Hvilke partikler dannes under beta-nedbrytning. Radioaktive transformasjoner. Alfa- og beta-forfall. Kjennetegn på radioaktive transformasjoner

Beta-forfall kjerne er prosessen med spontan transformasjon av en ustabil kjerne til en isobar kjerne som et resultat av utslipp av et elektron (positron) eller fangst av et elektron. Omtrent 900 beta-radioaktive kjerner er kjent. Av disse er bare 20 naturlige, resten oppnås kunstig.

Det er tre typer β-forfall: elektron β - forfall, positron β + forfall og elektronfangst (e-fangst). Hovedtypen er den første.

På elektronisk β - forfall en av nøytronene i kjernen blir til et proton med emisjon av et elektron og et elektron antineutrino.

Eksempler: henfall av et fritt nøytron

T 1/2 = 10,7 min;

tritium forfall

T 1/2 = 12 år.

På positron β+ forfall en av protonene i kjernen blir til et nøytron med emisjon av et positivt ladet elektron (positron) og et elektronnøytrino

Når elektronisk e-fangst kjernen fanger et elektron fra elektronskall(vanligvis K-skallet) av sitt eget atom.

Beta-forfall er mulig. når forskjellen mellom massene til de innledende og endelige kjernene overstiger summen av massene til elektronet og nøytrinoet. Når β+-forfall er energetisk mulig, er det også mulig e-fange. Beta-forfall observeres i kjerner med et hvilket som helst massetall. De observerbare egenskapene til beta-forfall er halveringstiden T 1/2, former for energi β-spektre og andre egenskaper.

Energien til β - -forfall ligger i området

()0,02 Mev < Е β < 13,4 Mev ().

Energien som frigjøres under beta-nedbrytning er fordelt mellom elektron-, nøytrino- og datterkjernen. Spektrum av emitterte β-partikler kontinuerlige fra null til maksimal verdi. Beregningsformler maksimal energi av beta-forfall:

hvor er massen til morkjernen, er massen til datterkjernen. m e-elektronmasse.

Halvt liv T 1/2 knyttet til sannsynlighet beta-forfall forhold

Sannsynligheten for beta-forfall avhenger sterkt av beta-forfallsenergien ( ~ E β 5 kl E β >> m e c 2) derfor halveringstiden T 1/2 varierer mye

Beta-forfall

β-forfall, radioaktivt forfall av en atomkjerne, ledsaget av utslipp av et elektron eller positron fra kjernen. Denne prosessen er forårsaket av spontan transformasjon av en av nukleonene i kjernen til en nukleon av en annen type, nemlig: transformasjonen av enten et nøytron (n) til et proton (p), eller et proton til et nøytron. I det første tilfellet flyr et elektron (e -) ut av kjernen - det såkalte β - forfallet oppstår. I det andre tilfellet flyr en positron (e +) ut av kjernen - β + forfall oppstår. Avgang under B.-r. elektroner og positroner bæres vanlig navn beta-partikler. De gjensidige transformasjonene av nukleoner er ledsaget av utseendet til en annen partikkel - nøytrinoen ( ν ) i tilfelle av β+ forfall eller antineutrino A, lik det totale antallet nukleoner i kjernen, endres ikke, og kjerneproduktet er en isobar av den opprinnelige kjernen, som står ved siden av den til høyre i det periodiske systemet av elementer. Tvert imot, under β + -forfall reduseres antallet protoner med én, og antallet nøytroner øker med én, og det dannes en isobar, som ligger ved siden av den opprinnelige kjernen. Symbolsk sett er begge prosessene til B.-r. er skrevet i følgende form:

hvor -Z nøytroner.

Det enkleste eksemplet på β - henfall er transformasjonen av et fritt nøytron til et proton med emisjon av et elektron og en antinøytrino (nøytronhalveringstid ≈ 13 min):

Mer komplekst eksempel(β - forfall - forfall av den tunge isotopen av hydrogen - tritium, bestående av to nøytroner (n) og ett proton (p):

Åpenbart kommer denne prosessen ned til β - henfall av et bundet (kjernefysisk) nøytron. I dette tilfellet blir den β-radioaktive tritiumkjernen til kjernen til det neste elementet i det periodiske systemet - kjernen til den lette isotopen av helium 3 2 He.

Et eksempel på β + forfall er forfallet av karbonisotopen 11 C i henhold til følgende skjema:

Transformasjonen av et proton til et nøytron inne i en kjerne kan også skje som et resultat av at protonet fanger et av elektronene fra atomets elektronskall. Oftest skjer elektronfangst

B.-r. observert i både naturlig radioaktive og kunstig radioaktive isotoper. For at en kjerne skal være ustabil i forhold til en av typene β-transformasjon (det vil si at den kan oppleve en transformasjon), må summen av massene til partiklene på venstre side av reaksjonsligningen være større enn summen av massene til transformasjonsproduktene. Derfor, med B.-r. energi frigjøres. Energi B.-r. Eβ kan beregnes fra denne masseforskjellen ved å bruke relasjonen E = mc2, Hvor Med - lysets hastighet i vakuum. Ved β-forfall

Hvor M - masser av nøytrale atomer. Ved β+-forfall mister et nøytralt atom ett av elektronene i skallet sitt, energien til b.-r. er lik:

Hvor meg - elektronmasse.

Energi B.-r. fordelt mellom tre partikler: elektron (eller positron), antinøytrino (eller nøytrino) og kjerne; hver av lyspartiklene kan frakte bort nesten hvilken som helst energi fra 0 til E β, dvs. energispektrene deres er kontinuerlige. Bare under K-fangst bærer alltid en nøytrino bort den samme energien.

Så, med β - forfall, overskrider massen til det opprinnelige atomet massen til det endelige atomet, og med β + forfall er dette overskuddet minst to elektronmasser.

Studie av B.-r. Kjerner har gjentatte ganger presentert forskerne uventede mysterier. Etter oppdagelsen av radioaktivitet ble fenomenet B.-r. har lenge vært ansett som et argument for tilstedeværelsen av elektroner i atomkjerner; denne antagelsen viste seg å være i åpenbar motsetning til kvantemekanikken (se Atomkjernen). Deretter ga inkonstansen i energien til elektroner som sendes ut under B.-R til og med opphav til noen fysikeres vantro på loven om bevaring av energi, fordi Det var kjent at kjerner som er i tilstander med en veldig bestemt energi deltar i denne transformasjonen. Den maksimale energien til elektroner som rømmer fra kjernen er nøyaktig lik differansen mellom energiene til de innledende og endelige kjernene. Men i dette tilfellet var det ikke klart hvor energien forsvant hvis de utsendte elektronene bar mindre energi. Antagelsen til den tyske forskeren W. Pauli om eksistensen av en ny partikkel - nøytrinoen - reddet ikke bare loven om bevaring av energi, men også en annen viktig fysikklov - loven om bevaring av vinkelmomentum. Siden spinn (dvs. egne øyeblikk) nøytron og proton er lik 1/2, for så å bevare spinn på høyre side av B.-R-ligningene. Det kan bare være et oddetall partikler med spinn 1/2. Spesielt under β - -forfallet til et fritt nøytron n → p + e - + ν, eliminerer bare utseendet til en antinøytrino bruddet på loven om bevaring av vinkelmomentum.

B.-r. forekommer for elementer av alle deler periodiske tabell. Tendensen til β-transformasjon oppstår på grunn av tilstedeværelsen av et overskudd av nøytroner eller protoner i en rekke isotoper sammenlignet med mengden som tilsvarer maksimal stabilitet. Således er tendensen til β + -nedbrytning eller K-fangst karakteristisk for nøytronmangelfulle isotoper, og tendensen til β - -forfall er karakteristisk for nøytronrike isotoper. Omtrent 1500 β-radioaktive isotoper av alle elementene i det periodiske systemet er kjent, bortsett fra de tyngste (Z ≥ 102).

Energi B.-r. for tiden kjente isotoper spenner fra

halveringstider er i et bredt område fra 1,3 10 -2 sek(12 N) til Beta-forfall 2 10 13 år (naturlig radioaktiv isotop 180 W).

Etterfølgende studie av B.-r. har gjentatte ganger ført fysikere til kollaps av gamle ideer. Det ble funnet at B.-r. fullstendig kontrollert av krefter ny natur. Til tross for den lange perioden som har gått siden oppdagelsen av B.-r., er ikke arten av interaksjonen som bestemmer B.-r. Denne interaksjonen ble kalt "svak" fordi det er 10 12 ganger svakere enn kjernefysisk og 10 9 ganger svakere enn elektromagnetisk (det overskrider bare gravitasjonsinteraksjon; se svake interaksjoner). Svak interaksjon er iboende i alle elementærpartikler (se elementærpartikler) (unntatt fotonet). Det gikk nesten et halvt århundre før fysikere oppdaget at i B.-r. symmetrien mellom "høyre" og "venstre" kan være brutt. Denne ikke-konserveringen av romlig paritet har blitt tilskrevet egenskapene til svake interaksjoner.

Studie av B.-r. hadde en annen viktig side. Levetiden til kjernen i forhold til B.-r. og formen på spekteret av β-partikler avhenger av tilstandene der det opprinnelige nukleonet og produktnukleonet befinner seg inne i kjernen. Derfor har studiet av magnetisk resonans, i tillegg til informasjon om naturen og egenskapene til svake interaksjoner, betydelig utvidet forståelsen av strukturen til atomkjerner.

Sannsynlighet for B.-r. avhenger betydelig av hvor nær tilstandene til nukleonene i de innledende og endelige kjernene er hverandre. Hvis tilstanden til nukleonet ikke endres (nukleonet ser ut til å forbli på samme sted), så er sannsynligheten maksimal og den tilsvarende overgangen av starttilstanden til slutttilstanden kalles tillatt. Slike overganger er karakteristiske for B.-r. lette kjerner. Lette kjerner inneholder nesten samme nummer nøytroner og protoner. Tyngre kjerner har flere nøytroner enn protoner. Tilstandene til nukleoner av forskjellige typer er betydelig forskjellige fra hverandre. Dette gjør det vanskelig for B.-r.; overganger fremkommer hvor B.-r. skjer med lav sannsynlighet. Overgangen er også komplisert av behovet for å endre spinn av kjernen. Slike overganger kalles forbudte. Overgangens natur påvirker også formen på energispekteret til β-partikler.

En eksperimentell studie av energifordelingen til elektroner som sendes ut av β-radioaktive kjerner (beta-spektrum) utføres ved bruk av et Beta-spektrometer. Eksempler på β-spektre er vist i ris. 1 Og ris. 2 .

Litt.: Alfa-, beta- og gammaspektroskopi, red. K. Siegbana, overs. fra engelsk, V. 4, M., 1969, kap. 22-24; Eksperimentell kjernefysikk, red. E. Segre, overs. fra engelsk, vol. 3, M., 1961.

E. M. Leikin.

Nøytron betaspektrum. Abscisseaksen viser kinetisk. elektronenergi E in kev, på ordinaten - antall elektroner N (E) i relative enheter (vertikale søyler indikerer grensene for målefeil for elektroner med en gitt energi).

Stor sovjetisk leksikon. - M.: Sovjetisk leksikon. 1969-1978 .

Synonymer:

Se hva "Beta decay" er i andre ordbøker:

Beta-forfall, radioaktive transformasjoner av atomkjerner i prosessen sender ut elektroner og antinøytrinoer (beta-forfall) eller positroner og nøytrinoer (beta+-forfall). Avreise under B. r. elektroner og positroner kalles samlet. beta-partikler. På … … Big Encyclopedic Polytechnic Dictionary

Moderne leksikon

Beta-forfall- (b henfall), en type radioaktivitet der en råtnende kjerne sender ut elektroner eller positroner. I elektronbeta-forfall (b) blir et nøytron (intranukleært eller fritt) til et proton med emisjon av et elektron og en antinøytrino (se ... ... Illustrert encyklopedisk ordbok

Beta-forfall- (β-forfall) radioaktive transformasjoner av atomkjerner, hvor kjernene sender ut elektroner og antinøytrinoer (β-forfall) eller positroner og nøytrinoer (β+-forfall). Avreise under B. r. elektroner og positroner kalles samlet beta-partikler (β-partikler)... Russisk leksikon om arbeidsbeskyttelse

- (b forfall). spontane (spontane) transformasjoner av et nøytron n til et proton p og et proton til et nøytron inne i at. kjerner (så vel som transformasjonen av et fritt nøytron til et proton), ledsaget av emisjon av elektron e eller positron e+ og elektron antinøytrinoer ... ... Fysisk leksikon

Spontane transformasjoner av et nøytron til et proton og et proton til et nøytron inne i en atomkjerne, samt transformasjon av et fritt nøytron til et proton, ledsaget av emisjon av et elektron eller positron og en nøytrino eller antinøytrino. dobbel beta-forfall ... ... Vilkår kjernekraft

- (se beta) radioaktiv transformasjon av en atomkjerne, der et elektron og en antinøytrino eller et positron og en nøytrino sendes ut; Under beta-forfall endres den elektriske ladningen til atomkjernen med én, men massetallet endres ikke. Ny ordbok… … Ordbok fremmedord russisk språk

beta-forfall- beta-stråler, beta-forfall, beta-partikler. Den første delen uttales [beta]... Ordbok over vanskeligheter med uttale og stress i moderne russisk språk

Substantiv, antall synonymer: 1 forfall (28) ASIS Dictionary of Synonyms. V.N. Trishin. 2013… Synonymordbok

Beta-forfall, beta-forfall... Rettskrivningsordbok-oppslagsbok

BETA DECAY- (ß-forfall) radioaktiv transformasjon av en atomkjerne (svak interaksjon), der et elektron og en antinøytrino eller et positron og en nøytrino sendes ut; med B.r. den elektriske ladningen til atomkjernen endres med én, massen (se) endres ikke... Big Polytechnic Encyclopedia

Tunge ionelagringsenheter åpner fundamentalt nye muligheter når det gjelder å studere egenskapene til eksotiske kjerner. Spesielt tillater de akkumulering og langvarig bruk av fullstendig ioniserte atomer - "nakne" kjerner. Som et resultat blir det mulig å studere egenskapene til atomkjerner som ikke har et elektronisk miljø og hvor det ikke er noen Coulomb-effekt av det ytre elektronskallet med atomkjernen.

Ris. 3.2 Skjema for e-fangst i en isotop (venstre) og fullt ioniserte atomer og (høyre)

Nedbrytning til en bundet tilstand av et atom ble først oppdaget i 1992. β-forfall av et fullstendig ionisert atom til bundne atomtilstander ble observert. 163 Dy-kjernen er merket med svart på N-Z-diagrammet for atomkjerner. Dette betyr at det er en stabil kjerne. Faktisk, som en del av et nøytralt atom, er 163 Dy-kjernen stabil. Grunntilstanden (5/2 +) kan befolkes som et resultat av e-fangst fra grunntilstanden (7/2 +) til 163 Ho-kjernen. 163 Ho-kjernen, omgitt av et elektronskall, er β - radioaktiv og halveringstiden er ~10 4 år. Dette er imidlertid bare sant hvis vi vurderer kjernen omgitt av et elektronskall. For fullt ioniserte atomer er bildet fundamentalt annerledes. Nå er grunntilstanden til 163 Dy-kjernen høyere i energi enn grunntilstanden til 163 Ho-kjernen og muligheten åpner for nedbrytning av 163 Dy (fig. 3.2)

→ + e - + e .

(3.8)

Elektronet som følge av forfallet kan fanges inn i det ledige K- eller L-skallet til ionet. Som et resultat har forfall (3.8) formen

→ + e - + e (i en bundet tilstand).

Energiene til β-henfall inn i K- og L-skallene er lik henholdsvis (50,3±1) keV og (1,7±1) keV. For å observere forfallet til bundne tilstander til K- og L-skallet, ble 10 8 fullstendig ioniserte kjerner akkumulert i ESR-lagringsringen ved GSI. I løpet av akkumuleringstiden ble det dannet kjerner som følge av β + forfall (Fig. 3.3).

Ris. 3.3. Dynamikk for ioneakkumulering: a - strøm av Dy 66+ ioner akkumulert i ESR-lagringsringen under forskjellige stadier av eksperimentet, β- intensiteter av Dy 66+ og Ho 67+ ioner, målt av henholdsvis eksterne og interne posisjonsfølsomme detektorer

Siden Ho 66+-ionene har praktisk talt samme M/q-forhold som ionene til den primære Dy 66+-strålen, akkumuleres de i samme bane. Akkumuleringstiden var ~30 min. For å måle halveringstiden til Dy 66+-kjernen, måtte strålen akkumulert i bane renses fra blandingen av Ho 66+-ioner. For å rense strålen fra ioner ble en argongassstråle med en tetthet på 6·10 12 atom/cm 2 og en diameter på 3 mm injisert i kammeret, som krysset den akkumulerte ionestrålen i vertikal retning. På grunn av det faktum at Ho 66+ ioner fanget elektroner, forlot de likevektsbanen. Bjelken ble renset i omtrent 500 s. Deretter ble gasstrømmen blokkert og Dy 66+ ioner og Ho 66+ ioner, nydannet (etter å ha slått av gasstrømmen) som følge av forfall, fortsatte å sirkulere i ringen. Varigheten av dette stadiet varierte fra 10 til 85 minutter. Påvisningen og identifiseringen av Ho 66+ var basert på at Ho 66+ kan ioniseres ytterligere. For å gjøre dette, på siste trinn, ble en gassstråle igjen injisert inn i lagringsringen. Det siste elektronet ble strippet fra 163 Ho 66+-ionet, noe som resulterte i 163 Ho 67+-ionet. En posisjonssensitiv detektor var plassert ved siden av gassstrålen, som registrerte de 163 Ho 67+ ionene som forlot strålen. I fig. Figur 3.4 viser avhengigheten av antall 163 Ho-kjerner dannet som følge av β-forfall av akkumuleringstiden. Innsatsen viser den romlige oppløsningen til den posisjonsfølsomme detektoren.
Dermed var akkumuleringen av 163 Ho-kjerner i 163 Dy-strålen bevis på muligheten for forfall

→ + e - + e (i en bundet tilstand).

Ris. 3.4. Forholdet mellom datterioner 163 Ho 66+ til primær 163 Dy 66+ avhengig av akkumuleringstiden. I innsatsen, topp 163 Ho 67+, registrert av den interne detektoren

Ved å variere tidsintervallet mellom å rense strålen fra Ho 66+ urenheten og tidspunktet for registrering av Ho 66+ ionene som nylig er dannet i strålen, er det mulig å måle halveringstiden til den fullt ioniserte Dy 66+ isotopen. Det viste seg å være lik ~0,1 år.
Et lignende forfall ble oppdaget for 187 Re 75+. Resultatet som oppnås er ekstremt viktig for astrofysikk. Faktum er at nøytrale 187 Re-atomer har en halveringstid på 4·10 10 år og brukes som radioaktive klokker. Halveringstiden til 187 Re 75+ er bare 33±2 år. Derfor er det nødvendig å foreta passende korreksjoner til astrofysiske målinger, fordi I stjerner er 187 Re oftest funnet i ionisert tilstand.
Studiet av egenskapene til fullstendig ioniserte atomer åpner for en ny retning for forskning på de eksotiske egenskapene til kjerner, fratatt Coulomb-innflytelsen fra det ytre elektronskallet.

Kjernefysisk kjedereaksjon

.

I β+-forfall blir et proton til et nøytron, positron og nøytrino:

.

Altså i motsetning til β− forfall, β+-forfall kan ikke oppstå i fravær av ekstern energi, siden massen til selve nøytronet er større enn massen til protonet. β+-forfall kan bare skje inne i kjerner, der den absolutte verdien av bindingsenergien til datterkjernen mer energi forbindelser til morskjernen. Forskjellen mellom disse to energiene brukes til å transformere et proton til et nøytron, positron og nøytrino og til den kinetiske energien til de resulterende partiklene.

I alle tilfeller der β+-nedbrytning er energetisk mulig (og protonet er en del av en kjerne med elektronskall), ledsages det av en elektronfangstprosess, der et elektron i atomet fanges opp av kjernen med emisjon av en nøytrino:

.

Men hvis forskjellen mellom massene til de innledende og endelige atomene er liten (mindre enn det dobbelte av elektronets masse, det vil si 1022 keV), så skjer elektronfangst uten å være ledsaget av en konkurrerende prosess med positronforfall; sistnevnte i dette tilfellet er forbudt av loven om bevaring av energi.

Når et proton og et nøytron er deler av en atomkjerne, transformerer disse forfallsprosessene en kjemisk element til en annen. For eksempel:

(β − henfall), (β + forfall), (elektronfangst).

Beta-forfall endrer ikke antall nukleoner i kjernen EN, men endrer bare ladningen Z. På denne måten, et sett av alle nuklider med samme EN; disse isobarisk Nuklider kan forvandles til hverandre gjennom beta-nedbrytning. Blant dem er noen nuklider (minst én) beta-stabile fordi de representerer lokale minima av overflødig masse: hvis en slik kjerne har ( EN, Z) tall, nabokjerner ( EN, Z−1) og ( EN, Z+1) har en større overskuddsmasse og kan forfalle via beta-forfall i ( EN, Z), men ikke omvendt. Det skal bemerkes at en beta-stabil kjerne kan gjennomgå andre typer radioaktivt forfall (for eksempel alfa-forfall). De fleste isotoper som finnes i naturlige forhold på jorden, er beta-stabile, men det er noen få unntak med halveringstider så lange at de ikke har forsvunnet i løpet av de rundt 4,5 milliarder årene siden nukleosyntesen. For eksempel har 40 K, som opplever alle tre typene beta-forfall (beta minus, beta pluss og elektronfangst), en halveringstid på 1,277×10 9 år.

Beta-forfall kan betraktes som en forstyrrelsesdrevet overgang mellom to kvantemekaniske tilstander, så den følger Fermis gylne regel.

Curie-graf

Curie-plottet (også kjent som Fermi-plottet) er et diagram som brukes til å studere beta-forfall. Dette er energiavhengighet kvadratrot fra antall emitterte beta-partikler med en gitt energi, delt på Fermi-funksjonen. For tillatte (og noen forbudte) beta-forfall er Curie-plottet lineært (rett linje tilbøyelig mot økende energi). Hvis nøytrinoer har en endelig masse, avviker Curie-plottet nær skjæringspunktet med energiaksen fra lineær, noe som gjør det mulig å måle nøytrinomassen.

Dobbel beta-forfall

Noen kjerner kan gjennomgå dobbelt beta-forfall (ββ-forfall), der kjerneladningen endres med to enheter. I de mest praktisk interessante tilfellene er slike kjerner beta-stabile (enkelt beta-forfall er energetisk forbudt), fordi når både β- og ββ-forfall er tillatt, er sannsynligheten for β-forfall (vanligvis) mye større, noe som forstyrrer studier av svært sjeldne ββ forfaller. Dermed blir ββ-forfall vanligvis kun studert for beta-stabile kjerner. Som enkelt beta-forfall, endres ikke dobbel beta-forfall EN; derfor minst én av nuklidene med en gitt EN må være stabil med hensyn til både enkel og dobbel beta-forfall.

Historie

Historisk sett førte studiet av beta-forfall til det første fysiske beviset på eksistensen av nøytrinoer. Det året gjennomførte Lise Meitner og Otto Hahn et eksperiment som viste at energiene til elektronene som sendes ut under beta-nedbrytning har et kontinuerlig snarere enn diskret spektrum. Dette var i åpenbar motsetning til loven om bevaring av energi, siden det viste seg at en del av energien gikk tapt i beta-nedbrytningsprosesser. Det andre problemet var at spinnet til nitrogenatomet -14 var 1, noe som motsier Rutherfords prediksjon om ½. I et kjent brev skrevet i år foreslo Wolfgang Pauli at i tillegg til elektroner og protoner inneholder atomer en veldig lett nøytral partikkel, som han kalte nøytronet. Han foreslo at dette "nøytronet" ble sendt ut under beta-forfall og rett og slett ikke hadde blitt observert før. I året

Beta-forfall (b-forfall) er en spontan kjernefysisk transformasjonsprosess, som et resultat av at kjernen endrer ladningen med ΔΖ = ±1, samtidig som den opprettholder samme antall nukleoner A (massetall). I noen tilfeller, gratis b -partikler(elektron β - eller positron β + ) eller et av elektronene slutter å eksistere ("fanges" av kjernen til et elektron fra elektronskallet) til det tilsvarende atomet. Egenskapene til elektronet og positronet er identiske, med unntak av tegnet for den elektriske ladningen. Strømmer av generert b - partikler kalles b - stråling.

β-decay er den vanligste typen radioaktiv transformasjon av kjerner i naturen. I motsetning til α-forfall, som utelukkende observeres i tunge kjerner, er kjerner mottakelige for β-forfall i nesten hele verdiområdet til massenummeret A, fra enhet (fritt nøytron) og slutter med massetallene av de tyngste kjernene.

Energien som frigjøres under β-forfall, igjen, i motsetning til α-forfall, ligger i et ganske bredt spekter av verdier fra 0,02 MeV på nedbrytning av tritiumkjernen 3 H til 16,4 MeV under nedbrytningen av 12 N-kjernen.

Halveringstidene til β-aktive kjerner varierer over et meget bredt område fra 10 -2 Med til 10 18 år.

Stabile atomkjerner må ha en minimum total energi, som bestemmes av massen. Massen til en kjerne med et gitt antall nukleoner bestemmes i sin tur av dens proton-nøytronsammensetning, siden massene til protonet og nøytronet ikke er like. I denne forbindelse har isobare kjerner den eneste mulige konfigurasjonen av antall protoner og nøytroner, som tilsvarer kjernen med lavest masse (se fig. 2.2.1), og følgelig total energi. Det er energetisk gunstig for en kjerne med en hvilken som helst annen konfigurasjon av nukleoner å transformere seg til en kjerne med en optimal konfigurasjon. Slike spontane endringer i sammensetningen av kjerner forekommer og er forårsaket av fenomenet b-forfall - interkonvertering av nukleoner til hverandre. Retningen til prosessen for en kjerne med en gitt proton-nøytron-sammensetning bestemmes bare av tilstanden der en av kjernenene i kjernen - nøytron eller proton - har den høyeste bindingsenergien, som tilsvarer den minste massen til kjernen (se fig. 2.2.1).

Tre typer b-forfall er kjent.

1. Elektronisk (β - - decay):

2. Positronisk (b + - forfall)

3. E-grip (eller TIL-fangst - i henhold til betegnelsen på elektronskallet)

E-grip og b+ - forfall konkurrerer ofte med hverandre, siden kjernene gjennomgår de samme transformasjonene.

Således, for b - forfall av enhver type, antall nukleoner i kjernen er bevart, men en spontan transformasjon skjer enten nøytron til proton(β - - forfall), eller proton til nøytron(b + -decay og E-capture). Derfor er E-fangst klassifisert som en b-decay-prosess.

Siden b - forfall, bare en av nukleonene i kjernen endres, så er denne prosessen intranukleon og ikke intranukleær. Dette bekreftes av b - henfall av et fritt nøytron som fortsetter i henhold til følgende skjema:

.

(3.5.6)

Derfor er et fritt nøytron en ustabil partikkel. Den moderne verdien av nøytronhalveringstiden er 10,25 minutter.

Transformasjonen (b-forfall) av et fritt proton til et nøytron er forbudt av loven om bevaring av energi, siden massen er 1,3 MeV mindre enn massen til et nøytron. Men som en del av kjernen kan den omdannes til et nøytron på grunn av den indre energien til kjernen, som fører til fenomenet b + -decay eller E-capture.

La oss dvele ved interessant spørsmål om fremveksten av frie β-partikler i prosessen med β-nedbrytning av kjerner. Det er ingen tvil om at kilden til β-partikler er kjernen, men et stort nummer av eksperimentelle data indikerer at det ikke er noen β-partikler i kjernen. Allerede før oppdagelsen av nøytronet (1932) og opprettelsen av proton-nøytronmodellen av kjernen (Ivanenko, Heisenberg, 1932), ble det foreslått en modell av atomkjernen som inneholder protoner og elektroner. For eksempel ble kjernen representert som 14 protoner og 7 elektroner. På den tiden var det kjent at protonet og elektronet har et halvt heltallsspinn lik 1/2, og ifølge denne modellen skulle kjernespinnet være et halvt heltall. Imidlertid var det eksperimentelt målte spinn av kjernen lik enhet. Denne motsetningen ble kalt "nitrogenkatastrofen." Dette innebærer urettferdigheten til proton-elektronmodellen til kjernen. Dette er også bevist av størrelsesordenen til de magnetiske momentene til kjernene, som ikke overstiger flere Bohr-kjernemagnetoner (se §1.6 s.2). Hvis elektroner var en del av kjernen, ville det være naturlig å forvente at de magnetiske momentene til kjernene skulle være nær i størrelsesorden Bohr-atommagneten, hvis størrelse er ~2000 ganger større enn den kjernefysiske. Til slutt er umuligheten av eksistensen av bundne elektroner i kjernen bevist av den kvantemekaniske sammenhengen mellom usikkerhetene Δ s og Δ r samtidig måling av momentum og koordinater til elektronet i kjernen:

som tilsvarer elektronenergi > 20 MeV. Denne energiverdien overstiger betydelig høyden på Coulomb-barrieren for elektroner i de tyngste kjernene ( I k ≈ 15 MeV), og energien til β-forfallselektroner. Altså ifølge moderne ideer Det er ingen elektroner i kjerner, og de blir født direkte under b-forfallet til kjernen, noe som fremgår av fødselen av spesielle partikler: nøytrinoer (ν) og antinøytrinoer, som til sammen kalles nøytrinoer.

Det er veldig enkelt å eksperimentelt oppdage β - og b + -henfall ved å detektere høyenergi-β-partikler ved bruk av konvensjonelle metoder. Det er umulig å oppdage nøytrinoer produsert under E-fangst ved bruk av konvensjonelle laboratoriemetoder. Imidlertid er E-fangst ledsaget av karakteristisk røntgenstråling, som oppstår på grunn av det faktum at den resulterende energiledigheten etter fangst av et elektron av kjernen er fylt med elektroner fra de overliggende elektronskallene til atomet. Karakteristisk bølgelengde røntgenstråling bestemmes av Z-verdien til kjernen (Moseleys lov), som gjør det mulig å identifisere ladningen til moderkjernen. I tillegg kan overgangsenergien overføres direkte til et av de ytre skallelektronene, noe som resulterer i utslipp av monoenergetiske elektroner (de s.k. Auger-elektroner). Det var fra slike medfølgende fenomener at E-fangst ble oppdaget (Alvarets, 1937).

Under β-forfall frigjøres energi lik forskjellen mellom massen til det opprinnelige systemet og den endelige massen, uttrykt i energienheter:

= M(A, Å) - M(A,Z+1) - m β > 0, =M(A, Å) - M(A,Z-1) - m β > 0, HENNE = M(A, Å) + m e - M(A,Z-1) - e e > 0,

(3.5.9)

hvor m e og ε e er massen og bindingsenergien til et atomelektron som fanges opp av kjernen. På høyresiden av (3.5.9) er hvilemassene til nøytrinoer og antinøytrinoer utelatt, siden hvilemassene deres m ν ifølge moderne konsepter ikke overstiger 30 eV(m ν<< m e).

Hvis vi legger til og subtraherer til høyre side av likheter (3.5.9) Z m e, så nøyaktig til bindingsenergien til elektroner i et atom, kan energien til den tilsvarende typen β-forfall uttrykkes gjennom massene av atomer:

= M kl(A, Å) - M kl(A,Z+1) > 0, = M kl(A, Å) - M kl(A,Z-1) - 2m e > 0, E E =M kl(A, Å ) - M kl(A,Z-1) - e > 0.

(3.5.10)

En positiv forfallsenergi er en nødvendig energibetingelse for muligheten for β-forfall. Derfor uttrykker (3.5.9) og (3.5.10) energiforholdene til de tilsvarende typene β-forfall. Det er uaktuelt å bruke konseptet med bindingsenergi til β-partikler i kjernen for disse formålene, siden det ikke er noen β-partikler i kjernen.

Det ble oppgitt ovenfor at b + - decay og E-capture konkurrerer med hverandre. Fra (3.5.10) er det åpenbart at dersom betingelsen for β + -forfall er oppfylt, vil sistnevnte i enda større grad være oppfylt, og E-fangst kan oppstå selv når β + -forfall er energetisk umulig. Alle oddetallskjerner, med unntak av de fire lette kjernene 2 H, 6 Li, 10 B og 14 N nevnt ovenfor, er ustabile overfor β-forfall og opplever svært ofte alle tre typene b. - kollapse, men med annen sannsynlighet. Dette forklares av effekten av sammenkobling av nukleoner med samme navn, som et resultat av at en oddetalls kjerne "strever" å bli jevn på alle mulige måter (fig. 2.2.1, b). For eksempel gjennomgår 40 % av kjernene β - -forfall, 40 % % - E-fangst og klokken 20 % - b + - forfall Som alltid bør disse dataene forstås i en statistisk forstand, og hver spesifikke kjerne kan enten oppleve β - ‑forfall eller E‑fangst, eller b. + - forfall

La oss anslå den maksimale energibrøken som kan mottas av en ueksitert datterkjerne når nøytrinoenergien er null. I dette tilfellet vil den kinetiske energien til β-partikkelen ( Tβ) max og datterkjernen T Jeg har de maksimalt mulige verdiene. La mors kjerne hvile. Så følger det av loven om bevaring av momentum

Derfor kan vi med god nøyaktighet sette = E β .

Energien til β-partiklene måles ved størrelsen på deres avbøyning når de beveger seg i et konstant magnetfelt ved hjelp av spesielle enheter kalt magnetisk β- spektrometre. Sistnevnte er en magnetisk pulsanalysator av β-partikler og ligner på et massespektrometer. Målinger har vist at i prosessen med β-forfall av identiske kjerner, β-partikler av alle energier fra null til energi ( T e) maks, kalt øvre grense β- spektrum, og omtrent like Eβ fra (3.5.10). I motsetning til linjespektrene til α-partikler (se fig. 3.4.1), er energispekteret til β-partikler således kontinuerlig. I fig. 3.5.1. energispekteret til β - partikler som sendes ut under nedbrytningen av et fritt nøytron (3.5.6), hvis form er veldig typisk, presenteres. Energispektrene til lette kjerner er mer symmetriske og for dem er gjennomsnittsenergien til utsendte β-partikler omtrent lik (1/2)·( T e) maks. I tunge kjerner er den gjennomsnittlige energien til β-partikler vanligvis nær 1/3 av maksimum og for de fleste naturlige kilder til β-stråling er innenfor området 0,25 ÷ 0,45 MeV.

Tolkningen av de listede trekkene til energispektrene til β-partikler på en gang forårsaket store vanskeligheter. Faktisk, hvis vi ikke gjør noen forutsetninger, må i henhold til (3.5.10) de utsendte β-partiklene, i likhet med α-partiklene, ha en strengt definert verdi og lik ( Tβ) maks energi, bestemt av energiutbyttet av forfallet. Men spekteret inneholder b - partikler med lavere energi og spørsmålet oppstår uunngåelig - hvor forsvinner resten av energien i hvert tilfelle av b-forfall, når T β < (T e) maks? Disse betraktningene tjente som grunnlag for hypotesen (Pauli, 1931) om fremveksten i β-forfallsprosesser av en elektrisk nøytral partikkel med en hvilemasse nær null og et spinn lik 1/2. Denne partikkelen, senere kalt en nøytrino, skal frakte bort det meste av (~ (2/3)·( T e) maks) forfallsenergi. I tillegg til loven om bevaring av energi, er det et annet viktig argument som nødvendigvis fører til nøytrinohypotesen - loven om bevaring av spinn. La oss vurdere henfallet (3.5.6) til et fritt nøytron. Et nøytron med spinn 1/2, som bare forfaller til et proton (spinn 1/2) og et elektron (spinn 1/2) vil gi et totalt spinn av produktene lik 0 eller 1, noe som er i strid med loven om bevaring av momentum , for hvilken det er nødvendig å anta fødselen av en partikkel med halvt heltallsspinn. Å ta hensyn til orbitalmomentene til protonet og elektronet endrer ikke noe, siden de alltid er heltall.

Under β-forfall, i motsetning til α-forfall, sendes altså ikke én, men to partikler ut fra kjernen. På grunn av den statistiske naturen til fenomenet radioaktivitet i hver handling av β-forfall, kan fordelingen av forfallsenergi mellom β-partikkelen og nøytrinoen være hvilken som helst, dvs. den kinetiske energien til et elektron kan ha en hvilken som helst verdi fra null til ( Tβ) maks. For et svært stort antall henfall er resultatet ikke lenger tilfeldig, men en helt regelmessig energifordeling av β-partikler, kalt β-partikler. spektrum.

Nøytrinoer samhandler praktisk talt ikke med materie og deres frie vei (avstand til den første interaksjonen) i fast materie er omtrent 10 16 km, noe som gjør det ekstremt vanskelig å registrere dem. Derfor er det praktisk talt umulig å måle energien til nøytrinoer og observere deres energifordeling, og faktisk er den eneste tilgjengelige for registrering bare β-spekteret. I lang tid var informasjon som bekreftet eksistensen av nøytrinoer indirekte av natur og ble først innhentet i 1942 (Allen) ved å måle rekylenergien til datterkjerner under E-fangst. Direkte observasjon av nøytrinoer ble oppnådd først i 1953 (Reines og Cowan) etter opprettelsen av kraftige atomreaktorer, hvis drift er ledsaget av frigjøring av store nøytrinofluxer.

Dannelsen av en datterkjerne som et resultat av β-forfall i grunnenergitilstanden er unntaket snarere enn regelen. Typisk forekommer β-forfall ganske fritt både på bakkenivå og på relativt sterkt (sammenlignet med α-forfall) eksiterte nivåer, og flere eksiterte nivåer av datterkjernen kan observeres. Spente datterkjerner går til grunntilstanden og sender ut γ-kvanter. Derfor er β-forfall nesten alltid ledsaget av γ-stråling, som representerer hovedfaren ved håndtering av radioaktive stoffer.

Eksitering av datterkjernen til energi skjer på grunn av forfallsenergien Eβ og i dette tilfellet maksimal energiβ-spektrum

.

(3.5.13)

Hvis det under β-forfall er dannelsen av en datterkjerne i flere eksiterte tilstander mulig, så er det komplette β-spekteret en superposisjon av flere β-spektre med deres grenseenergier og kan ha en kompleks form. Hver spektrumkomponent er preget av sin utgang, dvs. andelen forfall som fører til dannelsen.

Samme som en - forfall (fig. 3.4.1), b-forfall er praktisk representert ved hjelp av et diagram. I fig. 3.5.2 viser diagrammet β + - forfall av 14 O-kjernen, som et resultat av at datterkjernen 14 N blir født i en eksitert tilstand. Ved overgang til grunntilstanden sender datterkjernen ut et g-kvantum med en energi på 2,31 MeV.

Sannsynlighet b - forfall bestemmes av den såkalte utvelgelsesregler på paritet og tilbake. De er som følger. 1) Hvis pariteten til moren R m og datterselskap R d-kjerner sammenfaller, dvs. hvis R m R d = +1, da har slike b-overganger størst sannsynlighet ( tillatt i språket kvantemekanikk). 2) Total vinkelmoment båret bort av begge partiklene ved b - forfall er lik

L = s β + s ν + l β + l ν ,

(3.5.14)

Hvor s Og l– spinn og banemoment til de tilsvarende partiklene. Emisjon av b-partikler og nøytrinoer l> 0 ekstremt usannsynlig ( forbudt på kvantemekanikkens språk), og tillatt er overganger fra l = 0.

Tillatte b-overganger er således de som R m R d = +1 og l= 0. For tillatte overganger vil endringen i kjernens spinn kun bestemmes av orienteringen til spinnene til de utsendte partiklene. Det er to muligheter.

a) β-partikkelen og nøytrinoen sendes ut med motsatt rettede spinn, slik at den totale bevegelsen båret bort av begge partiklene er null (orienteringen av spinnet til nukleonet som gjennomgår β-nedbrytning er bevart) og kjernens spinn. endres ikke, dvs. Δ Jeg= 0. Slike overganger kalles Fermi, og tilsvarende utvelgelsesregler

Er kalt Fermi utvelgelsesregler.

b) β-partikkelen og nøytrinoen sendes ut med identisk rettede spinn, slik at den totale bevegelsen båret bort av begge partiklene er lik enhet (orienteringen av nukleonspinnet er reversert). Mulige endringer i kjernens spinn vil være Δ Jeg= 0, ±1. Hvis vi ekskluderer 0 – 0 overganger der kjernespinnet er lik null, både i start- og slutttilstand, får vi Gamow-Teller valgregler

La oss merke nok en gang at for 0 - 0 overganger Gamow-Teller overganger strengt forbudt, dvs. kan ikke oppfylles under noen omstendigheter.

Derfor er sannsynligheten direkte b - Forfallet og dannelsen av en datterkjerne i en bestemt energitilstand avhenger veldig av pariteten og forskjellen i spinnene til de innledende og siste tilstandene til kjernene. Denne situasjonen er tydelig synlig i diagrammet (fig. 3.5.2) over forfallet av 14 O-kjernen, hvor det er indikert at sannsynligheten for at datterkjernen havner i grunntilstanden med karakteristikk 1 + er ubetydelig.

Eksitasjonsenergien til datterkjerner bestemmes av systemet med kjerneenerginivåer og ligger vanligvis i området 0,1 ÷ 3 MeV. I disse tilfellene skjer overgangen av den eksiterte datterkjernen til grunntilstandene på vanlig måte. I sjeldne tilfeller kan imidlertid eksitasjonsenergien til datterkjerner nå 8 ÷ 11 MeV, som overskrider nukleonets bindende (separasjons)energi:

.

(3.5.17)

I dette tilfellet frigjøres den eksiterte datterkjernen fra overflødig energi, og sender nesten umiddelbart ut et nukleon - et proton eller et nøytron, avhengig av hvilken av nukleonene som oppfyller betingelsen (3.5.17). Disse nukleonene kalles de som er sent ute, siden de vises som et resultat av fremveksten av svært eksiterte tilstander til datterkjernen først etter β-forfallet til forelderen forløper kjerne.

La oss se nærmere på utslippsprosessen forsinkede nøytroner fisjonsfragmenter (se §5.2), som brukes til å kontrollere kjedereaksjon divisjoner (se §5.3). Tidspunktet for opptreden av forsinkede fisjonsnøytroner, i motsetning til prompte (se §5.2), bestemmes av halveringstidene til forløperkjernene. I fig. 3.5.3 viser et diagram over dannelsen av forsinkede nøytroner under nedbrytningen av 87 Br-kjernen dannet under fisjon av 235 U. I omtrent to tilfeller av hundre β - henfall av 87 Br-kjernen, datterkjernen 87 Kr vises i en svært opphisset tilstand med eksitasjonsenergi = 5,8 MeV. Bindingsenergien til det siste nøytronet i 87 Kr-kjernen er ε n = 5,53 MeV, som er mindre enn eksitasjonsenergien og derfor sendes et nøytron ut med kinetisk energi 0,27 MeV og det dannes en stabil 86 Kr kjerne. To årsaker kan indikeres for en så lav bindingsenergi til det siste nøytronet: kjernene til fisjonsfragmenter er overmettet med nøytroner (de ligger under stabilitetssporet, se fig. 1.1.2); og i tillegg har 87 Kr-kjernen ett ekstra nøytron utover det lukkede skallet på 50 nøytroner i den magiske kjernen. De samme årsakene forårsaker tilsynekomsten av forsinkede nøytroner under β - nedbrytning av et tungt fisjonsfragment av 137 I, som kan transformeres til en svært eksitert 137 Xe * kjerne. Etter å ha sendt ut et nøytron, blir 137 Xe*-kjernen til en stabil kjerne med det magiske antallet nøytroner lik 82.

Dermed kan vi indikere to omstendigheter som favoriserer oppfyllelsen av betingelsen (3.5.17) og følgelig opptredenen av forsinkede nøytroner under β - henfall: - forbudet mot dannelsen av en datterkjerne i grunnenergitilstanden og den lille verdien av nøytronbindingsenergien ε n.

Hvis kjernene er sterkt overbelastet med nøytroner og befinner seg under stabilitetssporet (fig. 1.1.2), så er dannelsen av suksessive kjeder av β - henfall mulig. En lignende situasjon er observert i kjernereaktor, når fisjonsprodukter (fragmenter) dannes med ulik sannsynlighet stort antall(hundrevis) forskjellige kjeder- forfaller. I fig. Figur 3.5.4 viser to av de mest sannsynlige kjedene, der utslipp av forsinkede nøytroner fra 139 Xe og 94 Sr-kjernene er notert, den fysiske årsaken til utseendet til disse er diskutert ovenfor.

I kjeden av β - henfall på 95 Kr observeres et annet vanlig fenomen, kalt kjernefysisk isomeri. 95 Zr-kjernen forfaller til dannelse isomert par: forekomst med forskjellige sannsynligheter for 95 m Nb-kjerner i en metastabil tilstand og 95 Nb-kjerner i hovedsak energitilstand. Fenomenet nukleær isomeri er nærmere omtalt i §3.6.

Teorien om b-forfall ble skapt av Fermi i 1934 i analogi med kvanteelektrodynamikk, der emisjon og absorpsjon av fotoner betraktes som et resultat av samspillet mellom ladning og ladningen skapt av seg selv elektromagnetisk felt(se §1.9 punkt 5). I dette tilfellet er ikke fotoner inneholdt i ferdig form i ladninger, men blir født direkte i utslippsøyeblikket.

I Fermi-teorien betraktes b-forfallsprosessen som et resultat av samspillet mellom et nukleon og en ny type felt (elektron-nøytrino-felt), som et resultat av at nukleonet, som er i en av to mulige nukleontilstander - proton eller nøytron - sender ut en b-partikkel og nøytrino og går inn i en annen nukleontilstand. Nukleoner er kilder til b-partikler og nøytrinoer, som er født direkte i øyeblikket for transformasjon av nukleoner i elektron-nøytrino-feltet. Felt av denne typen kalles for tiden elektrosvake.

Alle interaksjoner kjent for vitenskapen er assosiert med bare fire typer felt: sterk (kjernefysisk), elektromagnetisk, elektrosvak og gravitasjon. For eksempel alle kjemiske reaksjoner tilhører klassen av elektromagnetiske interaksjoner, siden de utføres av de elektriske kreftene til de elektroniske skallene til atomer. Spesielt er alle manifestasjoner av liv på jorden også av elektromagnetisk natur. Den sterke (nukleære) interaksjonen holder nukleoner i kjernen og manifesterer seg i ulike kjernefysiske reaksjoner. Den svake interaksjonen er ansvarlig for b-forfall og mesonforfall. Gravitasjonsfeltet manifesterer seg på en makroskopisk og kosmisk skala. Hvis vi ordner alle disse interaksjonene i henhold til deres relative intensitet, får vi følgende bilde:

sterk 1

elektromagnetisk ~ 10 -2

elektrosvak ~ 10 -14

gravitasjons ~ 10 -40.

Man skal ikke tro at disse tallene bestemmer rollen til de tilsvarende interaksjonene (feltene) i naturen. De er like grunnleggende, det vil si at uten noen av dem er universets eksistens umulig.

Fermis teori gjorde det mulig å beregne b-spektrene og innflytelsen på formen til b-spektrene til Coulomb-feltet til atomets kjerne og elektronskall. Ved lav energi til den unnslippende ladede partikkelen, blir formen til ethvert β-spektrum forvrengt av Coulomb-interaksjonen mellom kjernen og β-partikkelen til kjernen som rømmer fra den (fig. 3.5.5). Coulomb-feltet til kjernen påvirker b - - partikler bremseeffekt. Som et resultat viser det seg at spekteret i den "myke" (lavenergi) energiregionen er beriket med partikler. β - - Spektra med avskjæringsenergi mindre enn 1 MeV for middels og tunge kjerner har de ikke et maksimum i det hele tatt, men avtar monotont. I spektra b+ - forfall, det myke området av spekteret, tvert imot, viser seg å være utarmet. Feltet til elektronskallet til et atom har en ubetydelig effekt på spekteret.

Når du studerer b - forfallsfenomener en av de grunnleggende oppdagelsene ble gjort kjernefysikk- ikke-bevaring av paritet i svake interaksjoner. Hypotesen om paritets-ikke-konservering i svake interaksjoner ble fremsatt i 1956 av Lee og Yang, som viste at det, i motsetning til Fermis teori, basert på loven om paritetsbevaring, er mulig å konstruere en teori b. - forfall uten å ta hensyn til denne loven, som ikke var i strid med alle eksperimentelle fakta kjent på den tiden. De foreslo også et eksperiment for å oppdage paritetsbrudd på b - kollaps, som ble iscenesatt i 1957 av Wu. Hovedtrekkene ved dette eksperimentet er som følger (fig. 3.5.7). b-En aktiv prøve på 60 Co, hvis kjerner har et stort spinn og magnetisk moment ( Jeg= 5, m = 3,78 m B) , plassert i et magnetfelt sirkulær strøm og avkjølt til veldig lavt (~ 10 -2 TIL) temperaturer. Dette var nødvendig for å orientere de magnetiske momentene og, følgelig, spinnene til 60 Co-kjerner i en bestemt retning (polarisering) og redusere påvirkningen av termiske vibrasjoner av kjernene. For en 60 Co-prøve polarisert på denne måten, b - partikler som flyr i vinkel q og p-q i forhold til retningen til det polariserende magnetfeltet, det vil si i forhold til retningen til kjernens spinn. Når paritetsbevaringsloven er oppfylt, er betingelsen oppfylt for kvadratmodulen til bølgefunksjonen

de. inversjon av koordinatsystemet kan ikke endre sannsynligheten for å oppdage en partikkel. Fra asimutvinkel j ingenting avhenger av erfaring. Følgelig, hvis paritet er bevart, er sannsynligheten for å oppdage en b-partikkel i en vinkel q ("fremover") og s - q ("tilbake") er den samme. Erfaring har vist en betydelig forskjell i antall partikler ved disse vinklene. Betydelig (~ 40%) flere b-partikler beveget seg "forover" (i retning av magnetfeltstyrkevektoren) enn "bakover". Dermed viste det seg at loven om bevaring av paritet, som virket like grunnleggende og ukrenkelig som andre bevaringslover, ble brutt ved svake interaksjoner. Dette førte til en revisjon og foredling av teorien om svake interaksjoner.