Конденсат Бозе-Эйнштейна в свободном падении – очередная проверка общей теории относительности.Международная команда физиков показала, что квантовые системы могут быть изучены в условиях отсутствия влияния гравитации на их состояния. Таким образом, ученые пытаются проверить общую теорию относительности. Далее... |
|
бета-распад
БЕТА-РАСПАД ядер (
-распад)
- один из 3 осн. типов радиоактивности. При электронном 
распаде один из нейтронов ядра превращается в протон с испусканием электрона
и электронного антинейтрино
:
Здесь А - массовое число, Z - заряд ядра, N - число нейтронов. При позитронном 
распаде один из протонов ядра превращается в нейтрон с испусканием позитрона
и электронного нейтрино
:
С Б--р. тесно связаны т. н. обратные
b-процессы:
захват электрона с К-оболочки атома (К-захват) или менее вероятный
захват с L- и др. оболочек (электронный захват:)
а также обратный 
-распад:
(подробнее см. Нейтрино).
Б--р. является проявлением фундаментального
слабого взаимодействия элементарных частиц. Согласно совр. представлениям,
Б--р. обусловлен превращениями кварков: при
-распаде
один d-кварков нуклона превращается в и-кварк, при 
-распаде
происходит обратное превращение.
Б--р. возможен в том случае, когда разность
масс начального N и конечного 
ядер превышает сумму масс электрона mе и нейтрино 
. Всегда, когда энергетически возможен 
-распад,
возможен и электронный захват. В ряде случаев может происходить т. н. двойной
бета-распад:
с испусканием двух 
-частиц
и нейтринной пары либо без испускания нейтрино.
Энергия, выделяющаяся при Б--р., распределяется
между электроном, нейтрино и конечным ядром; подавляющая часть приходится на
долю лёгких частиц. Поэтому спектр испускаемых 
-частиц
непрерывен, их кинетич. энергия принимает значения от 0 до нек-рой граничной
энергии 
, определяемой
соотношением
где M - массы начального и конечного
ядер.
Несохранение пространственной чётности
при Б--р.
В 1956 Ли Цзундао и Ян Чжэньнин (США,
[1]) предположили, что в слабых взаимодействиях, обусловливающих Б--р., закон
сохранения пространственной чётности
может нарушаться. Для проверки этой гипотезы предлагалось измерить угловые распределения
электронов и позитронов при Б--р. поляризов. ядер. При несохранении пространственной
чётности угловое распределение электронов должно быть асимметрично-относительно
направления спина ядра. Впервые такой эксперимент выполнен в 1956 By Цзяньсюн
с сотрудниками (США) на поляризов. ядрах 60Co, была обнаружена сильная
асимметрия - электроны испускались в направлении, противоположном спину ядра
[2].
Нарушение сохранения пространственной
чётности в Б--р. должно приводить также к отличию от О ср. значений продольных
поляризаций 
-частиц
и нейтрино. Эксперименты показали, что при Б--р. рождаются электроны со спинами,
антипараллельными их импульсу (левовинтовые), и позитроны со спинами, параллельными
импульсу (правовинтовые), причём для большинства 
-переходов
степени их поляризации равны
Если 
=0, то испускаемые
в Б--р. нейтрино и антинейтрино должны иметь определ. значение проекции, спина
на направление импульса (спиральность ),т. е. обладать 100%-ной продольной
поляризацией. Оказалось, что при 
-распаде
испускаются левополяризов. нейтрино, а в
-распаде
- правополяризов. антинейтрино.
Теория Б--р. Основы теории Б--р. созданы
в 1934 Э. Ферми [3]. Он исходил из 4-фермионного взаимодействия нуклонов и лептонов по аналогии с эффективным электрон-нуклонным взаимодействием в электродинамике
(рис. 1, а). Однако, в отличие от электромагнитного взаимодействия, к-рое
является дальнодействующим, 4-фермионное взаимодействие Ферми был"
Рис. 1. Схематическое
изображение (Фейнмана диаграммы): а - электромагнитного взаимодействия; б - бета-распада в теории
Ферми; в - в современной теории электрослабого взаимодействия.
контактным (локальным; рис. 1, б).
Гамильтониан нуклон-лептонного взаимодействия Ферми имел вид:
(1)
Здесь 
- константа взаимодействия (константа Ферми), 
- 4-компонентные волновые ф-ции взаимодействующих частиц, удовлетворяющие Дирака
уравнению, 
- сопряжённые волновые ф-ции, 
- дираковские матрицы, 
=0,
1, 2, 3, 4; 
;
0=1, 2, 3).
В первонач. варианте теории Ферми нуклон-лептонное
взаимодействие имело чисто векторную форму. Впоследствии было выяснено, что
гамильтониан слабого взаимодействия может быть комбинацией релятивистски-инвариантных
слагаемых, образованных из скаляра (S), псевдоскаляра (P), вектора
(F), аксиального вектора (А) и тензора (T). Открытие несохранения
пространственной чётности, исследование корреляций между направлениями вылета
b-частиц
и нейтрино при Б,-р. ядер 35Ar и 6He, а также угловых
распределений электронов и нейтрино при распаде поляризованных нейтронов показали, что в Б--р. реализуется гл. обр. F-А -вариант (см. Бета-распад
нейтрона).
Эффективный гамильтониан Б--р., используемый
в совр. расчётах, предложен P. Ф. Фейнманом и M. Гелл-Маном в 1958 [4]. Он имеет
вид:
Здесь 
-
нуклонный ток, 
-
лептонный ток (см. Ток в квантовой теории поля), х - пространственно-временная
координата; через э. с. обозначены эрмитово-сопряжённые члены; 
, где 
- универсальная
константа слабого взаимодействия; множитель 
отвечает процессам без изменения странности (
-т.
н. Кабиббо угол ).Константа 
=1,40*10-49
эрг*см3 была найдена экспериментально (см. ниже). Лептонный
ток 
является
комбинацией V- и А- слагаемых с равными весами и может быть выражен
через волновые ф-ции электрона и нейтрино:
где 
. Нуклонный ток 
также является комбинацией векторного и аксиально-векторного слагаемых 
.
Он не может быть выписан в явном виде через волновые ф-ции нуклонов, однако
матричные элементы от 
и 
между нуклонными
состояниями, к-рые определяют характеристики Б--р. (см. ниже), могут быть выражены
через небольшое число констант связи 
:
Здесь N, N'- исходный
и конечный нуклоны; U - дпраковский биспинор (решение свободного ур-ния
Дирака), 
-повышающий
и понижающий изоспиновые операторы, переводящие нейтрон в протон и протон в
нейтрон (см. Изотопический спин;)
, 
=
0, 1, 2, 3; 
- передаваемый 4-импульс, рN'
и рN - импульсы начального и конечного состояний нуклона.
Из гипотезы сохранения векторного
тока следует, что 
=1, 
=0, gM(0)=
=3,70,
где mр
и mn
- аномальные магн. моменты протона и нейтрона в единицах ядерного магнетона
(см. Магнетизм микрочастиц ).Эксперим. исследования Б--р. позволили подтвердить
гипотезу векторного тона сохранения и получить ограничение на константу
gT, характеризующую т. н. аксиальный ток второго рода:
10-4.
Выделяемые при Б--р. энергии малы по
сравнению с 
(mN
-масса нуклона), поэтому можно считать передаваемый 4-импульс 
равным О. При этом однонуклонный гамильтониан 
примет вид:
Здесь 
и 
-векторная
и аксиальная константы нуклон-лептонного взаимодействия, 1 - единичный оператор,
- матрицы Дирака,
-спиновые матрицы
Паули. T. о., эффективный гамильтониан Б--р. определяется в осн. двумя константами
связи - векторной 
и аксиально-векторной 
.
Дальнейшее развитие теории привело к
созданию единой теории слабых и эл--магн. взаимодействий (см. Электрослабое
взаимодействие). Согласно этой теории, слабое взаимодействие не является
локальным, а происходит путём обмена заряженными 
и нейтральными (Z0) векторными частицами массой около 100 Гэв/с2
(рис. 1, в). Однако на теории Б--р. существование этих частиц практически
не сказывается из-за малости 
10 МэВ по сравнению с 
.
По этой причине теория электрослабых взаимодействий для Б--р. сводится к теории
Фейнмана - Гелл-Мана.
Характеристики Б--р. Для вычисления
наблюдаемых характеристик Б--р--периодов полураспада 
,
формы 
-спектров,
-
-угловых
корреляций и др. необходимо знать амплитуду процесса, определяемую матричным
элементом перехода между начальным i и конечным f ядерными состояниями:
.
В случае Б--р. нуклона: 
В случае Б--р. ядер:
где эффективный гамильтониан процесса
равен сумме слагаемых, описывающих Б--р. отдельных, составляющих ядро нуклонов:
. Здесь r - пространственная координата нуклонов в ядре. Это не означает,
что теория может описывать только однонуклонные переходы; эффекты многонуклонной
структуры, включая возможность коллективных возбуждений ядра, учитываются
в волновых ф-циях начального и конечного состояний ядер.
Однако в таком приближении не учитываются
т. н. мезонные обменные токи, описывающие испускание пары 
виртуальными мезонами, к-рыми обмениваются нуклоны в ядре (рис. 2, а), а также
испускание лептонной пары нуклонами, происходящее за счёт обмена виртуальными
мезонами (рис. 2, б, в). Учёт мезонных обменных токов приводит к тому,
что 
становится
многочастичным оператором. Вклады
Рис. 2. Примеры вкладов
мезонных обменных токов в амплитуду бета-распада: а - рождение лептонной пары
при бета-распаде виртуального мезона (напр., 
-
или 
-мезонов в
-мезон),
N1 и N2-нуклоны до процесса, N1' и N2'-после: б -рождение лептонной пары нуклоном
при испускании мезона, поглощаемого другим нуклоном ядра; в-виртуальное
возбуждение нуклонного резонанса (
или 
) при обмене
мезоном с другим нуклоном и последующий бета-распад резонанса.
мезонных обменных токов в b-спектры
и периоды полураспада могут достигать неск. %.
Спектр 
-частиц
связан с матричным элементом 
соотношением:
Здесь р и 
-импульс
и энергия испускаемой 
-частицы.
При выводе (6) предполагалось, что 
=0
и энергия отдачи конечного ядра пренебрежимо мала по сравнению с 
.
Если 
не зависит
от энергии, форма 
-спектра
определяется только "статистич." множителем: 
.
При расчёте 
используется ряд приближений: 1) граничные энергии
относительно малы, вследствие чего длины волн де Бройля испускаемых лептонов
велики по сравнению с размерами R ядер: 
,
т. е. волновые ф-ции лептонов незначительно меняются внутри ядра; 2) будучи
взяты между ядерными состояниями, нек-рые входящие в ф-лу для 
операторы имеют матричные элементы порядка 1, тогда как другие имеют матричные
элементы порядка 
,
где 
- характерная
скорость нуклона в ядре. Для лёгких и средних ядер параметр 
1.
При вычислении 
обычно используется разложение по этим малым параметрам.
Волновая ф-ция нейтрино 
,
входящая в лептонную часть матричного элемента 
, описывается плоской волной:
. T. к. 
,
то внутри ядра (r < R)Yn
(r)yconst,
и при интегрировании по объёму ядра нейтринная волновая ф-ция не приводит к
зависимости
.
Если пренебречь взаимодействием испускаемой
частицы с кулоновскими полями ядра
и электронной оболочки атома, то её волновая ф-ция также будет описываться плоской
волной: 
.
Учёт кулоновского взаимодействия приводит
к отличию волновой ф-ции 
-частицы
от плоской волны; в результате волновая ф-ция становится зависящей от энергии
даже при 
. Влияние кулоновского взаимодействия испускаемых 
-частиц
на их энергетич. спектр учитывается с помощью т. н. кулоновского поправочного
фактора, или ф-ции Ферми 
,
к-рая при 
определяется
как квадрат отношения волновых ф-ций 
-частицы,
вычисленных с учётом (ZK0)
и без учёта (Z=0) кулоновского поля ядра в центре (r =0) или на периферии
(r= R)ядра:
Приближение, в к-ром учитываются лишь
главные нуклонные вклады в гамильтониан 
,
а лептонные волновые ф-ции внутри ядра считаются не зависящими от координат,
наз. разрешённым. В этом приближении выражение для спектра
-частиц
принимает вид:
. (7)
Здесь энергия выражена в единицах 
(те- масса электрона);
Кулоновское поле ядра увеличивает вероятность
испускания электронов и уменьшает вероятность испускания позитронов в области
низких энергий. Кроме того, при учёте кулоновского фактора F (Z, 
)вероятность испускания электрона при Б--р. на ниж.
Рис. 3. Энергетические
спектры разрешенных
переходов с кулоновской поправкой для Z = 80 и Z=0 для 
1
МэВ; в случае Z=0 b-
и b+-спектры
совпадают. По оси абсцисс отложена полная энергия
электрона.
границе 
-спектра
не обращается в нуль, а стремится к конечному значению (рис. 3). Влияние кулоновского
фактора на 
-спектры
и вероятность Б--р. возрастают с увеличением Z и уменьшением 
.
При расчётах F (Z,
)
необходимо учитывать также экранирование заряда ядра атомными электронами (особенно
важно в случае 
-распада)
[9].
Полная вероятность W Б--р. в
единицу времени может быть получена интегрированием N (e)по энергии: 
Если пренебречь взаимодействием испускаемой
b-частицы
с кулоновским полем атома, то:
В общем случае f вычисляется
с помощью табулированных значений F (Z,
).
T. к. период полураспада 
связан с вероятностью Б.-p. W соотношением 
,
то
В правой стороне последнего равенства
в единицах 10-49 эрг*см3. Величина 
,
называемая сравнит. периодом полураспада, играет существ. роль в классификации
-переходов. Функция
f учитывает зависимость вероятности Б--р. от 
и кулоновских эффектов; поэтому 
, в отличие от 
,
зависит только от 
.
Классификация b-переходов.
Правила отбора. Б--р. характеризуется широким диапазоном изменения периодов
полураспада T1/2 -от 10-2 с до 1016
лет. Такая большая вариация величин T1/2 объясняется 2 осн. причинами: 1) период полураспада сильно зависит от 
(при 
, W ~
),
а
изменяется в
широких пределах от 2,64 кэВ для перехода
до 13,43 МэВ для 
;
2) в зависимости от спинов и чётностей начального и конечного ядерных состояний
вклад в амплитуду процесса дают разл. слагаемые в эффективном гамильтониане
Б--р., матричные элементы к-рых имеют разный порядок величины. Кроме того, испускаемая
при Б--р. лептонная пара может уносить разл. орбитальный момент. С увеличением
этого момента из-за центробежного эффекта уменьшаются значения волновых ф-ций
лептонов во внутриядерной области, а следовательно, и интеграл перекрытия волновых
ф-ций, определяющий 
.
В соответствии с этим все 
-переходы
разделяются на разрешённые и запрещённые.
Разрешённые переходы. T. к. в разрешённом
приближении волновые ф-ции лептонов внутри ядра постоянны, то лептоны не уносят
орбитального углового момента. Если при этом спин ядра не меняется, то суммарный
спин, уносимый лептонной парой, также равен 0. Такие переходы наз. фермиевскими.
Если же векторное изменение спина ядра (суммарный спин, уносимый лептонной парой)
равно 1, переходы наз. гамов-теллеровскими. Чётность ядерных состояний в разрешённых
-переходах не
меняется. T. о., отбора правила ,ограничивающие изменение полного момента
I и чётности я ядра, в случае разрешённых переходов фермиевского 
типа имеют вид:
Для гамов-теллеровских переходов правила
отбора имеют вид:
.
Разрешённые переходы подразделяются
на сверх-разрешённые и затруднённые. К первым относятся переходы между ядерными
состояниями, имеющими сходные волновые ф-ции, вследствие чего интегралы
их перекрытия велики ( 
) ,
а величины 
принимают
миним. значения. К сверх-разрешённым переходам относятся, в частности, переходы
между состояниями, принадлежащими одному и тому же изомультиплету (т. е. между
аналоговыми состояниями ядер). Для сверхразрешённых 
-переходов
может быть вычислен точно, т. к.
,
где T-изотопич. спин нач. ядра.
При этом 
, где T3 - проекция изоспина для нач. ядра, численно равная
1/2 (Z-N)(предполагается, что b-переход
происходит между чистыми изосниновыми состояниями; учёт мезонных обменных токов
не меняет этого результата, что обусловлено сохранением изоспина). В случае
сверхразрешённых переходов 
между соседними членами изомультиплета
и, при T=1,
, Для таких сверхразрешённых переходов величины 
Табл. 1. - Характеристики некоторых
сверхразрешённых b- переходов
|
Переход |
|
Т1/2 |
|
|
|
n |
1/2 + |
11,7 + 0,3 мин |
782bl |
1187b35 |
|
3Н |
1/2 + |
3,87,108 С |
18,65b0,2 |
1132b40 |
|
6Не |
0+ |
0,813b0,7 с |
3500b2,0 |
808b32 |
|
17F |
5/2 +
|
66,0b0,5 с |
1748b6 |
2380b40 |
|
35Cl |
3/2 +
|
1,804b0,21 с |
4948b30 |
5680b400 |
|
14O |
0+ |
71,36b0,09 с |
1012, 6b1, 4 |
3066bl0 |
|
34С1 |
0+ |
1,565b0,007 С |
4460b4,5 |
3055b20 |
|
42Sc |
0+ |
0,6830b0,0015 с |
5409b2,3 |
3077b9 |
|
46V |
0+ |
0,4259b0,0008 с |
6032, 1b2, 2 |
3088b8 |
|
50Mn |
0+ |
0,2857b0,0006 с |
6609, 0b2, 6 |
3082b9 |
, кэВ
, с
р
1/2
+
3Не
1/2
+
6Li
1+
17О
5/2
+
35Ar
3/2
+
14N
0+
34S
0+
42Ca
0+
46Ti
0+
50Cr
0+ должны быть одинаковыми, что хорошо
согласуется с эксперим. данными (табл. 1). Соотношение (11) позволило определить
величину 
по измеренным
значениям 
для
переходов (с
учётом эл--магн. радиац. поправок): 
=(1,4057b0,0016b0,0070)*10-49
эрг*см3.
Гамов-теллеровские переходы 
характеризуются единств. матричным элементом 
и
могут быть использованы для получения
информации о величине аксиально-векторной константы связи gA. Наиболее точное значение 
=-1,254b0,007
получено из данных по
-распаду
нейтрона.
Затруднённые переходы отличаются от
сверхразрешённых относительно слабым перекрытием волновых ф-ций начального и
конечного ядерных состояний, вследствие чего матричные элементы оказываются
малыми по сравнению с матричными элементами сверхразрешённых переходов. Примером
затруднённых переходов могут служить переходы 
между состояниями, принадлежащими разным изоспиновым мультиплетам. Такие переходы
удовлетворяют правилам отбора фермиевского типа 
и описываются единств. матричным элементом 
.
Если начальное и конечное ядерные
состояния являются чистыми изоспиновыми состояниями, принадлежащими разным изомультиплетам,
и вероятность
перехода W=0.
Однако кулоновское взаимодействие в
ядрах нарушает изотопич. инвариантность и приводит к тому, что ядерные состояния
(особенно в тяжёлых ядрах) не являются чистыми и содержат примеси состояний
с др. изоспином. Вследствие этого матричные элементы таких переходов отличны
от нуля, но они малы по сравнению с обычными разрешёнными матричными элементами,
хотя правила отбора по спину и чётности и удовлетворены.
Запрещённые переходы - переходы,
в к-рых лептонная пара уносит орбитальный момент и (или) осн. вклад в амплитуду
процесса дают малые матричные элементы от операторов 
в эффективном гамильтониане 
.
Запрещённые переходы классифицируют
по степени малости матричного элемента. К переходам 1-го порядка
запрета относятся переходы, описываемые матричными элементами
где
i, j = 1, 2, 3; xi-комцонента
вектора r. Первые 2 матричных элемента обусловлены векторным током, остальные
-аксиальным. Матричные элементы, содержащие величину r, возникают в том
случае, когда лептонная пара уносит орбитальный момент 1. Правила отбора
для матричных элементов
имеют вид:
правила отбора: 
(переходы 
запрещены).
Переходы, описываемые матричным элементом
,
наз. уникальными переходами первого запрета.
В таких переходах лентонная пара уносит полный момент 2, т. е. правила отбора
имеют вид:
(запрещены переходы 
, 
). Матричные
элементы 
имеют
порядок малости 
.
Для матричных элементов, содержащих величину r, естественно ожидать малости
порядка 
. Однако
это справедливо только для уникальных переходов. Для остальных матричных элементов
в случае, когда заряд ядра Z удовлетворяет условию 
,
кулоновские эффекты приводят к возрастанию волновой ф-ции электрона внутри ядра,
вследствие чего эти матричные элементы имеют порядок малости Z/137, а не 
.
Условие 
выполняется
для большинства 
-переходов.
С ростом порядка запрета кол-во матричных
элементов, определяющих вероятность перехода, увеличивается и трудность анализа
эксперим. данных возрастает; при этом сами матричные элементы убывают по порядку
величины. Правила отбора при 
-переходах
п-го порядка запрета: 
, 
для обычных
переходов 
для
уникальных переходов.
С ростом п и уменьшением матричных
элементов величина 
возрастает. Хотя диапазон её изменения уже, чем для 
,
он всё же очень велик; поэтому принято характеризовать 
-переходы
величиной
(табл.
2).
В сочетании с правилами отбора анализ
величин 
позволяет
определить неизвестные значения ядерных спинов и чётностей, т. е. является одним
из важных методов ядерной спектроскопии. T. к. величины 
непосредственно связаны с матричными элементами 
-переходов,
то они содержат информацию о ядерной структуре.
Табл. 2 -Правила отбора для 
- переходов
различных типов
-спектры
экспериментально исследуются, как правило, с помощью бета-спектрометров. В случае разрешённых переходов 
-спектры
описываются выражением:
Для исследования 
-спектров
удобно пользоваться т. н. графиками Кюри, к-рые изображают зависимость величины
. Для разрешённых
переходов график Кюри имеет вид отрезка прямой, пересекающей ось абсцисс в точке
(рис. 4). Отличие перехода от разрешённого приводит к нарушению линейности.
Бета-спектры запрещённых переходов могут значительно отличаться от разрешённых
спектров из-за наличия зависящих от энергии членов в матричном элементе. Этот
эффект обычно учитывается введением в правую часть выражения (12) зависящего
от энергии множителя S
(т. н. спектрального формфактора).
Для уникальных переходов 1-го запрета (в пренебрежении кулоновскими эффектами):
Уникальные переходы n-го запрета
часто характеризуют не величинами 
, а 
, где fn определяется ф-лой вида (9б ), в подынтегральное выражение
Рис. 4. Графики Кюри
-спектров
нейтрона (а), трития (б) и 6Не (в).
к-рой введён спектральный формфактор
Sn
(табл. 2).
Энергетич. спектры обычных (не уникальных)
переходов 1-го запрета, как правило, близки к разрешённым. Матричные элементы
практически не
содержат зависимости от энергии лептонов; для матричных элементов 
в случае
из-за кулоновских эффектов спектральный
формфактор не зависит от энергии. Исключение составляют нек-рые 
-переходы
1-го запрета, в к-рых главные, не зависящие от энергии члены в матричном элементе
взаимно сокращаются и малые поправки, зависящие от энергии, начинают играть
существ. роль.
Такая ситуация реализуется, напр., в
случае 
-распада
210Bi (RaE, рис. 5). Во многих случаях Б--р. происходит не в одно
к--л. состояние дочернего ядра, а в два или неск. состояний; при этом экспериментально
наблюдаемый 
-спектр
складывается из двух или неск. парциальных спектров с разл. значениями граничных
энергий. Такие
,
спектры наз. сложными. Исследование
-спектров
вблизи 
позволяет
получить информацию о 
.
Если 
, то спектр
разрешённых переходов должен отличаться от (12) и даётся ф-лой:
из к-рой следует, что форма спектра
вблизи 
существенно зависит от 
.
Отличие 
от 0
приводит к отклонению графика Кюри в области 
от линейного. Для определения 
необходимо сравнить график Кюри с рассчитанными при разных значениях
зависимостями 
.
Исследования 
-спектра
3H (
=18,61
кэВ) дали 
<
35 эВ/с2. Результаты, полу-
Рис. 5. График Кюри для
b-распада RaE.
ченные при изучении 
-спектра
3H: 14 эВ < mn
< 46 эВ, нуждаются в дальнейшем подтверждении.
-угловые корреляции при Б--р. Для разрешённых переходов угловая корреляция определяется
соотношением:
.
Для чисто фермиевских 
или чисто гамов-теллеровских 
переходов величина В зависит только от типа взаимодействия: в случае
переходов В=+1
для V-варианта взаимодействия и B=-1 для S-взаимодействия; в случае 
переходов 
для
А- и Т-вариантов. В отличие от 
-распада нейтрона, к-рый не является ни чисто фермиевским, ни чисто гамов-теллеровским
переходом 
, Б--р.
ядер даёт возможность получить прямую информацию о типе слабого взаимодействия.
Исследования 
-корреляции сложны из-за невозможности регистрации нейтрино. Вместо них изучают
корреляции 
-частица
- ядро отдачи. Обычно исследуется энергетич. спектр ядер отдачи, форма к-рого
зависит от В. Напр., для 
эксперим. значение В=-0,334b0,003, что позволило сделать вывод
о том, что гамов-теллеровские переходы обусловлены А-взаимодействием.
Величину В для фермиевских переходов
удалось определить в переходе 
, для к-рого гамов-теллеровский матричный элемент мал:
. Полученное значение В =
0,97 b0,14 означает, что
фермиевские переходы обусловлены V-взаимодействием. Исследования 
-корреляций и формы
-спектров
в разрешённых переходах позволили получить ограничения на константы скалярного
и тензорного взаимодействий: 
=-0,001b0,006;
=-0,0004b0,0003.
Лит.. 1) Lee T. D., Yang C. N.,
Question of parity conservation in weak interactions, "Phys. Rev.",
1956, v. 104, p. 254; 2) Wu C. S. и др., Experimental test of parity conservation
m beta decay, "Phys. Bev.", 1957, v. 105, p. 1413; 3) Fermi E.,
Fersuch emer Theorie der b-Strahlen,
"Z. Phys.", 1934, Bd 88, S. 161; 4) Fеуnman R. P., Gell - Mann M.,
Theory of the Fermi interaction, "Phys. Rev.", 1958, v. 109, p.
193; 5) Ву Ц. С., Мошковский С. А., Бета-распад, пер. с англ., M., 1970; 6)
Гапонов Ю. В., Полный опыт в b-распаде,
"УФН", 1970, т. 102, с. 211; 7) Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия,
пер. с англ., в. 4, M., 1969, 8) Блин-Стойл Р., Фундаментальные взаимодействия
и атомное ядро, пер. с англ., M., 1976; 9) Дшелепов В. С., Зырянова Л. H., Влияние
электрического поля атома на бета-распад, М.- Л., 1956. E. X. Ахмедов.
webmaster@femto.com.ua