Физика атомного ядра и элементарных частиц в период 1930-1940 гг. (нейтрон, позитрон и мюон; космические лучи и ускорители; первые ядерные реакции и деление урана)0

В период 1930–1940 годов были заложены основы современной физики атомного ядра и элементарных частиц. В физике частиц эти годы ознаменованы открытием нейтрона n(начало 1932 г.), позитрона e+ (осень того же года) и мюона μ (1938 г.), а также предсказанием существования нейтрино ν (1930 г.) и π-мезона (1935 г.). Три из них: позитрон, мюон и позднее (в 1947 г.) π-мезон были обнаружены в составе космических лучей, свойства которых широко исследовались в это время. В теоретической ядерной физике в тот же период были предложены протон-нейтронная структура атомного ядра, теории β-распада и ядерных сил, капельная и оболочечная модели ядра. В экспериментальной ядерной физике в это время были открыты искусственная β+ и β­–радиоактивность; построены первые ускорители, с помощью которых получили высокоэнергетичные электроны, протоны и нейтроны и исследовали их взаимодействие с ядрами; открыта и детально изучена ядерная изомерия у искусственно полученных радиоактивных изотопов; открыто деление урана и построена теория цепной ядерной реакции деления.

Приведённый ниже популярный очерк об этих достижениях в области физики ядра и элементарных частиц может быть использован в качестве методического материала по разделу 6.1 ”Программы кандидатских экзаменов по истории физики”. В соответствии с общим планом создания пособия по истории науки в прилагаемом изложении большое внимание уделено истории появления и развития той или иной физической идеи и принципу преемственности между новым и старым в этом процессе. Широко отмечены заслуги ведущих учёных мира и подчёркнута роль отечественных физиков.

Предыстория становления и развития современной ядерной физики

Конец 20-х и начало 30-х годов прошлого столетия были буквально перенасыщены великими открытиями. В 1928 г. П. Дирак предсказал существование в природе первой античастицы — позитрона, который через 4 года (в 1932 г.) был открыт К. Андерсеном в составе космических лучей. В том же 1928 г. совместными усилиями трёх российских физиков — теоретиков Л.И. Мандельштама, М.А. Леонтовича, открывших квантовомеханический эффект туннелирования, и Г.А. Гамова, построившего на его основе теорию α-распада, была решена загадка этого процесса (через 30 лет после его открытия). А в 1930 г., т.е. спустя два года после предсказания позитрона, было предсказано существование ещё одной новой элементарной частицы — нейтрино с совершенно необычными свойствами. Ввиду исключительной важности этого предсказания расскажем о нём подробнее. Дело в том, что, хотя в 1928 г. загадку α-распада наконец-то решили, с пониманием особенностей протекания другого вида естественной радиоактивности — β-распада (открытого столь же давно) дело обстояло удручающе плохо. Трудность заключалась в том, что в отличие от дискретных спектров α-частиц и γ-квантов, испускаемых в процессах α- и γ-распадов (как и должно быть в соответствии с законами сохранения энергии и импульса при распаде ядра на две частицы) спектр электронов β-распада имеет непрерывный характер. Между тем в то время считали, что и в случае β-распада в конечном состоянии тоже образуются две частицы: остаточное ядро и электрон. Другими словами непрерывный характер спектра электронов β-распада как бы находился в противоречии с законами сохранения энергии и импульса. Сложившаяся ситуация выглядела настолько серьезно, что великий физик Н. Бор даже именно это и предположил: в элементарных актах β-распада законы сохранения энергии и импульсов нарушаются.

К счастью, Бор ошибся. Законы сохранения были спасены в самом конце 1930 г. молодым (ему в это время было 30 лет) физиком-теоретиком В. Паули, который в знаменитом письме[1] участникам физического семинара в Тюбингене (Германия) предсказал существование новой элементарной частицы, которую он назвал нейтроном (в это время «настоящий» нейтрон еще не был открыт). Позднее Э. Ферми предложил переименовать частицу Паули в нейтрино. Паули считал, что нейтрино, так же как электрон, входит в состав ядра и в процессе β-распада они вместе вылетают из него. В этом случае непрерывный спектр электронов согласуется с законами сохранения энергии и импульса, однако, чтобы «оправдать» экспериментаторов, которые не обнаружили новую частицу, ей пришлось приписать самые экзотические свойства: нулевой электрический заряд, очень малую (заметно меньше массы электрона) или даже нулевую массу, ничтожно малый магнитный момент и, как следствие, чрезвычайно малое сечение взаимодействия с веществом (~ 10-43 см2 при энергии 1 МэВ). Любопытно отметить, что сам Паули не верил в возможность экспериментального обнаружения нейтрино и даже поспорил со своим другом по этому поводу. Но на этот раз ошибся он и тоже, к счастью. Через 23 года существование нейтрино (точнее, антинейтрино) было доказано в опыте Ф. Рейнеса[2] и К.Л. Коуэна [2].

По современной классификации элементарных частиц открытое антинейтрино, а также соответствующее ему нейтрино, называются электронными и обозначаются соответственно ν̃e и νe. Кроме них в настоящее время экспериментально доказано существование еще двух видов нейтрино и антинейтрино: мюонных νμ и ν̃μ, и тауонных ντ и ν̃τ. При этом все перечисленные выше шесть частиц отличаются друг от друга не только в смысле vе ≠ vm, vе ≠ vt и vμ ≠ vt (а также ν̃e ≠ ν̃μ и т.п.), но и в смысле ν̃e ≠ nе , ν̃μ ≠ nm и ν̃τ ≠ nt . И это тоже экспериментальные факты (подробнее см. разд.6 настоящего обзора).

Рассмотренный период времени был богат не только великими теоретическими открытиями, но и очень крупными достижениями физиков-экспериментаторов, о двух из которых мы здесь расскажем.

В 1919 г. Ф. Астон[3] сконструировал масс-спектрограф, с помощью которого в том же году открыл изотопы у Cl и Hg. В последующие годы число обнаруженных им изотопов превысило две сотни. В 1927 г. Астон сконструировал второй спектрограф с большей разрешающей силой и с его помощью показал, что масса ядра меньше суммы масс входящих в него частиц, т. е. по существу ввел понятие энергии связи ядра (подробнее об энергии связи см. раздел 3 обзора).

В 1931–32 гг. был сооружён целый ряд установок для искусственного получения быстрых заряженных частиц. В 1931 г. Р. Ван де Грааф построил электростатический ускоритель заряженных частиц, а в 1932 г. Дж. Кокрофт[4] и Э. Уолтон — каскадный генератор, в котором также использовался электростатический принцип ускорения. На электростатических установках были получены протоны и дейтроны с энергией в несколько сотен кэВ и осуществлены первые ядерные реакции под действием искусственно ускоренных частиц, (а не α- частиц радиоактивного источника, как раньше), в частности, реакция расщепления ядра лития.

В СССР первую ускорительную установку построили ещё в 1922 г. Л.В. Мысовский и В.Н. Рукавишников в ленинградском Радиевом институте. В 1930 г. начались разработки методов ускорения в лаборатории П.И. Лукирского Ленинградского университета, где было получено высокоэнергетическое тормозное γ- излучение и в Украинском физико-техническом институте (УФТИ, г. Харьков), где в 1932 г. К. Синельников, А. Лейпунский, А. Вальтер и Г. Латышев повторили опыты Кокрофта и Уолтона по расщеплению ядер лития. В 1934 г. И.В. Курчатов с сотр. провёл аналогичные опыты в Ленинградском физико-техническом институте с ядрами лития и бора.

В 1931 г. Э. Лоуренс построил первый циклотрон-резонансный циклический ускоритель, идея создания которого была выдвинута им еще в 1929 г.[5] В связи с тем, что последний метод ускорения особенно интенсивно прогрессировал в последующих разработках мы остановимся на нем подробнее.

Для нерелятивистской частицы с массой m, импульсом р и зарядом Z, движущейся в магнитном поле с индукцией В по орбите с радиусом r справедливы следующие соотношения:

ω = ZeB/mc (1)
и
pc = ZeBr (2)
Из формул (1) и (2) видно, что при постоянной индукции В частота ω обращения частицы не зависит от ее энергии, а радиус обращения r пропорционален импульсу р, т.е. траектория частицы представляет собой раскручивающуюся спираль. Энергия частиц пополняется за счет высокочастотного электрического поля, частота которого равна или кратна w. Заметим, что первый советский (он же первый европейский) циклотрон был построен под руководством Л.В. Мысовского и И.В. Курчатова с сотр. в Радиевом институте (г. Ленинград) и запущен в начале 1937 г. В связи с начавшейся войной он был перевезён в Москву, где начиная с 1943 г. использовался Курчатовым для работ по ядерной физике.

Особенно ценным преимуществом циклотрона является то, что кроме ускорения протонов и ионов, он позволяет получать быстрые нейтроны, которые в первое время после их открытия тоже получали с помощью реакций, идущих под действием α-частиц (подробнее об открытии и свойствах нейтрона см. разд. 2). Однако эта двойная ценность циклотрона была ограничена невозможностью с его помощью ускорения протонов до энергий выше 30 МэВ (при некоторых усовершенствованиях до 35 МэВ).

Дело в том, что при более высоких энергиях начинает сказываться релятивистское возрастание массы протона, значение которой согласно специальной теории относительности растет пропорционально лоренц-фактору

где β = v/c, v — скорость частицы, с — скорость света в вакууме. В связи с этим более правильно формула (1) должна быть записана в виде

w = ZeB/γmc, (4)

где γ >1, вследствие чего при энергиях ³ 35 МэВ частота w обращения частиц в циклотроне начинает отставать от частоты ускоряющего высокочастотного электрического поля, и дальнейшее ускорение становится невозможным.

Радикальное решение этой проблемы было дано в 1944 г. В.И. Векслером [4] и независимо в 1945 г. Э. Мак-Милланом, предложившими принцип автофазировки, различные вариации которого позволяют создавать ряд новых типов ускорителей на значительно более высокие энергии: так называемые синхротроны, фазотроны и синхрофазотроны[6]. В синхротроне, применяемом для ускорения релятивистских электронов, отмеченный выше дисбаланс частоты обращения частицы и частоты ускоряющего электрического поля устраняется применением переменного во времени магнитного поля, в фазотроне (синхроциклотроне) — изменением частоты ускоряющего электрического поля, в синхрофазотроне — одновременным изменением магнитного и электрического полей (причем таком, чтобы сохранялся постоянный радиус орбиты). В свое время построенные по принципу автофазировки ускорители России имели рекордные энергии ускоренных протонов (10 ГэВ у дубненского синхрофазотрона, построенного в 1957 г. и 76 ГэВ у серпуховского — 1967 г.) Теперь пальма первенства принадлежит США, где работает ускоритель с встречными пучками 2х1000 ГэВ и ЦЕРН-у, где строится ускоритель с встречными пучками на энергию 2х7 ТэВ.

Открытие нейтрона и создание протон-нейтронной модели атомного ядра.

В 1932 г. был открыт нейтрон n и предложена протон-нейтронная модель атомного ядра, в связи с чем этот год можно назвать годом рождения современной ядерной физики.

Первые сигналы о существовании новых нейтральных частиц были получены в 1930 г. В. Боте[7] и Г. Бекером, которые в результате облучения a-частицами полония ядер Be и Li обнаружили вместо ожидаемых протонов новое нейтральное излучение, очень слабо (слабее, чем γ-излучение) поглощающееся в свинце. В 1932 г. супруги И. и Ф. Жолио-Кюри, применив камеру Вильсона, установили, что новое излучение при встрече с легким веществом выбивает из него ядра отдачи, происхождение которых и на этот раз нельзя было отнести на счет γ-квантов (не хватало энергии)[8]. Эту загадку в том же 1932 г. разрешил Дж. Чедвик[9], исследовавший новое излучение при помощи ионизационной камеры, поочередно наполняемой водородом и азотом. Возникающие под действием нового излучения ядра отдачи создавали на своем пути ионы, регистрировавшиеся ионизационной камерой в виде импульсов тока, по величине которых можно было судить о кинетической энергии ядер отдачи. С помощью законов сохранения энергии и импульса легко получить соотношение, связывающее между собой максимальные значения кинетической энергии ядер отдачи азота и водорода, массы этих ядер и массу ядра нового излучения [5]. Подсчет дал для нее значение, близкое к массе протона mn ≈ mp ≈ 1840 me ≈1,66×10-24 г. В наши дни наличие массы у нейтрона очень наглядно демонстрируется в ОИЯИ (Дубна) по гравитационному искривлению первоначально горизонтального пучка медленных нейтронов. «Эффект» виден даже снаружи павильона, в котором движется пучок (по постепенно снижающейся крыше).

Поскольку упомянутый в разд. 1 метод массспектрометрии, с помощью которого определяются массы заряженных частиц, для нейтральных частиц не применим, точное значение массы нейтрона было определено из энергетического баланса ядерных реакций с участием нейтронов. Оказалось, что оно равно mn = 1838,7 me, т. е. что нейтрон на 2,5 me тяжелее протона (mp = 1836,2 me) и, следовательно, энергетически разрешен радиоактивный распад нейтрона с преобразованием его в протон. Экспериментально распад нейтрона был впервые обнаружен в 1950 г. (в СССР П.Е. Спиваком и А.Н. Сосновским).

В том же 1932 г., когда был открыт нейтрон, В. Гейзенберг [6] и Д.Д. Иваненко [7] предложили протон-нейтронную (p—n)-модель атомного ядра, в соответствии с которой в состав ядра с массовым числом А и зарядом Z входят Z протонов и (А-Z) нейтронов, а электронные оболочки атома содержат Z электронов. (p—n)-Модель легко преодолела трудности прежней (p—е)-модели, которая, во-первых, не могла объяснить очень малые значения магнитных моментов ядер сравнимые с магнитным моментом протона, т.е. примерно в 103 раз меньше, чем у электронов. Между тем согласно (p-е)-модели электроны входят в состав ядра и, следовательно, должны определять значения его магнитного момента. Во-вторых, (p—е) — модель не могла объяснить несоответствие между экспериментальным и вытекающим из модели типом статистики для ядра азота. По (p—е) — модели ядро содержит нечетное (14р+7е) число частиц с полуцелым спином, т. е. в соответствии с известным правилом должно подчиняться статистике Ферми-Дирака. Между тем из эксперимента следовало, что это ядро подчиняется статистике Бозе-Эйнштейна («азотная катастрофа»).

В (p—n) модели обе эти трудности отпали сами собой, поскольку нейтрон так же, как и протон имеет полуцелый спин и такого же порядка как у протона магнитный момент (правда другого знака). Таким образом, ядро азота состоит из четного (7p + 7n) числа частиц с полуцелым спином и никакой «азотной катастрофы» не наблюдается. Нет противоречия и с малой величиной магнитных моментов ядер.

В настоящее время (p—n) модель атомного ядра является общепринятой. Число различных химических элементов после недавнего открытия в Дубне возросло до 114, а общее количество нуклидов, т. е. полное число обнаруженных изотопов всех этих 114 элементов давно перевалило за 2000 и продолжает расти. Их ядра характеризуются различным числом содержащихся в них протонов и нейтронов. В легких ядрах
 и нейтронов примерно в 1,5 раза больше, чем протонов, что объясняется кулоновским расталкиванием последних. Связь Z и А для β-стабильных ядер примерно описывается эмпирической формулой

Z = A / (1,98 + 0,015A2/3) (5)

Ядра, в которых это соотношение нарушено, являются β-радиоактивными. Если Z ядра меньше правой части формулы (5), то это ядро будет β— — радиоактивным, если больше, то β+ — радиоактивным. Напомним, что естественная β— — радиоактивность была открыта (вместе с a-распадом) Резерфордом в 1899 г. Что касается искусственной β-радиоактивности, то обе ее разновидности были открыты в 1934 г. Позитронную β-радиоактивность получили И. и Ф. Жолио-Кюри8 в результате облучения легких ядер a-частицами полония, а электронную Э. Ферми[10] в процессах облучения различных веществ медленными нейтронами.

Приведем несколько количественных характеристик атомного ядра. Выше мы говорили, что в 1928 г. Г. А. Гамовым была создана теория a-распада, в которой использовался квантово-механический процесс прохождения a-частицы через барьер (туннельный эффект). Очевидно, что в формулы теории должен входить радиус ядра (как одна из границ кулоновского барьера). С другой стороны в них также входят известные из экспериментов значения энергии a-частиц и времена жизни для многих a-радиоактивных ядер. Поэтому теория a-распада позволяет получить оценку радиуса ядра для a-радиоактивных ядер:

R = r0 A1/3 (6)

где r0 = (1,45-1,5)10-13 см. Если предположить, что закон R ~ A1/3 справедлив не только для радиоактивных, но и для всех остальных ядер, тогда получится A~ R 3 т. е. масса ядра пропорциональна его объему V.

Впоследствии правильность этого предположения была доказана разнообразными методами определения радиусов атомных ядер (электромагнитными и ядерными), анализ которых дал для r0 уточненное значение

r0 = (1,2-1,4)10-13 см (7)

Первое из них (полученное электромагнитными методами соответствует так называемому «электрическому» радиусу ядра, т. е. радиусу шара, в пределах которого расположены нуклоны (точнее, протоны), второй — радиусу области действия ядерных сил (которая несколько больше).

Из формулы (6) следует, что все ядра имеют одинаковую концентрацию n нуклонов:

 (8)

одинаковую плотность r

r = nmN » 1038×1,66×10-24 г » 1014 г см-3 (9)

и одинаковое значение среднего расстояния между нуклонами в ядре:

 (10)

Заметим на будущее, что постоянство плотности ядерного вещества говорит о его несжимаемости.

Энергия связи ядра и капельная модель.

Знание точных значений масс нейтрона и протона позволяет сравнить массу атомного ядра М(A, Z) с суммой масс всех входящих в него нуклонов (Z протонов и (A-Z) нейтронов). И поскольку ядро является прочно связанной системой (которой должна соответствовать минимальная энрегия), то значение его массы всегда оказывается меньше суммы масс входящих в него нуклонов. Напомним, что впервые это показал в 1927 г. Ф Астон (см. разд.1). Величина

ΔW = [Zmp + (A-Z)mn — M(A,Z)]c2 (11)

называется энергией связи ядра относительно всех составляющих его нуклонов. В таблицах обычно приводят массы не ядер, а нейтральных атомов Мат. Поэтому более удобным является другой вариант формулы (11), который совпадает с первым с точностью до малой величины энергии связи электронов:

ΔW = [ZMат()+ (A-Z)mn — Mат(A,Z)]c2 (12)

Энергия связи, отнесенная к массовому числу А называется удельной энергией связи нуклона в ядре:

ε = ΔW / A (13)

В табл. 1 приведены значения ΔW и e для нескольких легких, средних и тяжелых ядер. Из таблицы видно, что в области легких ядер e растет с ростом А, достигая максимального значения 8,8 МэВ при А» 60, а в области тяжелых уменьшается до значения 7,6 МэВ при А = 238 (для урана). Если учесть значения e для всех нуклидов, то для его среднего значения получается ε ≈ 8 МэВ.

Легко видеть, что из приведенной зависимости ε от А вытекает энергетическая выгодность разделения тяжелого ядра (A,Z) на две примерно равные части (A1 , Z1) и (A2 , Z2) с теми же суммарными зарядом (Z1+Z2=Z) и массовым числом (A1+A2=A). Действительно, при делении тяжелого ядра на два более легких из середины периодической таблицы Менделеева (их принято называть осколками деления) выделяющаяся энергия Qдел. выражается формулой:

Qдел. = [M(A,Z) — M(A1,Z1) — M(A2,Z2)] c2, (14)

которую в соответствии с (11) и (13) можно переписать в виде

Qдел. » ε1A1+ε2A2 — εA = A(- ε), (15)

где — среднее значение e для ядер (A1 , Z1) и (A2 , Z2). Но из табл. 1 следует, что даже для

Забегая вперед, отметим, что в 1938 г. О. Ган[11] и Ф. Штрассман, облучая уран нейтронами, обнаружили среди образующихся продуктов элементы из середины таблицы Менделеева [8]. Авторы этого открытия были уверены в его справедливости (как радиохимики), но оно весьма удивило их (как физиков). Объяснение дали Л. Мейтнер и О. Фриш, предположившие, что под действием энергии связи, вносимой нейтроном в ядро урана, оно начинает деформироваться, колебаться и в конце концов разделяется на два ядра — осколка с меньшей массой. Вскоре этот процесс был тщательно изучен экспериментально и теоретически. Главной особенностью реакции деления урана, кроме огромного энерговыделения является то, что из-за отмеченного выше избытка числа нейтронов над числом протонов у тяжелого ядра урана образующиеся при делении ядра-осколки оказываются перегруженными нейтронами (по сравнению с их количеством у этих ядер в природном состоянии) и могут их испускать, вызывая новые акты деления и т. д. Такой процесс называется ядерной цепной реакцией деления. Теория этого процесса была развита в 1939 г. Я.Б. Зельдовичем и Ю.Б. Харитоном [9].

Аналогично, сравнив ε и ε в области совсем легких ядер, можно показать энергетическую выгодность их слияния (синтеза) в одно более тяжелое ядро. В настоящее время получение энергии с помощью процессов реакций деления и синтеза освоено практически, причем первый процесс как в управляемой форме, так и в форме взрыва, а второй только в форме взрыва термоядерной бомбы. В создании первых ядерных реакторов решающую роль сыграли итальянский физик Э. Ферми (работавший в то время в США) и русский физик И.В. Курчатов. Работа над созданием отечественной атомной бомбы проводилась под руководством Ю.Б. Харитона, а термоядерной — А.Д. Сахарова при общем курировании всей программы в целом (мирной и оборонной) со стороны И.В. Курчатова. В реализации задач мирного использования атомной энергии, в частности, создания атомных ледоколов решающий вклад внес А.П. Александров. Он же руководил работами по оборонной транспортной тематике (атомные подводные лодки).

Что касается управляемой термоядерной реакции, то все принципиальные вопросы по ее практической реализации решены и первый термоядерный реактор уже спроектирован. В настоящее время решается вопрос о месте его размещения и обсуждается проблема дальнейшего финансирования. В проекте участвует несколько стран, включая Россию, а его стоимость оценивается в несколько миллиардов долларов). Подробнее о практическом использовании процессов деления и синтеза см. разд. 6.2 настоящего пособия .

Кроме удельной энергии связи e, которая представляет собой среднее значение энергии связи ядра, рассчитанное на один нуклон N, в ядерной физике рассматривается понятие энергии отделения нуклона eN от ядра, т. е. конкретное значение энергии, которое надо затратить, чтобы оторвать от данного ядра (A,Z) один нуклон, например, нейтрон (n) или протон (p):

ep = [mp + M(A-1,Z-1) — M(A,Z)]c2 В отличие от e, значения en (а также ep) сильно флуктуируют от ядра к ядру. Так, например, en()= 20,3 МэВ, а ep()= 1,9 МэВ и ep ()= 20,8 МэВ. В некоторых случаях энергия отделения частицы от ядра может быть отрицательной. Это означает, что такому ядру энергетически выгодно не удерживать, а испустить данную частицу. Так обстоит дело с a-распадом, начиная с висмута . Эти ядра самопроизвольно испускают a-частицы. Напомним, однако (см. разд.1), что, несмотря на энергетическую выгодность a-распада, при его теоретическом объяснении встретились очень серьезные трудности, которые были разрешены только в квантовой механике.

Отмеченное выше приблизительное постоянство удельной энергии связи (e » 8 МэВ), т. е. пропорциональность энергии связи массовому числу (DW » eA) указывает на свойство насыщения ядерных сил, которое типично для химических сил, связывающих молекулы жидкости. О сходстве ядерного вещества с жидкостью говорит также отмеченное раньше постоянство плотности ядерного вещества, т. е. его несжимаемость. Наконец, и по своей форме (которая с самого появления ядерной модели считалась сферической) ядро можно сравнить с каплей воды, тоже имеющей (в отсутствие гравитации) шарообразную форму. Столь большое сходство ядерного вещества с жидкостью позволило построить капельную модель атомного ядра, согласно которой ядро представляет собой шарообразную каплю несжимаемой, сверхплотной, заряженной ядерной жидкости.

Капельная модель была развита в 1935-39 г.г. в трудах немецкого физика К. Вейцзеккера, российского Я.И. Френкеля, датского Н. Бора и американского Дж. Уиллера. В основе модели лежит выражение для энергии связи вида

ΔW = αA — βA2/3 — γZ2 /A1/3 — ξ (A / 2 — Z)2 / A + βA-3/4 (17)

(где α, β, γ, ξ и δ — коэффициенты), позволяющее оценивать энергию связи (а значит и массу ядра и атома) по значениям его Z и A (формула Вейцзеккера). Характер слагаемых формулы (17) определяется перечисленными выше свойствами ядерного вещества, рассматриваемого в форме шарообразной капли. Так, например, член αA характеризует свойство насыщения ядерных сил, член βA2/3 (пропорциональный R2) характеризует своеобразное поверхностное натяжение ядерной капли, а член γZ2/A1/3 — кулоновское отталкивание содержащихся в ней протонов. Коэффициенты формулы (17) определяются из сравнения полученных с ее помощью значений масс атомов с измеренными методом массспектрометрии. В связи с этим формулу Вейцзеккера называют полуэмпирической.

Однако истинная ценность формулы Вейцзеккера заключается не в том, что с ее помощью можно рассчитывать массы ядер и атомов, а в ее аналитическом характере, и упомянутом выше физическом смысле входящих в нее слагаемых. Это становится особенно очевидно, если рассмотреть с ее помощью процесс деления тяжелого ядра на два осколка примерно равной массы. Впервые это сделали в 1939 г. Я.И. Френкель [10], Н. Бор и Дж. Уиллер [11], развивая капельную модель ядра. Мы повторим их рассуждения, несколько изменив и дополнив современными значениями используемых коэффициентов модели и некоторых параметров процесса деления [12] (Кн. 1-ая, ч. 2-ая).

Выше говорилось, что в процессе разделения ядра на две части сохраняется суммарное число протонов (Z1+Z2=Z) и общее число нуклонов (A1+A2=A). В связи с этим легко убедиться, что при подсчете Qдел.по формуле (14), в которой значения М, М1 и М2 оцениваются с помощью формулы Вейцзеккера, 1-ый и 4-ый члены этой формулы взаимно сократятся и для Qдел.(в пренебрежении очень малым 5-ым членом) получится выражение

Qдел. = Wп + Wк — Wп.о. — Wк.о., (18)

где Wп ≈ βA2/3 так называемая поверхностная энергия ядра, Wк ≈ yZ2/A1/3 — кулоновская энергия ядра, Wп.о. =β — поверхностная энергия осколков деления, Wк.о.=  — кулоновская энрегия осколков деления. Из опыта известно, что массы осколков деления примерно соотносятся как 3:2. Разделив в этом соотношении протоны и нейтроны между тяжелым (т) и легким (л) осколками, т. е. положив

ZТ = 3/5 Z, ZЛ = 2/5 Z, АТ = 3/5 А, АЛ = 2/5 А (19)

получим Wп.о. = 1,25 Wп; (20)

(поверхностная энергия при делении растет) и

Wк.о.= 0,64 Wк (21)

(кулоновская энергия при делении уменьшается). В результате имеем:

Qдел. = 0,36 Wк — 0,25 Wп (22)

Подставив в это выражение значения А и Z интересующего нас ядра получим конкретное значение Qдел.. Для урана оно оказывается равным 180 МэВ, что близко к экспериментальному результату.

Из (22) видно, что для Qдел.>0 надо

что с учетом значений g = 0,69 МэВ и b = 17 МэВ дает для условия Qдел.>0

Z2/A > 17 (24)

причем Qдел растет с ростом Z2/ A. Величина Z2/A называется параметром деления. Легко убедиться, что условие Qдел.>0 выполняется для всех достаточно тяжелых ядер, начиная с середины периодической таблицы Менделеева (для, 10847Agнапример, Z2/A= 20). Однако экспериментально процесс деления под действием нейтронов был обнаружен только для трех самых тяжелых (из числа встречающихся в природе) элементов периодической таблицы: 90Th, 91Pa и 92U. Это объясняется, как было показано в дальнейшем анализе, существованием кулоновского барьера, препятствующего вылету осколков, образующихся при делении (сравните с a-распадом). Высота барьера деления уменьшается с ростом параметра деления Z2/A, который для изотопа урана 23592U равен 36, а 23892U — 35,5. В связи с этим (а также некоторыми другими особенностями этих изотопов) 23592U делится даже очень медленными (тепловыми) нейтронами, а 23892U (которого в естественном уране в 140 раз больше) только быстрыми (Тп>1 МэВ). Кстати говоря, из-за этого на заре практического освоения реакции деления пришлось решать одну из труднейших задач — разделение изотопов урана 23592U с целью получения ядерного горючего — в чистом виде.

С помощью капельной модели ядра были решены и другие еще более тонкие вопросы физики деления, в частности, предсказано спонтанное деление урана, которое в 1940 г. было открыто в СССР Г.Н. Флеровым и К.А. Петржаком, работавшими под руководством И.В. Курчатова [13].

В последующие годы, кроме капельной, были развиты и другие модели атомного ядра (статистическая, оболочечная, обобщенная, сверхтекучая и др.). Наиболее известна из них оболочечная (модель ядерных оболочек), развитая в 1949 г. трудами М. Гепперт-Майер и Х. Йенсена[12]. В этой модели была предсказана особая устойчивость ядер, содержащих так называемое магическое число нуклонов (2, 8, 20, 50, 82, 126), а позднее метастабильность искусственного ядра с Z = 114, которое было недавно открыто в Дубне коллективом физиков во главе с Ю.Ц. Оганесяном. Другое важное предсказание этой модели — существование в распределении ядер по числу содержащихся в них протонов или нейтронов так называемых островов изомерии, т. е. областей с очень высокой концентрацией ядер-изомеров (о сущности ядерной изомерии см. след. разд. ).

Электромагнитные процессы в ядерной физике

Самым известным электромагнитным процессом в ядерной физике является открытый в конце XIX века γ-распад. Механизм γ-распада заключается в спонтанном (и, как правило, очень быстром) переходе ядер из возбужденных состояний в менее возбужденные или в основное. И поскольку все энергетические состояния ядер имеют определенные значения энергии, а в процессе γ-распада образуются только две частицы (γ-квант и остаточное ядро), то обе они тоже имеют определенные энергии, т. е. испускающиеся γ-кванты монохроматичны. Кроме испускания γ-квантов энергия возбуждения ядра может непосредственно (с помощью квантовомеханического эффекта перекрытия волновых функций ядра и электронной оболочки) передаваться орбитальному электрону (обычно К-электрону), в результате чего испускаются монохроматические электроны внутренней конверсии (в отличие от электронов β-распада, имеющих непрерывный спектр).

Менее известным является другой электромагнитный процесс, тоже связанный со спонтанными переходами ядер между различными энергетическими состояниями. Это так называемый изомерный переход. Атомное ядро называют изомером, если оно имеет одно или несколько достаточно долгоживущих (метастабильных) энергетических состояний (уровней). Из-за длительного пребывания ядра в метастабильном возбужденном состоянии, это долгоживущее состояние может проявлять свойства, присущие как бы другому ядру. Например, ядро, находящееся в таком достаточно долгоживущем состоянии может «успеть» до перехода в основное состояние испытать β-распад (с другими характеристиками β-частиц по сравнению с испускаемыми из основного состояния того же самого ядра).

Первый случай ядерной изомерии открыл в 1921 г. упомянутый в разд. 3 немецкий физик и радиохимик О. Ган11, который обнаружил у одного и того же ядра 23491Pa β-радиоактивность с двумя различными периодами полураспада. Разобраться в природе этого явления помогла серия сложных и остроумных опытов российских физиков и химиков И.В. Курчатова, Б.В. Курчатова, Л.В. Мысовского и Л.И. Русинова, открывших в 1935 г. два периода полураспада у β-радиоактивного искусственно полученного ими ядра 8035Br [14]. Это открытие привело к появлению в ядерной физике нового направления, посвященного детальному экспериментальному исследованию многих других ядер-изомеров, открытых позднее, и теоретическому анализу явления изомерии. Существенным экспериментальным достижением этого периода стало доказательство (полученное группой И.В. Курчатова) того, что основным механизмом изомерного перехода ядра является испускание электронов внутренней конверсии (а не γ-квантов). Теория ядерной изомерии была создана в 1936 г. К. Вейцзеккером, который объяснил малую вероятность y-переходов из изомерного состояния большой разностью в значениях спинов у метастабильного и основного состояний. (Подробнее см., например, [12] (Кн. 1-ая, ч. 1-ая), а также [23].

В прямом процессе γ-распада энергия возбуждения ядра передается γ-излучению, а также (очень небольшая ее часть) конечному ядру. Существует и обратный процесс возбуждения ядра γ-квантами. Аналогичные прямые и обратные процессы известны и в атомной физике, изучение которых привело в 1954 г. Ч. Таунса (США), А.М. Прохорова и Н.Г. Басова (СССР) к созданию квантового молекулярного генератора [15], работающего в СВЧ-диапазоне и последующему изобретению мазеров и лазеров, включая полупроводниковые[13]. Заметим, кстати, что природа атомных и ядерных электромагнитных процессов едина. В обоих случаях она заключается в поглощении или испускании квантов электромагнитного излучения, которые в атомной физике называются фотонами, а в ядерной — γ-квантами и которые в сущности отличаются друг от друга только частотой (энергией).

В настоящем разделе мы как раз и расскажем о нескольких очень важных для ядерной физики электромагнитных процессах, в которых могут возникать как фотоны видимого света и ультрафиолетового диапазона, так и рентгеновские лучи, а также γ-кванты весьма высокой энергии. Речь пойдет о процессах испускания электромагнитного излучения движущимися заряженными частицами.

Одним из этих процессов является тормозное излучение заряженных частиц (например, электронов), возникающее в результате их торможения в электрических полях атомных ядер и электронов плотной среды. Спектр тормозного излучения обратно пропорционален излучаемой частоте n :

N(n)dn ~ dn/n (25)

и, следовательно, потери энергии на тормозное излучение не зависят от n:

Электрон теряет одинаковую энергию на тормозное излучение в любой части тормозного спектра, т. е. либо испускает один достаточно жесткий квант, либо несколько мягких с той же суммарной энергией. Верхняя граница спектра определяется начальной энергией тормозящейся частицы. Интенсивность тормозного излучения пропорциональна (Zz/m)2, где Z — заряд ядер среды, z — заряд частицы, m — ее масса. Таким образом, наибольшие потери из однозарядных частиц испытывает электрон, движущийся в очень плотной среде (например, в свинце).

Тормозное излучение нерелятивистских электронов (Те=20-50 кэВ) известно с 1895 г., когда были открыты рентгеновские лучи. Их интенсивность максимальна в направлении, перпендикулярном плоскости траектории электронов. Тормозное излучение релятивистских электронов (начиная с Те » 1 МэВ) направлено вперед в виде узкого пучка со средним углом

Другой разновидностью излучения, вызываемого движущимися электронами, является синхротронное излучение. Первоначально оно было предсказано в 1912 г. теоретически как магнито-тормозное, механизм которого заключается в радиационном (излучательном) торможении электронов, движущихся по криволинейной траектории (например, в магнитном поле), т. е. с ускорением в среде, плотность которой не существенна (ею может быть вакуум).

Позднее синхротронное излучение стали получать для практических целей с помощью электронных ускорителей-синхротронов. Синхротронное излучение испускается в виде тонких пучков по касательной к круговой траектории электронов и реализуется в видимой части спектра (при энергии электронов 100 МэВ и магнитном поле Н = 1 Тл) или рентгеновской (при более высокой энергии).

Третий вид излучения заряженных частиц — это излучение Вавилова-Черенкова, открытое в 1934 г. аспирантом С.И. Вавилова — П.А. Черенковым [16]. П.А. Черенков, исследуя визуально в условиях абсолютной темноты люминесценцию растворов ураниловых солей под действием γ-излучения радия, обнаружил новое голубое свечение, которое нельзя было объяснить обычным механизмом возбуждения люминесценции. В отличие от люминесценции новое свечение не удавалось потушить ни нагреванием, ни применением специальных тушителей. Кроме того, оно имело противоположное по знаку направление поляризации. В последующих экспериментах с электронами, которые так же, как и первый, были предложены С.И. Вавиловым, Черенков обнаружил резкую асимметрию в распределении интенсивности свечения в сторону направления движения электронов.

Механизм и количественная теория излучения Вавилова-Черенкова были построены в 1937 г. И.Е. Таммом и И.М. Франком[14] на основе анализа уравнений классической электродинамики и использования принципа Гюйгенса для заряженной частицы, движущейся равномерно и прямолинейно в среде с показателем преломления n>1[17]. Очень кратко сущность их теории заключается в том, что при движении заряженной частицы в среде с n>1 её скорость v может сравняться со скоростью света с’ в этой среде или превзойти её (v ≥ с’= c/n). А в этом случае запрет, накладываемый законами сохранения энергии и импульса на излучение заряженной частицы, движущейся равномерно и прямолинейно в вакууме (n=1, v< c) снимается и частица будет излучать свет под углом

θ = arccos 1/βn, (28)

Из (28) следует, что диапазон изменения значений β, при которых возможно излучение, равен

1/n ≤ β ≤ 1 (29)

При β = 1/n излучение наблюдается под углом θ = 0, при β = 1 — под максимальным углом

θmax = arccos (1/n), (30)

который для воды (n = 1,33) равен 41,5о.

Нетрудно также показать, что под углом θ = 0 могут излучать электроны с кинетической энергией Те, равной всего лишь 0,26 МэВ, т. е., например, комптоновские электроны, возникающие под действием γ-лучей радия (как это и было в первых опытах Черенкова). Для других частиц с тем же зарядом эта граничная энергия растет пропорционально массе.

Из теории эффекта следует, что интенсивность излучения пропорциональна квадрату заряда частицы, а спектр излучения не зависит от частоты, т. е. N(n)~dn. И поскольку энергия γ-кванта равна E = hn, то потери энергии движущейся частицы на излучение Вавилова-Черенкова оказываются сконцентрированными в наиболее коротковолновой части спектра. Отсюда — сине-фиолетовый цвет свечения. Резкая направленность и зависимость от β и z2 излучения Вавилова-Черенкова позволяют использовать этот эффект для определения скорости заряженных частиц, а также идентификации самих частиц с помощью счетчиков Черенкова.

В заключение этого раздела рассмотрим еще одну разновидность излучения заряженных частиц, движущихся равномерно и прямолинейно. Это так называемое переходное излучение, предсказанное в 1945 г. В.Л. Гинзбургом и И.М. Франком [18]. К представлению о его сущности можно прийти с помощью следующего простого рассуждения.

При описании всех рассмотренных выше процессов излучения, испускаемого движущимися заряженными частицами, мы использовали три величины: характеристику самой частицы (ее скорость v), характеристику среды (показатель преломления n) и универсальную константу (скорость света в вакууме c) и показали что любой из этих процессов можно охарактеризовать значением vn/c, которое либо постоянно как это имеет место в случае излучения Вавилова-Черенкова (vn/c>1), либо изменяется в процессе излучения (из-за изменения скорости) в случаях тормозного и синхротронного излучения. Но значение vn/c можно изменить не только за счет изменения скорости частицы, но и за счет изменения показателя преломления среды n в процессе движения частицы с постоянной скоростью v. Спрашивается, а не будет ли заряженная частица излучать и в этом случае? Оказывается, будет. Это и есть переходное излучение.

Показатель преломления может изменяться либо в пространстве (при переходе частицы в другую среду), либо во времени (при изменении давления газа, через который летит частица). На практике используется первый способ. Счетчик переходного излучения представляет собой большую (>100) стопку тонких пластин (n >1) с промежутками между ними (n = 1), на которых при прохождении заряженных частиц рождаются кванты переходного излучения (примерно один квант при прохождении одной частицы через 100 пластин).

Если излучающие частицы имеют очень высокую энергию, то образующееся излучение находится в рентгеновской области спектра и для их регистрации используется специальный детектор рентгеновского излучения. Заметим в заключение, что переходное излучение наблюдается как при скоростях v> c/n, т. е. вместе с излучением Вавилова-Черенкова, так и при v < c/n, т. е. без него. При этом с помощью детектора переходного излучения можно идентифицировать частицы и определять их энергию в области 102-103 ГэВ, которая недоступна никакому другому методу идентификации частиц.

Ядерные силы Юкавы и современные представления о природе сильного взаимодействия.

В этом разделе нам придется вернуться к 1932 г., когда была предложена (p-n)-модель атомного ядра и перед физиками вплотную встал вопрос о силах, которые удерживают протоны и нейтроны внутри него. Относительно этих сил было известно только то, что они очень интенсивны, гораздо интенсивнее электромагнитных, потому что удерживают внутри ядра одноименно заряженные протоны, кулоновское расталкивание которых на малых внутриядерных расстояниях тоже очень велико. Интенсивность ядерного взаимодействия была очевидна также из огромной величины энергии связи ядра ΔW. Но о природе и механизме этого взаимодействия долго никто ничего сказать не мог.

Первый вклад в рассмотрение проблемы ядерных сил внес в 1933 г. один из создателей квантовой механики В. Гейзенберг, который предположил, что механизм ядерного взаимодействия нуклонов между собой заключается в том, что они обмениваются некими гипотетическими безспиновыми электронами, подчиняющимися статистике Бозе-Эйнштейна (обычные электроны, как известно, имеют полуцелый спин и подчиняются статистике Ферми-Дирака). Второй шаг сделал в 1934 г. И.Е. Тамм [19] и Д.Д. Иваненко [20], предложившие более реальную обменную бозе-систему — электрон-нейтринную пару частиц. Однако сам же Тамм показал, что построенное им межнуклонное взаимодействие получается слишком слабым из-за малых масс обменных частиц.

Решающий шаг был сделан в 1935 г. японским физиком Х. Юкавой, показавшим, что для получения ядерного взаимодействия, интенсивность которого будет соответствовать экспериментальным данным об энергии связи и расстоянию между нуклонами в ядре, обменная частица должна иметь массу m ~ 200me, т. е. промежуточную между массами электрона и протона, за что эта частица получила название мезон (от греческого mesos — средний, промежуточный) [21].

Схема рассуждений Юкавы примерно такова. Одним из основных положений квантовой механики является соотношение неопределенностей вида ΔЕ Δt ≈ η, указывающее на какую величину ΔЕ может измениться энергия Е изолированной системы за промежуток времени Δt («нарушение» закона сохранения энергии на короткое время Δt). Применительно к рассматриваемой проблеме ядерных сил это можно трактовать как появление в системе взаимодействующих нуклонов избытка энергии ΔЕ в виде возникновения в ней на время Δt частицы с массой m =ΔЕ/c2. Считая, что Δt = a/c, где а — радиус обменного взаимодействия, а с — скорость света в вакууме) можно написать

Приравняв а среднему расстоянию между нуклонами в ядре, которое согласно (10) равно 2×10-13 см., получим энергетическое выражение для массы обменной частицы:

или m ~ 200me (так как mеc2 = 0,5 МэВ).

Частицы Юкавы, возникающие «из ничего» на короткое время взаимодействия tвз

(33)

называются виртуальными (не реальными)[15]. Виртуальные частицы непрерывно возникают в окрестности нуклона и поглощаются им через время Δt, образуя вокруг него своеобразное мезонное облако («шубу») радиусом а. И если два нуклона находятся на расстоянии порядка а, они могут обмениваться этими частицами, что и составляет по Юкаве сущность сильного ядерного взаимодействия, параметры которого (интенсивность и радиус) соответствуют экспериментальным значениям ΔW и δ).

Однако для того, чтобы убедиться в реальном существовании предсказанных Юкавой мезонов, их надо было обнаружить в природе, т. е. не в упомянутом выше виртуальном состоянии, когда они не могут оторваться от нуклонов дальше, чем на расстояние а ≈ 2×10-13 см, а в состоянии свободного движения, находясь в котором они могут за время своей жизни τ>>τядпроходить значительно больший путь l>>a. Но чтобы это стало возможно, в систему взаимодействующих нуклонов надо ввести энергию значительно превышающую ее «внутренний запас» равный ΔЕ.

Из законов сохранения энергии и импульса следует, что величина этой добавочной энергии, вносимой в систему взаимодействующих нуклонов извне, должна вдвое превышать энергетическое значение массы обменной частицы (т. е. 200 МэВ, если m = 200me и 300 МэВ при m = 300me). И поскольку в описываемое время ускорителей на такие энергии еще не было, мезоны Юкавы начали искать в составе космических лучей.

Космические лучи были открыты в 1912 г. В.Ф. Гессом по эффекту возрастания создаваемой ими ионизации воздуха с высотой (Нобелевская премия по физике за 1936 г.). Первичные космические лучи представляют собой поток заряженных частиц, приходящих к Земле из космического пространства — межзвёздного (галактические космические лучи с энергией 1010 — 1020 эВ) и околосолнечного (солнечные космические лучи с энергией ≤1010 эВ). Суммарный поток первичных космических лучей на границе с атмосферой Земли примерно равен 1 частица / 1см2с. В его состав входит 90% протонов, 7% α-частиц (ядер гелия), по 1% более тяжёлых ядер (Z=3-8), электронов и позитронов, а также совсем немного (~10-2%) g— квантов и ядер с Z > 20. Наличие электрического заряда у частиц первичного космического излучения было установлено по их отклонению в магнитном поле Р. Милликеном и российскими физиками Д.В. Скобельцыным и С.Н. Верновым.

При взаимодействии первичных космических лучей (протонов и ядер) с ядрами атомов земной атмосферы возникают так называемые каскадные ливни, являющиеся источниками вторичных космических лучей, состоящих из вторичных нуклонов (сохранивших значительную часть энергии первичных частиц), и других сильно взаимодействующих частиц (мезонов и гиперонов), которые в свою очередь дают начало новым поколениям перечисленных частиц (ядерный каскад). При электромагнитном распаде некоторых из этих частиц образуются высокоэнергетичные γ—кванты, дающие начало электронно-фотонным ливням, состоящим из нескольких (до10) поколений (каскадов) рождённых (е—— е+)-пар с последующим их преобразованием в γ-кванты и образованием новых пар и т.д. (так называемая мягкая компонента космических лучей).

В рассматриваемый период поисков мезонов Юкавы в составе космических лучей из числа новых частиц пока был обнаружен только позитрон. Но высокая энергия первичных космических протонов позволяла надеяться на рождение ими более тяжёлых чем позитрон мезонов Юкавы.

Первое свидетельство о существовании частиц с «промежуточной» массой было получено в 1936 г. в результате анализа экспериментов по изучению поглощения космических лучей при прохождении их через толщу свинца. Из опыта следовало, что космические лучи как бы состоят из двух компонент: мягкой, т.е. сильно поглощающейся в свинце, и жесткой, которая проходит в нем десятки сантиметров практически без поглощения. Столь резкое отличие в свойствах обеих компонент указывало на различие составляющих их частиц. И поскольку электрон-фотонная природа мягкой компоненты была известна, то из этого следовало, что жесткая компонента должна содержать не электроны, а какие-то другие, гораздо более тяжелые частицы.

Дальнейшие исследования свойств новых частиц провели К. Андерсон и С. Неддермейер, которые использовали методику камеры Вильсона с магнитным полем. Эту методику впервые применил в 1924 г. российский физик Д.В. Скобельцын для изучения электронной составляющей космических лучей, в которой он обнаружил скопления из нескольких релятивистских электронов. С помощью методики Д.В. Скобельцына К. Андерсон и С. Неддермейер, показали, что тяжелые частицы, входящие в состав жесткой компоненты, имеют как положительный, так и отрицательный заряд, т.е. не могут быть протонами. А количественный анализ следов, оставленных этими частицами в камере Вильсона, позволил оценить их массу, которая оказалась как раз такой, как предсказал Юкава (m » 200me).

Новую частицу назвали μ-мезоном (μ) и вскоре показали, что она не стабильна, а распадается через время τm = 2,2 10-6с. с образованием электрона (для μ—) или позитрона (для μ+). Любопытно отметить, что в этих экспериментах, по-видимому, впервые было получено подтверждение одного из положений специальной теории относительности. Оказалось, что время жизни быстрого μ-мезона в γ раз больше, чем медленного, где γ =  — упомянутый в (3) лоренц-фактор (замедление времени). По воспоминаниям В. Гейзенберга это обстоятельство спасло теорию относительности от гонений со стороны немецкого правительства в конце тридцатых годов.

Несмотря на два замечательных совпадения свойств μ-мезона с предсказаниями Юкавы (кроме массы он предсказал радиоактивный распад новой частицы), μ-мезон оказался не пригоден на роль ядерного кванта. Самым главным свойством мезона Юкавы, которым является участие в сильном ядерном взаимодействии, новая частица не обладала. Это стало ясно, когда измерили время жизни μ- мезонов в плотной среде (свинце) отдельно для μ+— и для μ—-частиц.

В соответствии с теорией Юкавы ядерный квант с отрицательным электрическим зарядом, попавший в окрестность атомного ядра, должен мгновенно (за ядерное время τяд » 10-23с) поглотиться им. Однако из опыта следовало, что m—-мезон живет в области ядерного взаимодействия (по существу внутри ядра) 7×10-8 с, что в 1016 раз больше ядерного времени. Во столько же раз взаимодействие μ-мезонов с ядром слабее сильного. Масштаб эффективного сечения этого взаимодействия порядка 10-40 см2. (Конечно, в этом рассуждении мы отвлекаемся от того, что μ± -мезоны, как и все частицы, обладающие электрическим зарядом, участвуют в достаточно интенсивном электромагнитном взаимодействии, масштаб сечения которого ≈ 10-27 см2).

Итак, μ-мезон не может быть ядерным квантом, потому что он не участвует в сильном ядерном взаимодействии, которое связывает между собой протоны и нейтроны в атомном ядре. По типу взаимодействий, в которых он участвует (электромагнитное и слабое) μ-мезон подобен электрону и вместе с ним и позитроном входит в класс лептонов. Кроме них к этому классу относится сравнительно недавно (в 1978 г.) открытый тяжелый (3490 me , т.е. почти вдвое тяжелее протона) t± — лептон[16] и упомянутые в разд. 1 три вида нейтрино nе, nm, nt и антинейтрино ν̃e, ν̃μ, ν̃τ, которые, конечно, участвуют только в слабом взаимодействии, так как не имеют электрического заряда. А поскольку μ-мезон не является ядерным квантом, то его переименовали в мюон, оставив старое название (мезон) для будущей пока ещё не открытой сильновзаимодействующей частицы Юкавы.

Вот так резко (от всеобщей эйфории до полного разочарования) видоизменились взгляды на роль мюона в процессе ядерного взаимодействия. Тем не менее, открытие мюона было замечательным успехом физики элементарных частиц. И не только потому, что мюон очень интересен сам по себе и его свойства до сих пор изучаются и используются в экспериментах на ускорителях, но также потому, что его ”второе открытие” (как лептона) помогло обнаружить настоящий мезон Юкавы, обладающий свойствами ядерного кванта. И это не парадокс, хотя вначале даже ситуация с самим существованием мюона казалась весьма странной. Действительно, если мюон — не мезон, а лептон, то, спрашивается, откуда он взялся в составе космических лучей? Ведь возникнуть в сильном взаимодействии космических протонов он не мог, так как, не участвует в таком взаимодействии. Единственной оставшейся возможностью является радиоактивный распад другой более тяжёлой частицы. И если эта частица по своей массе не слишком сильно отличается от предсказаний Юкавы и участвует в сильном ядерном взаимодействии, то она, во-первых, может рождаться при соударениях космических протонов, во-вторых, быть источником появления в природе мюонов и, наконец, в-третьих, выполнять функции ядерного кванта.

Частицы, удовлетворяющие всем этим свойствам, обнаружил в 1947 г. методом специальной ядерной фотоэмульсии английский физик С. Пауэл. Новые частицы назвали π-мезонами (позднее пионами)[17] и обозначили буквой π. Первоначально пионы, так же как и мюоны, были обнаружены в двух зарядовых состояниях: π+ и π— . При распаде π+— мезона образуется μ+ — мюон, при распаде π— — μ— — мюон. Пары π+ — π— и μ+— μ— являются (подобно e+и e—) частицей и античастицей друг друга. Масса -мезонов оказалась равной = 273 me, (что довольно близко к значению 200me, предсказанному Юкавой), а время жизни = 2,6×10-8 с. Очевидно, что за такое время даже медленный p-мезон может пролететь расстояние, значительно превышающее радиус действия ядерных сил, а быстрый, скорость которого v близка к скорости света с, а время жизни растет пропорционально лоренц-фактору g, практически любое. Через несколько лет, кроме — мезонов, были открыты p0 — мезоны с массой ≈ 264 me, распадающиеся за время τp0 ≈ 10-16 с. на два γ-кванта.

В свое время мезоны сыграли огромную роль при описании свойств ядерных сил, а их параметры (как элементарных частиц) изучаются до сих пор. Однако современное представление о природе ядерного (сильного в более широком понимании) взаимодействия существенно изменилось. В теории сильного взаимодействия — квантовой хромодинамике — считается, что оно передается глюонами, источниками которых являются так называемые цветовые заряды кварков, входящих в состав как нуклонов, так и π-мезонов. В отличие от нуклонов и π-мезонов глюоны, кварки и цветовые заряды в свободном виде не встречаются и обнаружены быть не могут, хотя существование тех и других доказано в косвенных экспериментах. Ядерные силы Юкавы являются лишь внешним проявлением этого кварк-глюонного взаимодействия (подробнее см главу 6.4 настоящего пособия).

А сейчас мы должны снова вернуться в начало тридцатых годов, чтобы рассмотреть свойства еще одного вида взаимодействия — слабого.

Теория β-распада Ферми и современные представления о природе слабого взаимодействия.

Упомянутый в разд. 1 непрерывный характер спектра электронов b-распада долго не позволял построить правильной теории этого процесса. Усилия физиков были направлены на поиски причин, которые могли бы превратить первоначально дискретный спектр электронов в непрерывный (например, потери энергии в самой мишени или в стенках счетчика). Напомним, что тщетность этих усилий привела даже к отчаянной попытке объяснить непрерывный характер b- спектра ценой отказа от закона сохранения энергии. И только нейтринная гипотеза Паули спасла, казалось бы, безнадежную ситуацию и позволила Э. Ферми10 в 1933 г. построить первый так называемый векторный (V) вариант теории β-распада [22].

В основу своей теории Ферми положил идею о слабом точечном (контактном) взаимодействии четырех частиц с полуцелым спином (фермионов): n, p, e и n. При этом, в отличие от Паули, который считал, что нейтрино так же, как электрон, входит в состав атомного ядра (в 1930 г. общепринятой была (р-е) модель ядра) согласно Ферми их в ядре нет, но они образуются и вылетают из него в момент β-распада.

В современных обозначениях (в год создания своей теории Ферми не мог знать о существовании трех типов нейтрино и даже о различии n и ν̃) схема простейшего β—-распада выглядит так:

а разрешенный процесс обратного β—-распада записывается в виде:

Именно, наблюдая эту реакцию Рейнес и Коуэн доказали в 1953—1956 г. г. существование электронного антинейтрино νе .

Аналогично при β+-распаде протон ядра преобразуется в нейтрон по схеме

(очевидно, что для свободного протона этот процесс невозможен из-за mp< mn). Соответственно обратный b+-распад изображается схемой

Очень важно подчеркнуть, что в выражениях (34-37) нельзя менять местами nе и ñе. Это разные частицы. Они по-разному взаимодействуют с нуклонами. И это тоже было доказано экспериментально, когда попытались обнаружить, казалось бы, очень легко наблюдаемую (с двумя заряженными частицами в конечном состоянии) реакцию

Попытка эта окончилась неудачей, из чего и следовало, что ñе ≠nе.

Векторный вариант теории слабого взаимодействия позволил объяснить все известные к тому времени особенности β— и β+-распадов, в том числе правильно описать спектры электронов и позитронов, классифицировать β-радиоактивные ядра по величине вероятности β-распада (разрешенные и запрещенные переходы), оценить константу G слабого взаимодействия, а также предсказать новые еще не обнаруженные в то время явления (е — захват, обратный β-распад, рассеяние нейтрино на электроне и др.) Но при всех достоинствах векторного (V) варианта теории слабого взаимодействия ему были присущи и некоторые существенные недостатки. С его помощью, например, не удавалось объяснить обнаруженный на опыте β-распад ядра62He.

В связи с этим в теорию слабого взаимодействия был добавлен так называемый аксиальный (А) вариант, комбинация которого с векторным вариантом привела к созданию очень плодотворного (V-А) — варианта теории слабого взаимодействия.

С помощью (V-А)-варианта теории слабого взаимодействия удалось интерпретировать целый ряд новых экспериментально обнаруженных особенностей слабого взаимодействия. К их числу относятся такие важные как доказательство существования левой поляризации у е— и νе и правой у е+и ñе, нарушение в слабом взаимодействии закона сохранения пространственной четности Р и зарядовой (С) инвариантности и др. Из достижений, полученных отечественными физиками, упомянем экспериментальное доказательство существования b-распада нейтрона, полученное в 1950 г. П.Е. Спиваком и А.Н. Сосновским, создание теории двухкомпонентного нейтрино Л.Д. Ландау[18] в 1957 г., обнаружение слабых нуклон-нуклонных сил Ю.Г. Абовым, П.А. Крупчицким и Ю.А. Оратовским в 1964 г., а также другим методом В.М. Лобашевым с сотр. в 1966 г.

В заключение рассказа о слабом взаимодействии отметим, что в 1961 г. Ш. Глэшоу предложил калибровочную теорию электрослабого взаимодействия, а в 1967-68 гг. А. Салам и С. Вейнберг[19] построили единую перенормируемую калибровочную теорию электромагнитного и слабого взаимодействий с четырьмя векторными бозонами: W+, W—, Z0 и g, играющими роль квантов слабого (W± и Z0) и электромагнитного (g) взаимодействий. Перенормируемость теории электрослабого взаимодействия доказал в 1971 г. Г.т’ Хофт[20]. В 1983 г. W±— и Z0— бозоны были открыты на суперколлайдере SPPS 2х270 ГэВ, запущенном в 1981 г. под руководством Ван-дер-Меера. В работе участвовал коллектив из 135 физиков 7 стран во главе с итальянским физиком К. Руббиа[21]. Массы W±— и Z0— бозонов оказались в полном соответствии с теорией » 80,3 ГэВ, » 91,2 ГэВ). Таким большим значениям масс W±— и Z0— частиц соответствует чрезвычайно малый радиус взаимодействия порядка 2×10-16 см (сравните с радиусом сильного взаимодействия). Тем не менее слабое взаимодействие, которое Ферми описывал как точечное (контактное) теперь считается так же как электромагнитное и сильное обменным. Кстати, физики-теоретики предполагают, что в пределах своего радиуса взаимодействия слабое взаимодействие вовсе не слабое, а почти такое же по своей силе как и сильное. Просто мы наблюдаем его проявления на слишком больших расстояниях по сравнению с радиусом его действия. Совокупность современных представлений о сильном, слабом и электромагнитном взаимодействиях, т. е. квантовая хромодинамика и теория электрослабого взаимодействия называется Стандартной моделью.

В настоящее время физики-теоретики интенсивно обсуждают вопрос о возможности выхода за пределы Стандартной модели, а также концепции объединения сильного, слабого и электромагнитного взаимодействий в рамках единой теории Grand Unification (GU) — Великого Объединения.

Более подробно с рассмотренными в этом обзоре вопросами истории физики атомного ядра можно познакомиться в статье [23] и книгах[24-28].

Список литературы

Ву Ц.С., Мошковский С.А. Бета-распад. М.: Атомиздат, 1970. 400с. Reines F., Cowan C. yun. The neutrino. // Nature. 1956.V. 178.P. 446-450;

Рейнес Фр., Коуэн Кл.Л. мл. Нейтрино. // УФН. 1957.Т.62, вып.4. С.391- . 398.

Рейнес Ф. Нейтрино от полтергейста к частице. // УФН. 1996. Т.166, тттвып.12. С.1352-1359. Векслер В.И. Новый метод ускорения релятивистских частиц. // ДАН . СССР. 1944. Т.43, №8. С.346-348; там же Т.44, №9. С.393-398; УФН. 1967. Т.93, вып.3. С.521-523. Мостовой Ю.А., Мухин К.Н., Патаракин О.О. Нейтрон вчера, сегодня, . завтра. // УФН. 1996. Т.166, вып.9. С.987-1022. Heisenberg W. // Z. Phys. 1932. Bd.77, S.1-5. Иваненко Д. The Neutron Hypothesis. // Nature. 1932. V.129. P.798; . э .. Иваненко Д. Neutron und Kernelektronen. // Sow. Phys. 1932. Bd.1, S.821.; … Иваненко Д. Составные части атомного ядра. // ДАН. 1933. Т.2, С.50. Hahn O., Strassmann F. // Naturwissenschaften. 1939. Bd.26. S.756. 9. Зельдович Я Б., Харитон Ю.Б. Деление и цепной распад урана. // УФН. . Т.23, C.329; к вопросу о цепном распаде основного изотопа урана. . . // ЖЭТФ. 1939.Т.9, C.1425. Френкель Я.И. Электрокапиллярная теория расщепления тяжёлых ядер . медленными нейтронами. // ЖЭТФ. 1939. Т.9, С.641. Bohr N., Wheeller J. // Phys. Rev. 1939. V.56. P.426. Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика. (в 2-х книгах 4-х . . .. …..частях) М.: Энергоатомиздат, 1993.

Книга 1-ая, ч.1-я. Свойства нуклонов, ядер и радиоактивных излучений. 376 с.; Книга 1-я, ч. 2-я. Ядерные взаимодействия. 316с.; Книга 2-я, ч. 3-я. и 4-я. Физика элементарных частиц. 400 с. 13. Петржак К.А., Флеров Г.Н. Спонтанное деление урана. // ЖЭТФ. ……1940. Т.10, С.1013-1018; УФН. 1967. Т.93, вып.3, С.470-475.

Курчатов И., Курчатов Б., Мысовский Л., Русинов Л. Sur un cas de radioactivite artificielle provoqee par in bombardement de neutrons, sans ……caprure du neutron. // Compte Rend. 1935. T.200, P.1201-1203; ……Курчатов Б.В., Курчатов И.В., Мысовский Л.В., Русинов Л.И.Об ……одном случае искусственной радиоактивности вызванной ……бомбардировкой нейтронами, без захвата нейтронов. //УФН. 1967. ……Т.93, вып.3. С.399-400. Басов Н.Г., Прохоров А.М. Молекулярный генератор и усилитель. // …..УФН. 1955. Т.57, вып.3. С.485-499. Черенков П.А. Видимое свечение чистых жидкостей под действием ……g -радиации. // ДАН СССР. 1934. Т.2, №8. С. 451-456; УФН. 1967.Т.93, ……вып.2, С.385-393. Тамм И.Е., Франк И.М. Когерентные излучения быстрого электрона в …..среде. // ДАН СССР. 1937. Т.14, №3. С.107-111; УФН. 1967. Т.93, вып.2. С.388-393.

Ginzburg V.L., Frank I.M. Transition radiation. // J.Phys. USSR. 1945. ….V.9. P.353; Рус. пер.: Гинзбург В.Л., Франк И.М. Переходное излучение// ….ЖЭТФ. 1946. Т.16. С.15. Тамм И.Е. Обменные силы между нейтронами и протонами и теория Ферми. // Natuue. 1934.V. 133. P. 981.

Иваненко Д.Д. Взаимодействие нейтронов и протонов. // Natuue. 1934.V. 133. P. 981.

Yukawa H. // Proc. Phys.-Math. Soc. Japan. 1935. V.17, №2. P.48. Fermi E. Beta-decay theory. // Z. Phys. 1934. Bd.88.S.161. Мухин К.Н., Патаракин О.О. Экзотические процессы в ядерной ……физике. // УФН. 2000. Т.170, вып.8. С.855-897. Игонин В.В. Атом в СССР (развитие советской ядерной физики).Саратов: Изд-во Саратовского университета, 1975. 668с. Дорфман Я.Г. Всемирная история физики с начала Х1Х до середины ХХ в.в. М.: Наука, 1979. 317с. Храмов Ю.А. Физики (биографический справочник). М.: Наука. Гл. Ред. Физ.-мат. лит., 1983. 400с. Головин И.Н. И.В. Курчатов. М.: Атомиздат, 1967. 110с. Эйнштейн А., Инфельд Л. Эволюция физики. 4-е изд. М.: Молодая ….гвардия, 1966. 267с.

Примечания

[1] О молодости автора письма (опубликованного в книге [1]) свидетельствует его начало: «Дорогие радиоактивные леди и джентльмены…», а также общий беллетристический стиль. А еще раньше, в 1921 г., когда Паули было всего 24 г., он сформулировал один из важнейших принципов современной теоретической физики (названный его именем), за что в 1945 г. был отмечен Нобелевской премией по физике.

[2] В 1995 г. Ф. Рейнес за это открытие был удостоен Нобелевской премии по физике [3] (к этому моменту времени К.Л. Коуэн умер и по статусу Нобелевской премии не мог быть ею отмечен посмертно).

[3] Ф. Астон — лауреат Нобелевской премии по химии 1922 г. за открытие большого количества стабильных изотопов и изучение их свойств.

[4] Дж. Кокрофт получил в 1951 г. Нобелевскую премию по физике за преобразование элементов искусственно ускоренными протонами.

[5] Э. Лоуренс был награжден Нобелевской премией по физике 1939 г. за создание и усовершенствование циклотрона.

[6] В.И. Векслер не получил Нобелевской премии по недоразумению (излишняя засекреченность описания первого ускорителя, работающего по новому принципу). Мак-Миллан — лауреат Нобелевской премии по химии (1951 г.) за открытие плутония.

[7] В. Боте — лауреат Нобелевской премии по физике 1954 г. за создание в 1929 г. метода совпадений.

[8] И. и Ф. Жолио-Кюри — лауреаты Нобелевской премии по химии 1935 г. за открытие в 1934 г. искусственной позитронной радиоактивности.

[9] Дж. Чедвик — лауреат Нобелевской премии по физике 1935 г. за открытие нейтрона.

[10] За открытие искусственной b—-радиоактивности Э. Ферми был награжден в 1938 г. Нобелевской премией по физике.

[11] За открытие реакции деления ядер урана нейтронами О.Ган в 1944 г. был награжден Нобелевской премией по химии.

[12] За создание оболочечной модели М. Гепперт-Майер и Х. Йенсен в 1963 г. были награждены Нобелевской премией по физике.

[13] За работы в области квантовой электроники, которые привели к созданию мазеров и лазеров Н.Г. Басов, А.М. Прохоров и Ч. Таунс были награждены в 1964 г. Нобелевской премией по физике. За работы в области полупроводников, приведшие к изобретению микросхем, бурному развитию микроэлектроники, созданию современных компьютеров, вычислительной техники, полупроводниковых лазеров и бытовых электронных приборов три физика Дж. Килби (США), Ж.И. Алферов (Россия) и Г. Кремер (США) были награждены в 2000 г. Нобелевской премией по физике.

[14] В 1958 г. И.Е. Тамм, И.М. Франк и П.А. Черенков за окрытие и объяснение эффекта Вавилова-Черенкова были награждены Нобелевской премией. С.И. Вавилов умер в 1951 г. и поэтому в соответствии со статусом Нобелевской премии не мог быть ею награжден.

[15] Согласно специальной теории относительности масса m, энергия Е и импульс р реальных частиц (т. е. частиц, находящихся в состоянии реального движения в пространстве или плотной среде) удовлетворяют соотношению: m2c4=E2—p2c2. У виртуальных частиц (частиц, находящихся в виртуальном состоянии), это соотношение нарушено.

[16] Его назвали тяжёлым лептоном потому, что слово лептон в переводе с греческого означает лёгкий.

[17] Предсказание и открытие p — мезона было отмечено двумя Нобелевскими премиями по физике: Х. Юкаве в 1949 г. и С. Пауэллу в 1950 г.

[18] В 1962 г. Л.Д. Ландау был награжден Нобелевской премией по физике за пионерские исследования по теории конденсированных сред, особенно жидкого гелия.

[19] За фундаментальный вклад в создание теории, объединяющей слабое и электромагнитное взаимодействие С. Вейнберг, Ш. Глэшоу и А. Салам в 1979 г. были награждены Нобелевской премией по физике.

[20] В 1999 г. Г.т’ Хофт и М.Й.г. Велтман (который создал наиболее оптимальный математический аппарат для описания доказательства перенормируемости калибровочных теорий) получили Нобелевскую премию ”За выяснение квантовой структуры электрослабых взаимодействий в физике”.

[21] В 1984 г. Ван дер Меер и К. Руббиа были награждены Нобелевской премией по физике.

 

Оригинал: http://7i.7iskusstv.com/y2019/nomer2/muhin/