Помощничек
Главная | Обратная связь


Археология
Архитектура
Астрономия
Аудит
Биология
Ботаника
Бухгалтерский учёт
Войное дело
Генетика
География
Геология
Дизайн
Искусство
История
Кино
Кулинария
Культура
Литература
Математика
Медицина
Металлургия
Мифология
Музыка
Психология
Религия
Спорт
Строительство
Техника
Транспорт
Туризм
Усадьба
Физика
Фотография
Химия
Экология
Электричество
Электроника
Энергетика

Нейтрино и антинейтрино. Экспериментальное доказательство существования нейтрино



Специфические свойства нейтрино (zv=0; wv=0; μv=0) делают чрезвычайно трудным опыт по обнаружению этой частицы. Оценка сечения взаимодействия нейтрино с ядром приводит к значению около 10-44 см2, что соответствует среднему пробегу в конденсированной среде (n=1022 см-3)l= 1/(nσ)=1022 см=1017 км, а в ядерном веществе (n=1038 см-3)l= 1 /(nσ)=106 см =10 км(в 1018 раз больше поперечника ядра).

Очевидно, что столь малый эффект от нейтрино можно обнаружить только при наличии мощных потоков этих частиц.

Прямое доказательство существования нейтрино было получено только в 1956 г. Коуэном и Рейнесом, которые зарегистрировали эффект от взаимодействия свободного нейтрино с веществом. Для начала необходимо сделать несколько вступительных пояснений.

Ко времени постановки первого опыта (1953 г.) в физике был четко сформулирован принцип зарядового сопряжения, согласно которому каждая элементарная частица (в том числе нейтральная) имеет античастицу, масса, спин и время жизни которой тождественны, а все заряды (электрический, барионный и др.) противоположны соответствующим зарядам частицы.

Первоначально считали также, что из принципа зарядового сопряжения следует симметрия частиц и античастиц относительно каждого вида взаимодействия, в которых они участвуют (сильное, электромагнитное, слабое). Позднее (1956 г.) выяснилось (см. § 18, п. 8), что это справедливо только по отношению к сильному и электромагнитному взаимодействиям. Что касается слабого взаимодействия, то относительно него инвариантными являются не C-сопряженные, a CPT-сопряженные процессы, где С, Р и Т - соответственно операции зарядового сопряжения, пространственной инверсии и обращения времени.

Кроме того, у частицы и античастицы есть еще один заряд (не электрический), который также различен по знаку для электрона и позитрона. Действительно, β-распад не может происходить по схеме

(A, Z) → (A, Z+(-) l) + e—(+), (18.19)

хотя она и удовлетворяет закону сохранения электрического заряда. Это означает, что процесс (18.19) запрещен законом сохранения некоторого другого заряда, которым наряду с электрическим обладает электрон (позитрон) и который не сбалансирован в схеме (18.19), потому что нуклоны и, следовательно, состоящие из них ядра (A, Z) и (A, Z± 1) этого заряда не имеют.

Добавление в правую часть схемы (18.19) нейтрино делает β-распад возможным:

(A, Z)→(A, Z± l) + e—(+) +v. (18.20)

Следовательно, в схеме (18.20) новый заряд электрона (позитрона) оказывается скомпенсированным аналогичным зарядом нейтрино.

Назовем этот новый заряд лептонным электронным зарядом и обозначим буквой Lе. Поскольку заряд античастицы должен быть противоположен заряду частицы, условимся, что Le(e-)=+1, aLe(e+ )= -1. Тогда закон сохранения лептонного заряда, который выполняется в схеме (18.20), требует, чтобы нейтрино, испускающееся вместе с позитроном, имело Le (v) = +1, а нейтрино, испускающееся вместе с электроном, имело Le(v)= -1. Назовем первую частицу электронным нейтрино ve, а вторую - электронным антинейтрино ve.

Итак, в соответствии с законом сохранения лептонного заряда схемы β±-распада и е-захвата записываются теперь так:

(A, Z)→(A, Z+l) + e-- +ve; (18.21)

(A, Z)→(A, Z-l)+e++ve; (18.22)

(A, Z)+e--→(A, Z-l) + ve. (18.23)

Процесс (18.21) сводится к преобразованию одного ядерного нейтрона в протон по схеме

n→р + е-- + ve, (18.24)

а процесс (18.22) - к преобразованию одного ядерного протона в нейтрон:

р→n+е+ + ve. (18.25)

В этих схемах нейтрино ve и антинейтрино ve - разные частицы, так как они имеют различные по знаку лептонные заряды.

Процессы (18.24) и (18.25) можно переписать в форме

ve+n→p + e--; (18.26)

ve+ p→n + e+ (18.27)

(так называемый обратный β-распад).

Вернемся теперь к опыту Рейнеса и Коуэна. Идея этого опыта заключается в экспериментальном обнаружении процессов (18.26) или (18.27) под действием свободных нейтрино, т. е. в условиях, когда источник нейтрино находится вдали от мишени. Эффективное сечение этих процессов при энергии порядка 1 МэВ должны быть, как показывают теоретические оценки, порядка 10-44 – 10-43 см2. Поэтому для проведения такого опыта необходимы очень интенсивные потоки нейтрино или антинейтрино.

На (рис.107) изображена схема установки Коуэна и Рейнеса для регистрации антинейтрино в реакции (18.27). Установка состоит из трех больших (1,9 х 1,3x0,6 м) баков-детекторов Д1 Д2 и Д3, разделенных двумя баками-мишенями M1 и М2 толщиной по 7 см. Баки-детекторы были заполнены сцинтилляционной жидкостью, и просматривались 110 фотоумножителями. В качестве наполнителя баков-мишеней использовалась вода, содержащая растворимую соль кадмия. Для защиты от нейтронов и γ-излучения вся установка была помещена в свинцово-парафиновый ящик и погружена глубоко под землю в районе реактора.

Взаимодействие антинейтрино ve, вылетевшего из активной зоны ядерного реактора, с одним из протонов ядер мишени по схеме (18.27) приводит к образованию нейтрона n и позитрона е+ .

В результате серии последовательных соударений с протонами нейтрон замедляется, диффундирует и через некоторое время захватывается ядром кадмия, испускающим несколько γ-квантов (с общей энергией до 10 МэВ), которые регистрируются детекторами Д1 и Д2, включенными в схему совпадений. Позитрон быстро тормозится и аннигилирует с электроном, давая дваγ-кванта с общей энергией около 1 МэВ, которые также регистрируются детекторами Д1 и Д2.

Каждый бак-мишень с двумя соседними баками-детекторами составлял независимую систему, сигналы с которой подавались на вход анализатора, где они сортировались по амплитуде и времени сдвига совпадений. Кроме того, сигналы фотографировались с помощью трехлучевого осциллографа, каждая из пластин которого была соединена с одним из детекторов. Таким образом, реакция (18.27) должна сопровождаться появлением в установке двух импульсов, сдвинутых на время замедления и диффузии нейтрона (от 1 до 25 мкс). При этом первый импульс должен иметь характеристики, соответствующие аннигиляционнымγ-квантам, а второй - γ-квантам от захвата нейтрона кадмием.

В результате длительной (около 1400 ч) работы установки было установлено, что детектор регистрирует за час в среднем 2,88 + 0,22 импульса, что соответствует сечению взаимодействия антинейтрино с протоном σ= 10-43 см2.

В опыте Коуэна и Рейнеса впервые экспериментально доказано наличие эффекта от взаимодействия с ядром-мишенью свободного антинейтрино, возникающего в процессе распада другого ядра-источника, находящегося на большом расстоянии от ядра-мишени. Поэтому этот опыт можно считать первым прямым экспериментальным подтверждением существования нейтрино.

Уточненное позднее значение сечения захвата антинейтрино протоном

σ=(1,1±0,26) 10-43 см2 согласуется с теорией.

 

 

Эффект Мессбауэра

Резонансное возбуждение атомных уровней фотонами от источника из того же вещества легко наблюдается. Иначе обстоит дело в атомных ядрах. Это связано с тем, что естественная ширина Г ядерных уровней мала по сравнению с энергией отдачи Ея ядра-излучателя (источника) или ядра-поглотителя (мишени). Например, естественная ширина Г первого возбужденного уровня ядра 57Fe, расположенного при энергии возбуждения Е = 14,4 кэВ, равна ħ/τ≈0,7 10-8 эВ (время жизни τ = 98 нc), тогда как при испускании и поглощении γ-квантов это ядро приобретает энергию отдачи Ея≈Е2/(2Мс2)≈1,7 10-3 эВ (М - масса ядра 57Fe). Резонансное поглощение может иметь место только тогда, когда энергия отдачи ядра Ея меньше ширины ядерного уровня. Р. Мёссбауэр, исследуя явление резонансного поглощения γ-квантов в кристаллах, обнаружил, что число поглощенных фотонов существенно увеличивается при понижении температуры. Связано это с тем, что при переходе от свободных ядер к ядрам, связанным в кристаллической решетке, импульс отдачи получает уже не отдельное ядро, а весь кристалл, в котором находится ядро, испускающее γ-квант. С уменьшением температуры источника увеличивается относительное число ядерных переходов с передачей импульса отдачи всему кристаллу. Условия для этого тем благоприятнее, чем ниже температура кристалла и энергия перехода Еγ. Это явление получило название эффекта Мёссбауэра. Чтобы наблюдать резонансное поглощение мишенью из невозбужденных ядер 57Fe γ-квантов, испускаемых возбужденными ядрами 57Fe, нужно скомпенсировать энергию отдачи ядер, которая в сумме составляет 2Ея. Один из способов такой компенсации состоит в том, что источник закрепляют на движущемся устройстве и подбирают его скорость так, чтобы разница 2Ея компенсировалась за счет эффекта Доплера (левый рисунок). При изменении скорости v изменяется доплеровское смещение линии испускания относительно линии поглощения и в результате записывается контур линии, как показано на правом рисунке. Ширина ядерных уровней столь мала, что источник нужно перемешать со скоростью, составляющей всего лишь десятые доли сантиметра в секунду.

Благодаря эффекту Мёссбауэра стали возможными измерения спектров испускания, поглощения и резонансного рассеяния γ-квантов низколежащих (Е < 200 кэВ) ядерных уровней с разрешением порядка естественной ширины уровня Г. С помощью этого метода можно измерять энергию с относительной точностью ΔЕ/Е ≈10-15 – 10-17. По смешению линий мёссбауэровских спектров определяют молекулярную структуру химических соединений, изучают сверхтонкую структуру спектров, обусловленную электрическим квадрупольным и магнитным дипольным моментами ядер. Уникальные характеристики мёссбауэровских спектров используются при анализе физических и химических свойств твердых тел. Эффект Мёссбауэра имеет многочисленные применения в медицине и биологии.

Радиоактивные ряды

В естественных условиях на Земле существует около 40 α-радиоактивных изотопов, которые объединены в три радиоактивных ряда (семейства), которые включают 236U (А = 4n, где n - целое число), 238U (А = 4n + 2), 235U (А = 4n + 3). К ним можно с некоторой натяжкой, так как изотопы этого ряда успели распасться за время существования Земли, отнести четвертый ряд, который включает 237Np (А = 4n + 1). После цепочки последовательных распадов в конце каждого ряда образуются стабильные ядра с близким или равным магическим числам количеством протонов и нейтронов (Z = 82, N = 126), соответственно 208Pb, 206Pb, 207Pb, 209Bi. α-распады перемежаются β-распадами, так как при α-распадах конечные ядра оказываются все дальше от линии β-стабильности, т. е. перегружены нейтронами.

 

 

 




Поиск по сайту:

©2015-2020 studopedya.ru Все права принадлежат авторам размещенных материалов.