновение при распаде протоны
(с энергиями~100эВ) «вытягиваются», ускоряются и фокусируются электрическим полем на протонный детектор.
Рис. 1.12
Протон распада имеет небольшую энергию (~100 эВ), поэтому при любом направлении его скорости он поворачивается электрическим полем в направлении собирающего их электрода и приходит туда с энергией соответствующей разности потенциалов или слегка отличный энергией в зависимости от начальной скорости.
Из свободных нейтронов нельзя приготовить неподвижную мишень. Свободные нейтроны движутся и их нельзя остановить без того, чтобы они не перестали быть свободными.
Как измерить Tn? Пусть l - длина пути пучка внутри рабочего объема пучка. Обозначим через N число протонов, регистрируемых в единицу времени.
Нейтрон со скоростью х будет находиться в камере в течение времени
- средняя вероятность распада нейтрона за время пребывания его в камере.
I - интенсивность пучка нейтронов (сек-1);
б - константа, учитывающая геометрию установки, эффективность протонного детектора и другие факторы.
По этой формуле можно определить ф. Погрешности будут связаны с тем, что не все протоны распада в действительности попадут в детектор. Кроме того, ошибку будут вносить также такие факторы, как нечеткая ограниченность рабочего объема пучка и немонохроматичность нейтронов.
Из соотношения видно, что для определения ф желательно пользоваться пучками очень медленных нейтронов с достаточно высокой плотностью. Если воспользоваться тепловыми нейтронами.
.
Вероятность распада теплового нейтрона равна 10-7 (из 10 мм тепловых нейтронов распадается в среднем в один).
Этот факт объясняет, почему понадобилась около 20 лет, после открытия нейтрона, для экспериментального исследования в-распада нейтрона, измерения энергии распада и времени жизни. Эти эксперименты оказались возможными только после появления ядерных реакторов с из высокими плотностями нейтронов.
Первое краткое сообщение о наблюдении распада нейтрона было сделано в 1948 году Снеллом и Миллером. Автором удалось оценить период полураспада в (15-30) мин.
Первые опыты по измерению периода полураспада свободных нейтронов были выполнены в 1950 году тремя группами экспериментаторов, в СССР - Спиваком и Сосковским, в США - Снеллом с сотрудниками, в Канаде - Робсоном. Полученные значения Т взаимно согласовывались, однако, точность результатов оставляла желать лучшего.
Спивак и Сосновский Т=(8ч19) мин;
Снелл и сотрудники (10ч30) мин;
Робсон (9ч25) мин.
В этих опытах медленные протоны распада ускорялись до 10-20кв и регистрировались либо непосредственно (Спивак, Робсон), либо по совпадениям с электронами распада (Снелл). Было очень трудно вычислить, какая доля протонов распада «вытягивалась» полем и затем регистрировалась, тем более что эта доля зависела от неисследованного энергетического спектра протонов распада (неопределенность эффективности объема).
Распределение по скоростям зависит от варианта взаимодействия, который осуществляется при в-распаде нейтрона. Иначе говоря, спектр протонов распада зависит от угловой корреляции электрона и н, а вид корреляции различен для разных вариантов взаимодействия. Было создано 5 вариантов теории в-распада:
1. Скалярный
2. Векторный
3. Тензорный
4. Псевдовекторный (аксиально векторный)
5. Псевдоскалярный.
Так как правильный выбор варианта в то время был неизвестным, то определить однозначно эффективный объем, следовательно, и Tn оказалось невозможным.
К 1955 году завершился второй этап измерений периода полураспада T1/2.
Позднее методика измерений была несколько усовершенствована, что позволило получить более точное значение Tn. Робсон получил значение
12,8±2,5 мин, а Спивак и Сосновский - 12,0±1,5 мин. В опыте Спивака геометрия установки позволяла исключить неопределенность, связанную с видом начального спектра протонов распада.
Наиболее точные значения Tn было получено в 1958 году в опыте Сосновского, Спивака, Прокофьева, Кутикова и Добрынина Tn=(11,7±0,3) мин.
Их опыт, удостоенный премии имени И.В. Курчатова отличается изяществом метода наблюдения распада.
Хорошо коллимированный пучок тепловых нейтронов проходит через вакуумную камеру.
Рис. 1.13
В боковом колене камеры расположен первый электрод, на который подается напряжение 20кВ. протоны распада, возникающие в рабочем объеме пучка напротив электрода, проходят в колено, где поле отсутствует до сетки.
Ускорение протонов начинается лишь за сеткой, а до этого они летят свободно. Таким образом, в отличие от предыдущих измерений, в другом опыте ускоряющее поле и рабочий объем нейтронного пучка разделены в пространстве. Это позволило достаточно точно, исходя из чисто геометрических соображений, вычислить долю протонов распада, которые приходят из рабочего объема пучка на сетку, за которой они начинают ускоряться. Ускоряющее поле фокусирует протоны на окно пропорционального счетчика. Это поле близко к сферическому и легко поддается расчету. Благодаря системе диафрагмы протоны распада входят в ускоряющее поле с малым угловым разбросом. Эти усовершенствования методики, допускающие точный учет доли регистрируемых протонов, позволили получить наиболее точное на сегодняшний день значение Tn.
Следует упомянуть опыт Робсона, интересный тем что в нем наряду с измерениям Tn был также исследован энергетический спектр в-электронов. В этом эксперименте были использованы два магнитно-линзовых спектрометра. Один из спектрометров служил для фокусировки протонов распада на регистрирующий их электронный умножитель, а другой для исследования спектра в-электронов. В фокусе электронного спектрометра помещен люминесцентный счетчик из антрацена, соединенный светопроводом с ФЭУ. Установка регистрирует совпадения импульса от протона с импульсом от электрона (с временем задержки 9мксек, требуемым протону для прохождения из рабочего объема до электронного умножителя).
Рис. 1.14
Протоны распада ускоряются полем между входом протонного спектрометра и окружающим пучок полуцилиндрическим электродом.
На рисунке представлена кривая зависимаости числа зарегистрированных совпадений от энергий электронов, на которую каждый раз настраивался электрический спектрометр. Граничная энергия спектра равна (782±13) кэв.
Результаты измерений Tn и формы спектра в-электронов могут быть использованы для уточнения теории в-распада. Знание в-спектра позволяет вычислить величину
, где - функция
Рис. 1.15 распределения электронов по энергиям.
Экспериментально определенное значение приведенного периода полураспада FT в сочетании с вычисленным значением матричного элемента позволяет оценить константу перехода g.
Наиболее точные результаты, полученные к концу 1980 году, таковы:
- группа Кристенсона
- группа Спивака
- Бирн и другие
Методика, примененная в этих работах, существенно различна. Как видно между данными разных работ пока нет желаемого совпадения. Если, тем не менее, усреднить эти данные, получим в качестве среднемирового значения.
§1.9 Волновые свойства нейтрона
Дуализм присущ всем частицам, следовательно, и нейтронам. Поэтому любой нейтрон, который, конечно, имеет определенную массу и в зависимости от скорости определяет момент количества движения и энергию, проявляет себя то, как частица, то в некоторых опытах обнаруживает явно волновые свойства. Однако из наиболее значительных характеристик волн, связанных с частицами, является длина волны. Она определяется в квантовой теории как
Нейтрон с высокой скоростью, как в экспериментах, которые привели к их открытию, имеют настолько малую длину волны, что ведут себя фактически как частицы. В действительности, при определении массы нейтрона мы воспользовались уравнениями классической механики. Но когда нейтрон имеет возможность замедлиться, а благодаря отсутствию у него электрического заряда этот процесс может не привести к его полной остановке, проявление волновых свойств нейтрона приобретает очень большое значение. Фактически нейтроны можно замедлить до такой скорости, что они почти полностью потеряют черты, присущие частицам, и будут вести себя как настоящие волны, подобно волнам звука или света.