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.