авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |

«УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК ПОД РЕДАКЦИЕЙ Э. В. ШПОЛЬСКОГО ТОМ XXVI ВЫПУСК 2 ГОСУДАРСТВЕННОЕ ...»

-- [ Страница 3 ] --

Страх, вызываемый бомбами, в значительной степени связан со слу хами о большом количестве людей, убитых на далёких расстояниях без внешних повреждений, — мистическим эффектом самого взрыва. Исследо вания показали, что эффект взрывной волны является простым ударом о предмет. В основном эффект взрыва сильнее? всего действует на по лости нашего тела — особенно на лёгкие, вызывая в них ушибы, крово подтёки. Это действие связано чишь с компрессионной частью волны, — всасывающая часть не оказывает влияния. К счастью, лёгкий могут вы держивать большое количество ушибов без длительного повреждения и, хотя известно значительное число случаев поражения взрывами, боль шинство их оканчивалось благополучно. Поражения лёгких можно было рас сматривать как неинфекционные пневмонии и лечение их своди лось к постельному содержанию больного в течедае некоторого вре мени.

Помимо взрывной воллы поражения могут происходить от осколков и от ударов о землю. Когда бомба разрывается, то её оболочка сначала раздувается и затем взламывается, так же как это происходит при раз рушениях газовых баллонов при исключительно высоких давлениях. Раз рыв получается при натяжении вдоль плоскостей, расположенных под углом 45° к поверхности бомбы;

в результате разрыва получаются осколки, выбрасываемые расширяющимися газами. Эти осколки приобре ФИЗИКА ВОЗДУШНЫХ НАЛЕТОВ тают оольшие скорости (до 100 м\сек), благодаря чему их пробивная способность также велика. Размеры осколков колеблются от глыб, весом в 18 кг, до размеров мельчайших песчинок. В результате опытов, по ставленных в широком масштабе с начала настоящей войны, M'J поняли механизм пробивного действия осколков и научились защищаться от них.

К счастью, наиболее дешёвые материалы оказались достаточно эффек тивными в этом отношении. Так, например, слой песка, толщиной в 1 м, защищает от небольших осколков, обычно встречающихся на практике, и 1/з м кирпичной кладки достаточна для защиты от всех осколков, кроме самых крупных.

Этого, однако, не всегда достаточно для того, чтобы устранить по ражения, вызываемые осколками. Дело в том, что всякий быстро летя щий предмет, ударяясь о препятствие, не только проникает в него.

Помимо этого он создаёт внутри препятствия ударную волну, которая, отражаясь от противоположной поверхности, может вызвать на ней по явление трещин и вырывание отдельных кусков, которые, если они летят с достаточной скоростью, могут причинить серьёзные повреждения. Это вырывание можно предотвратить «утём покрытия стен изнутри матери а лами с высокой прочностью на разрыв, как, например, стальные листы или даже стальная сетка.

Только часть бомб взрывается на поверхности—на мостовых или на тротуарах улиц и т. д. Большинство же их проникает в здания или в грунт. Бомбы, взрывающиеся в земле, оставляют воронки, диаметром в 6—-12 м, в зависимости от размеров бомбы и свойств грунта. Пора жения, наносимые при этом, связаны со взрывной волной в земле. Когда бомба взрывается в плотной среде, как, например, в земле, она даёт ударную волну, распространяющуюся с различной скоростью в разных грунтах. Если вверху грунт более податлив, чем в глубине, ударная волна будет распространяться сложным образом. Она отразится от ниже лежащих слоев и на некотором расстоянии даст уже сложную после довательность волн, напоминающих волны землетрясения. Эти волны мо гут воздействовать на строения несколько причудливым образом, завися щим от соотношения между собственной частотой здания и частотой волны;

однако, повреждения будут вызваны только в очень старых или плохо построенных зданиях.

Наиболее тяжёлые повреждения вблизи фугасных бомб, разорвав шихся в грунте, связаны не с ударной волной, а с действительным дви жением почвы вблизи места взрыва. При разрыве бомбы взрывные газы, действуя на окружающий грунт, образуют первичную камеру расшире ния. Земля сдвиг'ается во вне, и действительно происходит значительное смещение, частью упругое, частью неупругое. Земля может сместиться на несколько сантиметров и не вернуться точно на прежнее место, хотя остаточная деформация будет невелика (рис. 3). Эти движения грунта, конечно, наиболее опасны для подземных сооружений. По своему характеру это движение не является, однако, мгновенным толчком, так как здесь продолжительность постоянного давления имеет порядок 0,1 сек.

Это не столь уже опасно для сооружений, которые могут выдерживать подобные давления без разрушения.

Время се» / 0,1 0, Постоянное смещение 0,14 дюйма Максимальное смещение 1,17 дюйма Рис. 3. Запись смещения.

1/ ФИЗИКА ВОЗДУШНЫХ НАЛЕТОВ С движением грунта, вызываемым взрывными газами, связаны обычно повреждения газовой и водопроводной сети.

Ударная волна бомбы, разорвавшейся в земле, достигает поверхности и отражается, как волна напряжения. Если она достаточно интенсивна, то происходит растрескивание почвы и конус земли выбрасывается вверх, рас падаясь на отдельные части и оставляя за собой характерный кратер. Наблю даемая картина всегда усложняется на личием упавших · обратно обломков.

Действительный кратер обычно бывает почти вдвое более глубоким. Если бомба проникает очень глубоко, то раз рушений на поверхности не происхо д и т — земля просто вспучивается вверх и оседает обратно. Это *гак называе мый «камуфлета (подземный взрыв)..

Такие камуфлеты не имеют боль шого значения, за исключением тех случаев, когда они могут быть спу таны с невзорвавшимися бомбами (рис.

4а — 4 Ь ).

При ударе бомбы в здание эффект взрыва будет сложным, однако он свя зан с небольшим числом факторов.

В этом случае первичным эффектом взрыва будет действие ударной волны, а.

встречающейся со стенами и обруши вающей их. Эффект получается более сильным, чем при открытом взрыве, потому что при отражении волн дей ствие их будет складываться с началь ным взрывом, производя более длитель ное давление и соответственно больший внешний момент.

Исключая просторные помещения (вокзалы, ангары), давление взрыва достаточно для того, чтобы разрушить стены и перекрытия, взметнув их и оголив строение. То, ч т о. происходит дальше, зависит от типа постройки.

В благоприятном случае результатом взрыва будет образование проломов в стенах. Гораздо чаще повреждение стен ведёт к частичному или полному разрушению здания. В. строениях со стальной конструкцией или железобетонных сооружениях остов не разру шается и предотвращает падение верхних частей отроения, выдержив;

я 5 Успехи физич, наук, т, XXVI, Bbin.J2 • Уагодршие газы ун C собой содертимье кратера Края кратера покрытые обломками Обломни звпол истинныйнратер dl Через 0,2сеп eJ Немец взрыва Рис. 4Ь Волна сгущения отраженная #вн волна напряжения ьа, достигающая поверхности и Полностью раз моче, сгущения aj Перед взрывом Ъ) Через 0,004сем с) Через 0, Рис. 4с 180 ДЖ. Ч. Ы РН\Л сравни гельно небольшой вес обломков, обра ювавшихсн неиск в месте взрыва Настоящий очерк., касающийся некоторых физических сторон повреж дений от воцуишых налётов, покашвает, чю мы уже имеем количесь венную картину этих явлений, что является первым тагом в борьбе за рациональные способы снижения эффективности воздушных нападений.

1944 УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК XXVI, вып. БЕТАТРОН1) Д. У. Керст В ядерной физике для осуществления экспериментов но Искусствен ному разложению атомов используется несколько типов установок, раз личающихся по способу, которым бомбардирующим частицам сообщаются необходимые большие кинетические энергии. За исключением разруше ния ядер частицами, испускаемыми естественными радиоактивными препара тами, установки для создания быстрых частиц представляют собой или линейные ускорители, или циклотроны. В линейном ускорителе ускоряе мую частицу заставляют двигаться от электрода к электроду вдоль оси длинной вакуумной трубки. Электроды такой трубки представляют собой обычно полые цилиндры, находящиеся при потенциалах, возрастающих от одного конца трубки к другому. Высокие напряжения подаются либо от больших высоковольтных выпрямителей, либо от электростатических генераторов ВаН-де-Граафа, действие которых основано на заряжении хо рошо изолированного электрода зарядами, стекающими на него с беско нечного ремня из изолирующего материала. Один из полюсов линейного ускорителя соединяется с этим высоковольтным электродом, тогда как второй полюс поддерживается обычно при потенциале земли. Установки эгого типа в настоящее время уже настолько усовершенствованы, что они могут создавать разности потенциалов примерно в 4,5-10*V при размерах генератора не более 1,65 см в диаметре и 6,6 м длины, при условии, что генератор находится в атмосфере сжатого воздуха под дав лением около 8 атм. (сжатый воздух обеспечивает хорошую-изоляцию высоковольтного электрода).

Линейный ускоритель, питаемый электростатическими генераторами, в некоторой меде был использован для изучения ядерных реакций, про ишодимых электронами и рентгеновыми лучами с энергиями до 3 · 106eV, •. с. около 5 - К ) - * эр?, но в основном он был использован для работы с положительными ионами. Несмотря на то, что существует большое ко личество ядерных реакций, возникающих под действием рентгеновых лучей («фоторазложение)), их осуществление требует энергии квантов от 6 - Ю 6 до 8 - 1 0 6 eV. Таким образом, для этих реакций необходимо иметь энергии электронов большие, чем осуществимые с электростати ческим генератором.

В установках типа циклотрона положительные ионы движутся не по прямолинейным путям. Они отклоняются магнитным полем и описывают Amer. Journ. of Phys'cs, 10, 219, 1942, перевод Н. С. Хлебникова.

182 д. у. KKi'cr спиральные траектории, ускоряясь между двумя полыми полу круговыми электродами, на которые подаётся высокочастотное переменное напряжение.

Окончательное значение кинетической энергии, приобретаемое в резуль тате этого процесса, может быть определено как произведение числа эчементарных зарядов положительного иона, числа переходов от элек трода к электроду и разности потенциалов между ускоряющими элек тродами. С помощью гаких установок удавалось ускорять дейтроны до энергий в 16,5-10 6 eV. Эти величины значительно выше максимального потенциала, до которого можно зарядить изолированный электрод электро статического генератора.

Однако, большие ускорения, получаемые с циклотроном, являются неосуществимыми при работе с электронами вместо положительных ионов, причина этого заключается в том, что электроны уже при сравнительно весьма малых значениях кинетической энергии обнаруживают релятивист ское поведение. Всякая частица начинает вести себя релятивистски, когда её кинетическая энергия приближается или превосходит значение, соот ветствующее её массе. Так, например, масса покоя протона эквивалентна примерно 109 eV;

поэтому протон с таким значением кинетической энер гии будет вести себя как релятивистская частица. С другой стороны, этектрон с массой покоя, эквивалентной всего лишь 5 · 10 5 eV, начинает проявлять релятивистское поведение уже при этих низких значениях энергии, так как уже при этом он кажется движущимся со скоростью, равной около 0,9 верхнего предела скорости — скорости света.

Одним из условий работы циклотрона является то, что скорость уско ряемой частицы возрастает пропорционально квадратному корню из, числа переходов между ускоряющими электродами, а выполнение этого усло вия для электрона, скорость которого приближается к верхнему пределу, оказывается невозможным. Результатом этого явилось то, что с помощью циклотрона оказалось возможным ускорять электроны лишь до значений энергий, существенно меньших полумиллиона электрон-вольт.

К счастью, в настоящее время мы располагаем другим прибором—сбе татроном, действие которого не зависит от того, как ведёт себя уско ряемая частица — релятивистски или классически. Энергия, которую оотатрон последней конструкции может сообщить электронам, составляет е до 20· 10 eV. Столь высокие значения энэргии дают возможность по лучать и соответствующие значения энергии рентгеновских квантов, так что становится возможным осуществление ядерных реакций, требующих энергий в б · 1 0 6 — 6 - 1 0 " eV.

Вообще говоря, при фотодезингеграции явл'ение заключается в том, 4io рентгеновский квант, или у-фотон, с энергией, большей энергии ^\;

язи нейтрона в ядре разрушаемого атома, реагирует с этим ядром, лбрасьшая нейтрон наподобие того, как световой квант вырывает эле 'v-'рон из атома светочувствительного вещества катода обычного фото элемента с внешним фотоэффектом. Получающееся в результате этой реакции новое атомное ядро часто оказывается радиоактивным. В этом случае легко определить величину энергии связи нейтрона в исходном ядре по величине энергии, которую бетатрон должен сообщить бомбар дирующим электронам для того, чтобы началось образование радиоак БЕТАТРОН тивного вещества. Быстрые электроны могут быть использованы дли выби вания нейтрона и непосредственно, так как ядро реагирует на прохож дение быстрого электрона с сопровождающим его электрическим полем в общем так же, как и на прохождение фотона с большой энергией.

Поскольку бетатрон представляет собой источник весьма проникаю щих рентгеновых лучей и электронов столь большой энергии, что они могут, например, проникать в человеческое тело примерно на половину его толщи, применения бетатрона оказываются интересными не только с точки зрения экспериментов из области ядерной физики, но имеют и непосредственное практическое значение. Рентгеновы лучи широко при меняются в индустриальных и терапевтических целях, а излучение, соз даваемое бетатроном, более проникающе, чем получавшееся любыми дру гими способами.

Электроны с большими энергиями, испускаемые бетатроном в резуль тате рассеяния от мишени, где возникают рентгеновы лучи, образуют весьма интенсивный, но слабо направленный пучок. Эти электроны, будучи направлены в человеческое тело, производят на своём пути в нём иони зацию, имеющую то же разрушительное действие, что и рентгеновы лучи, используемые в настоящее время в терапий глубинных опухолей. Одним из недостатков рентгеновых лучей является то, что они не целиком по глощаются внутри. Они проходят насквозь и производят потому своё действие всюду: в месте проникновения самой опухоли и в месте выхода.

Для устранения этого различными приёмами пытаются создавать опти мальную ионизацию в области глубоко расположенной злокачественной опухоли.

Пучок электронов с высокой проникающей способностью свободен от этих недостатков, так как глубина его проникновений определяется энергией частиц. Электроны с энергиями в 2 - 107 eV проникают в чело веческое тело на 10 см и 'не глубже. Доктор Ф. Моррисон определил, что при этих условиях они производят максимальную ионизацию на рас еюннии от 7 до 8 см ох поверхности. Это означает, что по всей вероят ности разрушения, производимые электронами, могут быть локализованы именно в самой опухоли, повреждения в месте вхождения пучка будут невелики и будут полностью отсутствовать за облучаемой опухолью.

Когда будет найден другой способ выпускать электронный поток из бе татрона (вместо рассеяния от мишени), этот поток будет более однороден по энергиям и менее сильно расходящимся. Это сделает бетатрон более применимым для медицинских целей.

Действие б е а о н]а В некоторых отношениях, поскольку бетатрон является магнитным прибором, он напоминает небольшой циклотрон. Существенное его отличие о г циклотрона состоит в том, что для работы его необходимо создание не постоянного, но переменного магнитного поля. Теория бетатрона по казывает, что заметные релятивистские эффекты, обнаруживающиеся, когда скорость электронов приближается к скорости света, никак не сказыва ются на его работе.

184 Д. У. KEHGT Электроны из электронной пушки, называемой инжектором, направля ются по круговой траектории магнитным полем небольшой напряжённо сти. Во время кругового движения этих электронов между полюсами магнита магнитное поле увеличивается и изменение величины магнитного потока, пронизывающего орбиту, даёт приращение энергии за один полный оборот. Этот выигрыш энергии, выраженный в вольтах, равен, Трубиа Питание Мат уши и расширяющие орбиту со ±- перемен, топ.

Питание Магнитнош поток Рис. 1. Вакуумная камера, в которой происходит ускорение электронов. Элек троны, поступающие из инжектора на равновесную орбиту, в действительно сти, прежде чем попасть на неё, совершают внутри камеры много оборотов.

То же справедливо в отношении электронов, покидающих орбиту и попадающих на мишень. Электроны покидают инжектор в момент А, а орбита расширяется в момент В каждого цикла очевидно, тому мгновенному значению разности потенциалов, которое измерил бы вольтметр, соединённый с одним витком проволоки, распо ложенной по орбите электрона.

На рис. 1 изображена схема круговой вакуумной камеры, в которой электроны описывают ряд круговых! траекторий, накапливая энергию при каждом обороте и ударяясь в конце концов* о мишень, расположен ную позади инжектора, давая при этом начало рентгеновскому излу чению.

Соленоиды, служащие для расширения орбит, не питаются током до тех пор, пока электроны не ускорены в нужной мере. После включения их они искажают распределение магнитного потока вблизи траектории эле ктронов и заставляют их, двигаясь но спиральным путям, попадать на ' мишень. Электроны вводятся в магнитное поле в момент А, отмеченный на кривой И рис. 1, а расширение орбиты до её пересечения с мишенью совершается в мд.мент В, когда энергия электронов достигает максимума.

Эти процессы Повторяются в течение каждого цикла.

Увеличение потока индукции сквозь орбиту создаёт добавочное коли чество движения у электрона, так что если бы одновременно не проис ходило увеличения напряжённости поля на орбите электрона, то орбита расширялась бы и весьма скоро электрон попал бы на стенку камеры.

Для удержания электрона на его орбите необходимо увеличивать напря жённость магнитного поля пропорционально увеличению количества движения mv, вызываемому возрастанием потока индукции. Как мы уви дим, это требует особого харектера распределения плотности магнитного потока. Радиус кривизны г орбиты связан с количеством движения эле ктрона и напряжённостью магнитного поля соотношением ( mv -= -~ Нг, где е — заряд электрона и с — скорость света. Согласно второму закону Ньютона производная от количества Движения но времени равна силе, действующей на, электрон, т. е.

d(mv) - =.

=/ dt Но, в свою очередь, сила / равна приращению кинетической энергии электрона на единице длины пути, которое, если принять, что орбита электрона имеет1неизменный радиус г. выразится, как где Ф~—магнитный ноток, пронизывающий орбиту. Таким образом, t t mv;

= / =./- = ~ • IJ Ir.rс I Ir.rc) л, ил и «=( — )~;

( это равенство показывает, что количество движения электрона пропор ционально изменению потока сквозь его круговую орбиту.

Комбинируя уравнения (1) и (2), имеем ' ' (3) Это означает, что Ф о равно нулю при Н, равном нулю, и что лоток Ф· пропорционален напряжённости поля на орбите и всегда должен быть вдвое больше чем тот, который существовал при Н, однородном по всей площади орбиты.

Приведённый результат был получен в предположении, что г является постоянной величиной. Естественно, что, прежде чем построить ускори тель, нужно было убедиться в справедливости обратного, т. е. того, чти· при заданном магнитном потоке орбита будет иметь постоянный радиус 186 Д. У. ККРСТ Мы никак не оговариваем характер зависимости магнитного потока и напряжённости поля от времени. Необходимо только, чтобы поток возрастал со временем и чтобы пропорционально менялась напряжённость поля-//. Это легко осуществить для и в воздушном зазоре одной и той же магнитной цепи. В реальных условиях электромагнит со своей обмоткой образуют самоиндукцию колебательного контура. Большое число конденсаторов используется для осуществления резонанса при нужной частоте. Первый бетатрон (построенный в Иллинойском университете) работал при частоте в 600 Hz, а новая, дающая электроны с энергиями до 20· 10 е eV установка этого университета работает на частоте в 180 Hz.

Необходимое условие образования потока быстрых электронов у бе татрона состоит в том, что электроны, отклонённые со своей орбиты в результате столкновений с молекулами остаточных газов, должны воз вращаться на свои орбиты под действием фокусирующих сил. Каждый рассеянный электрон должен совершать колебания около своей орбиты, которую можно назвать «равновесной ор битой», причём амплитуда этих колебаний должна убывать.

Условия для этих колебаний могут быть осуществлены путём создания надлежащего распределения магнитного поля. Для BOS никновения колебаний в аксиальном на правлении магнитные силовые линии между полюсами электромагнита должны изгибать ся наружу. В таком поле электрон, вышед ший из средней плоскости, оказывается в магнитном поле с небольшой радиаль ной компонентой. Эта радиальная компо нента по разные стороны средней плоскости направлена противоположным образом и поэтому направляет электроны всегда к Рис. 2. Сила / = •, = — этой плоскости независимо от того, куда представляет собой центро- лгктром откатился. Для осуществления стремительную силу, необхо- Э необходимого изгибания магнитных линий димую для удержания элек наружу достаточно придать полюсным на трона на окружности радиус конечникам такую форму, при которой рас -сила, с ко- стояние между ними возрастало бы по · мере торой магнитное поле дейст удаления от оси зазора между полюсами.

вует на электрон в действи На практике полюсным наконечникам при тельности. Равновесная орбита даётся коническая форма почти по всему соответствует абсциссе г — г сечению. Небольшая закраина оставляется только на периферии каждого наконечника, с целью создания более медленного ослабления поля, которое весьма резко спадает по краям.

Условие существования колебаний в радиальном направлении состоит том, что магнитное поле должно убывать не быстрее чем —. Это можно понять, обратившись к рис. 2, изображающему центростремитель ную силу F, необходимую для удержания электрона на орбите радиуса г° HETATPOII и функции г. Эта зависимость изображается гиперболой, так как Fc =.

("ила, создаваемая магнитным полем, равна Fт = —. В существую щих бетатронах изменения за несколько фокусирующих колебаний на столько незначительны, что ими можно пренебречь. Вследствие этого.

«ели Fm, а значит, и имеет зависимость от радиуса, изображаемую второй кривой рис. 2, она будет создавать центростремительную силу, большую, чем необходимая Fc, когда г больше чем /•„, и меньшую в об ратном случае. Если электрон находится вне равновесной орбиты, то он оказывается в области, где напряжённость магнитного поля больше чем необходимо для создания кругового пути. Поэтому электрон будет сме щаться в направлении к равновесной орбите, но, после того как пере сечёт её, окажется в области, где магнитное иоле недостаточно для создания кругового пути, и снова будет смещаться в направлении равно весной орбиты. Эти колебания около равновесной орбиты постепенно затухают вследствие того, что магнитное поле за каждый период коле оания возрастает, а амплитуда колебаний пропорциональна 2. Это влияние усиливающегося магнитного поля на амплитуду можно уподобить до некоторой степени увеличению жёсткости пружины, на которой под вешена колеблющаяся масса. Демпфирующие свойства возрастающего магнитного поля делают возможным введение электронов в ускоритель ную камеру с тем, что они попадают на опреде лённую орбиту.

Рассмотренные фоку сирующие эффекты ведут к образованию узкого электронного пучла, уда ряющегося о мишень на весьма небольшом уча стке её площади. Благо дари этому испускаемые мишенью рентгеновы лучи дают весьма резкие тени.

Мишень не расплавляется под действием выделяе мого электронном пучком тепла по той причине, что ток пучка весьма Рис. 3. Новый бетатрон, дающий электроны мал. Пучок интенсивности с энергиями до 20-1.° eV. Светлое пятнышко на около 1 лри энергии камере своим происхождением инжекторуобязано между полюсами электромагнита в 2 0 - 1 0 6 eV создаёт 16 /'/мин. на расстоянии 1 м. При этой энергии ( 2 - 1 0 7 eV) эффектив ность пучка в образовании рентгеновых лучей настолько велика, что около 65°.'о общей энергии пучка обращается в энергию рентгеновых квантов и лишь 35° „ -в тепло,, нагревающее мишень.

188 д. \. KKI'CT Новый бетатрон, снимок которого приведён на рис. 3, имеет полюс" ные наконечники, диаметром в 47,5 см, и равновесную орбиту в 18,75 см диаметром. Электромагнит имеет сравнительно небольшие размеры: вы соту в 900 см и длину в 1 500 см;

вес его, однако, составляет 3,5 тонны.

Мощность, необходимая для генерации электронного пучка с энергией элек тронов в 2 · Ю7 eV' при частоте 180 Hz, равна около 25 kW. Охлажде ние магнитной цепи осуществляется с помощью вентилятора, который можно видеть на рис. 3 у нижней части электромагнита.

Описанный прибор пригоден не только для получения рентгеновых лучей высокой проникающей способности, но также для получения искус ственной радиоактивности, возникающей во многих веществах вследствие фотодезинтеграции. Энергия электронов оказывается достаточной также и для проведения в матых масштабах некоторых опытов по космическим лучам.

ЛИТЕРАТУРА 1. D. W. K c r s t, Phys. Rev., 60, 47, 1941;

D. W. К е г s t a. R. S e r b e r, Phys.

Rev., 60, 53, 1941.

1944 УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК Т. XXVI, вып. ГИПОТЕЗА О НЕЙТРИНО И НОВЫЕ ПОДТВЕРЖДАЮЩИЕ ЕЁ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ А. /Т. Гринберг Вряд ли.можно назвать ещё одну гипотезу, которая занимала бы в науке такое своеобразное положение, как гипотеза о существовании ней трино. Предложенная Паули более 12 лет тому назад для объяснения загадки -расиада, она из-за своей простоты и убедительности завоевала всеобщее признание и в настоящее время осталась единственной, даю щей приемлемую интерпретацию наблюдаемых при -распаде фактов.

С течением времени всё" новые и ковые экснеримеюальные данные II i различных областей ядерной физики, а также теоретические вопросы, с одной стороны, дч» своего объяснения требовали привлечения той же гипотезы о существовании нейтрино, а с другой стороны, доставляли дополнительные свидетельства в её пользу. Неудивительно поэтому, что физики уже привыкли говорить о нейтрино, как о реальной частицг.

Вместе с тем, до сих пор никому не удалось прямыми опытами доказать, что нейтрино действительно существует в природе. Более того, в насто ящее время невозможно даже ука ;

ать метод, с помощью которого можно было бы пытаться открыть нейтрино в свободном состоянии. Тем боль шее значение в вопросе об экспериментальном подтверждении гипотезы о нейтрино приобретают косвенные доказательства реальности нейтрино.

Среди таких доказательств наиболее прямое и убедительное может быть «олучено путём изучения отдачи ядер при радиоактивном "распаде.

Несколько работ такого рода были осуществлены уже давно, но ни к Каким определённым результатам не привели. Лишь в 1941 г. американ ский физик Джемс Аллеи, выполнив своё замечательное исследование, дал тот последний и наиболее веский из целой серии аргументов в поль зу существования нейтрино, получения которого так давно добивались Экспериментаторы. Эту работу, несомненно, можно рассматривать как Доказательство существования нейтрино.

До изложения работы Аллена необходимо остановиться на сущности Проблемы -распада, на предпосылках, заставивших выдвинуть гипотезу Ь нейтрино, и на тех попытках экспериментально доказать её, какие были ^деланы до Аллена.

ПРОБЛЕМА -РАСПАДА И РАЗЛИЧНЫЕ ПОПЫТКИ ЕЁ РЕШЕНИЯ -радиоактивность, как известно, представляет собой самонроизволь :е испускание быстрых электронов ядрами некоторых радиоактивных пементов;

при этом элемент с атомным номером превращается в цемент с номером Z-\-l. Примерами -активных веществ могут слу кть RaB, RaC, ThB и др.

190 А. П. ГРИНБЕРГ В раннем периоде изучения -радиоакшвности первичным ядерным излучением считались те группы однородных по энергии электронов, на которые расщепляется -излучение в магнитном спектрографе (опыты Байера и Гана, 1910 г.).

Работы Рёзерфорда и его школы показали, что этот линейчатый спектр электронов возникает в результате вторичных процессов, разыг рывающихся в атоме, что эти электроны не являются первичными и не они вылетают из ядра при -распаде. К этому же времени было обна ружено то излучение, которое можно было считать первичным, ядерным:

в 1914 г. Чадвик нашёл, что электроны с однородными энергиями соста вляют лишь очень небольшую долю всего электронного излучения -ак тивного вещества;

помимо этих грудп имеется гораздо большее число электронов, скорости которых распределены йепрерывным образом в весьма широкой области. Целый ряд дальнейших экспериментов дал сведения о форме этого распределения—о форме непрерывного спектра -частиц, а так же показал, что для каждого -активного вещества существует вполне опре делённая верхняя граница скорости -частиц (посчедний вопрос долгое время был спорным и был окончательно решён только в 1933 г. благо даря работам Сарджснта). На рис. 1 представлены в качестве примера ffit м / Рис. 1. Распределение -частиц по энергиям для RaE и А1г типичные формы -спектра3: одна для вещества с большим атомным номером—для радия (RaE = Bigs0), другая для вещества с малы" атомным номером — дпя одного из искусственно радиоактивных изотопов по алюминия ( 3 ).

Сначала наличие непрерывного спектра -частиц не вызывало среди физиков какого-либо недоумения—слишком скудны были вообще позна ния о -распаде. Постепенно, однако, становилось всё более я1:ным, что здесь мы сталкиваемся с совершенно необычными обстоятельствами, тре бующими объяснения. Возникла проблема -распада.

Все данные, накопившиеся при изучении а- и -испускания, свидетель ствовали о том, что атомное ядро представляет собой квантованную систему, имеющую строго определённые энергетические уровни. Напри мер, хорошо известно, что а-частицы, испускаемые ядрами данного радио активного" вещества, обладают все точно одинаковой энергией *).

**' !) Что касается так называемых длиннопробежных -частиц и тонкой струк туры -спектра, то эти явления также прекрасно интерпретируется на основе представлений о дискретных уровнях возбуждённых ядер.

JHIIOlhSA О ИЬЙН'ИШ) И НОВЫК ЭКСПЕР МЫ1ТАЛРНЫЕ ДАННЫЕ 19V Это означает^ что все ядра -активного вещества до распада нахо дятся в определённом, одном и том же энергетическом состоянии;

затем при распаде выделяется точно одинаковая энергия в виде массы о-части цы и её кинетической энергии, и конечные ядра снова все находятся в.

одном и том же определённом энергетическом состоянии.

К таким же представлениям об определённых квантовых состояниях, в которых находится ядро, приводят данные о строгой монохроматич ности ядерных -лучей.

Энергетические условия, наблюдаемые при -распаде, фундаменталь но отличаются от перечисленных выше. Прежде всего энергия разных )5-частиц р а з л и ч н а ;

но этого мапо— речь идёт не о наличии хотя бы большого числа дискретных групп электронов с одинаковыми энергия ми внутри каждой группы, а о н е п р е р ы в н о м наборе энергий.

Напрашивается вывод, что испускание -частиц соответствует переходам между произвольно и непрерывно расположенными энергетическими уров нями ядер. Однако, такой вывод, противоречащий и квантовомеханиче ским представлениям, и опыту, казался настолько неправдоподобным, что он сразу был отклонён, и решение вопроса пытались найти в предполо жении о том, что энергетическая неоднородность -частиц является резуль татом каких-то вторичных процессов. Согласно гипотезе Мейтнер, пред ложенной ею в 19^22 г., все электроны вылетают из ядер данного вещества с одной и той же энергией, но затем теряют ту или иную долю её.

пролетая сквозь окружающую ядро электронную оболочку. Имеется ряд общих соображений, представляющих собой сильные аргументы против такого предположения. Рассмотрим, например, данные о -распаде RaF.

Наибольшая энергия -частиц RaE составляет приблизительно 1,2 MeV, а максимум кривой непрерывного спектра их лежит в пределах от 0 да 30 ke*V (см. рис. 1). С точки зрения Мейтнер это означает, что имеется большое число электронов, которые, обладая первоначально энер гией 1, 2 MeV, в результате некоторых процессов уменьшили свою· энергию, например, до значений ниже 0,1 MeV. Каковы же, однако, те процессы, которые мопи бы обусловить такую значительную потерю энер гии? Таких мы назвать не можем, -частица может, например, потерять свою энергию при стопкновении с одним из орбитальных электронов данного атома, с передачей этому электрону всей энергии. Но для вы бивания даже наиболее сильно связанного орбитального электрона — эле ктрона из /("-оболочки—в случае атома RaD требуется всего 90 keV, так что вырванный электрон будет иметь очень большую энергию (1 200 — 90 = 1 110 keV). Таким образом, непрерывность -спектра RaE нельзя объяснить обменом энергией между -частицей и орбитальным электроном. Отпадает также и другое предположение, которое можно было бы выдвинуть, предположение, что -частицы тратят часть сво^й энергии на то, чтобы возбудить испускание -лучей;

известно, что RaB вообще никаких -лучей не испускает. ~ Наконец, решающее опровержение гипотезы Мейтнер дал прямой опыт Эллиса и Вустера, выполненный ими в 1927 г. 4 а. Идея его заключает ся в следующем. Если первоначальная энергия -электронов одинакова и изменяется лишь в результате некоторых процессов передачи её дру 19- Д. п. ГНИНИЕРГ ги.м частицам или атомам, го при помещении определённого количества Jl-активного вещества в калориметр должен наблюдаться тепловой эф фект, соответствующий произведению из числа распавшихся атомов на м а к с и м а л ь н у ю энергию -частицы, потому что и кинетическая энер гия -частиц, и та доля,энергии их, которая теряется внутри электрон ной оболочки агома, должна в конечном счёте превратиться в тепло и будет учтена калориметром. Эчлис и Вустер показали, что эго не име ет места. Полная тепловая энергия, выделяющаяся при распаде взя гого ими вещества (RaE), оказалась в точности равной произведению из числа распавшихся атомов на с р е д н ю ю энергию электронов ненрерыв.ного спектра. Эго с несомненностью свидетельствует о том, что энер гетическая неоднородность -частиц имеет первичный характер: уже при.вылете из ядра электроны имеют то распределение скоростей, о котором мы знаем из формы непрерывного -снектра.

Опыт Эллиса и Вустера был с большой тщательностью повторен в в 1930 г. Мейтнер и Ортманом ib, которые подучили тог же результат.

Таким образом,' энергетическая неоднородность -частиц не обуслов лена вторичными эффектами. Поэтому пришлось вернулься к прежнему выводу: следовательно, при -распаде количество выделяющейся энергии неопределённо, не квантовано и меняется непрерывным образом в ши роких пределах. Это, очевидно, означает, что либо исходные -актив лые ядра, либо конечные, образующиеся в результате ^-распада, либо, наконец, и те, и другие имеют неодинаковую энергию, т. е. находятся в совершенно неопределённом энергетическом состоянии. Иначе говоря, два ядра одного сорта должны измеримо отличаться по массе. Мы уже гово рили выше, что такое положение вещей противоречит и теоретическим представлениям, и экспериментальным фактам, относящимся к смежным областям ядерной физики. К этому можно добавить ещё ряд доводов.

Экспериментальные данные о молекулярных спектрах дают убедительные свидетельства того, что ядра одного сорта подчиняются определённой статистике и, следовательно, их надо рассматривать не только, как при мерно одинаковые, но как существенно идентичные частицы. Из сверх тонкой структуры атомных спектров TO4HJ так же следует, что ядро пред ставляет собой квантованную систему с совершенно определённой массой и угловым моментом. Эти наблюдения касаются нерадиоактивных веществ, н), очевидно, нет оснований сомневаться в том, что то же имеет место и для радиоактивных ядер, в частности, для pl-радиоактивных. Далее, нет никаких фактов, которые свидетельствовали бы о том, что до -расиада или после него ядра данного вещества отличаются по энергии. Например, если имеется цепочка радиоактивных превращений вида a-jj-, то опыт по казывает, что все -частицы в первом звене обладают одной и той же энергией и -частицы в третьем звене по энергии также все одинаковы между собой, несмотря на уо, что во втором звене этой цепочки проис ходит -рашад с присущим ему испусканием энергетически разнородных частиц. Наконец, убедительные экспериментальные доказательства того, что все исходные -активные ядра определённого вещества обладают од ной и той же собственной энергией, т. е. массой (то же относится и к конечным ядрам), могут быть получены для искусственно радиоактивных ГИПОТЕЗА ОНЕЙТРИНО И HORblh ЭКСПЕРИМЕНТЛЛЬНЫЕ ДАННЫЕ яаер с очень большой точностью путём измерения энергии превращения в соответствующих ядерных реакциях или при помощи масс-спектрографа.

Таким образом, всякие предположения об энергетической неоднород ности ядер одного сорта приходится признать совершенно несостоятель ными.

После неудач первых гипотез1, выдвинутых для решения проблемы ?-распада, физики нашли еще* ряд других возможных предположений.

Это — разные вари-анты гипотезы об испускании пары частиц. Основная идея этой гипотезы заключается в следующем: предполагается, что при -распаде ядро испускает не только электрон, но и ещё какую-нибудь частицу одновременно с ним. Суммарная, полученная двумя частицами, энергия одинакова для всех актов распада ядер данного вещества, но она по-разному распределяется между этими двумя частицами;

это рас пределение обусловливается законами статистики и оно и является при чиной того, что электроны энергетически неоднородны, т. е. имеет место непрерывный -спектр.

В качестве пары одновременно испускаемых частиц сначала называ лись два электрона. Однако, такое предположение явно ошибочно, так как из опыта известно, что в результате -распада положительный заряд ядра увеличивается на одну единицу (т. е. на один заряд электрона), но не на две единицы. Поэтому было предложено некоторое видоизменение этой гипотезы: предполагалось, что в цепном распаде типа а •— — — смеется определённая корреляция между энергиями двух -частиц, испускаемых последовательно одна за другой;

если, например, во втором звене цепочки испускается электрон с относительно малой энергией, то в третьем звене цепочки будет испущен электрон с большей энер гией, так что сумма энергий для каждой пары таких последовательных Р-распадов одна и та ж е 5. Эта гипотеза, очевидно, могла бы иметь лишь ограниченное применение -— она не даёт общего решения проблемы непрерывного -спектра, касаясь лишь специальных случаев цепного ра диоактивного распада. Однако, анализируя экспериментальные данные, легко убедиться, что и в этих случаях она не соответствует действи тельности 6. / Другое предположение, также относящееся к самым ранним попыткам истолкования энергетической неоднородности -частиц, заключается в том, что при распаде ядра одновременно с электроном испускается -квант 7.

Непрерывному спектру -частиц, разумеется, должен соответствовать и непрерывный спектр -лучей.

Эта гипотеза легко опровергается опытом. Прежде всего известен ряд -радиоактивных веществ, не испускающих -лучей. Классическим примером таких веществ давно уже служит RaE. -спектр его также давно изучен и хорошо известно, что он так же непрерывен, как и в других случаях -радиоактивности. 'С другой стороны, в тех случаях, когда -распад сопровождается испусканием -лучей, хорошо известно, что спектр -квантов не непрерывен: всегда испускается одна или не сколько -линий со строго определённой энергией.

Предлагалась ещё одна гипотеза того же типа — это теория Ji-pac пада, развивавшаяся в 1933 г. Беком и Ситте 8. Она заключается в том 6 Успеэгч физя».^наук. т. XXVI, иып. 2.

194 А. П. ГРИНБЕРГ что при -распаде ядро испускает пару частиц — электрон и позитрон, причём позитрон каким-то образом вновь -захватывается ядром, так что в результате заряд ядра увеличивается на единицу. Эта теория может объяснить энергетическую неоднородность -элекхронов, но, очевидно, не даёт ответа на вопрос о том, почему же энергия всех конечных ядер остаётся одинаковой, несмотря на захват разных по энергии позитронов.

В этом смысле теория Бека и Ситте вообще оставляет проблему -pac пада открытой.

Наконец, слрдует упомянуть ещё об одной попытке решения *той проблемы. Она была сделана значительно позже предыдущих-—в 1937 г.;

однако, чтобы не возвращаться к вопросу о различных неудачных пред положениях относительно -распада, мы.уже здесь скажем о ней. Крейн и др. 9, а также Джонси 1 0 предположили, что энергия, получаемая -ча стицей от ядра, одинакова для всех -частиц данного вещества, но раз личны м а с с ы этих электронов (массы покоя), а в соответствии с этим различна и их кинетическая энергия: электрон с большей массой обла дает меньшей кинетической энергией, и наоборот. Тщательный анализ -частиц RaE и других веществ показал, что это предположение оши бочно — нет «тяжёлых» -электронов, массы всех -частиц одинаковы, так что неодинаковость их кинетической энергии означает и то, что неодинакова полная энергия, получаемая ими при вылете из ядер.

До сих пор мы не подчёркивали одного обстоятельства. Явление -распада только потому представляется необычным и непонятным, что мы рассматриваем его с точки зрения закона сохранения энергии, считая этот закон незь|блемым и справедливым во всех явлениях природы. В этом случае мы при -распаде действительно сталкиваемся с противоречивыми загадочными фактами: ядра с энергией А испускают электрон и превра щаются в ядра с энергией В, но энергия электронов не равна ни раз N ности (А—В), ни какой-либо другой постоянной величине. Итак, то, что мы знаем о -распаде, говорит о несоблюдении здесь закона сохра нения энергии. Возможны, однако, две точки зрения по этому поводу:

либо имеются такие стороны явления -распада, которых мы пока не знаем и лишь вследствие этого констатируем видимое несохранение энер гии, либо же это несохранение энергии является реальным фактом, и мы должны признать, что столкнулись с явлением, при котором закон сохранения энергии не действует. Все изложенные выше попытки реше ния проблемы -распада, очевидно, исходили из первой точки зрения и стремились так описать явление, чтобы оказался восстановленным в своих правах закон сохранения энергии. Как мы видели, эти попытки все были неудачными;

это и заставило Бора ещё в 1930 г. 1 2 указать на то, что возможна вторая точка зрения, а именно, что закон сохранения энергии действительно не соблюдается при -распаде. Вряд ли следует указы вать, какое фундаментальное значение для всей физики имело бы под тверждение этого предположения. Однако, экспериментальные данные полностью опровергают его.

Чисто логическим аргументом против гипотезы о несохранении энер гии при -распаде являйся тот экспериментально установленный факт, что закон сохранения энергии соблюдается во всех ядерных явлениях, ГИПОТЕЗА ОНЕЙТРННО И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ в реакциях как с лёгкими, так и с тяжёлыми частицами, и -распад был бы единственным и необъяснимым исключением. Существуют и веские теоретические соображения против этой гипотезы. На них мы не будем здесь останавливаться и перейдём к возражениям экспериментального характера.

Первым из таких аргументов является тот факт, что существует вполне определённая верхняя граница р-спектра. Если энергия при -pac паде не сохраняется, трудно понять, почему не наблюдаются -частицы с произвольно большой энергией.

Далее, необходимо уточнить, что означает предположение о несохра нении энергии при -расладе. Очевидно, абсурдно было бы предпола гать, что энергия вообще не сохраняется в этом процессе;

это означало бы макроскопическое несохранение энергия и возможность осуществле ния «вечного движения» с помощью -распада или обратных ему про цессов. Следовательно., можно говорить лишь о том, что энергия не со храняется в элементарном акте -распада, но сохраняется статистически, в среднем, для большого числа -распадов. Однако, допущение о стати стическом сохранении энергии при -распаде полностью опровергается дан ными опыта. В самом деле, математически это допущение можно написать в виде следующего равенства:

где АЕ— энергия распада, т. е. разность энергий исходного ядра, ис пускающего -частицу, и конечного ядра (мы полагаем == const, для всех ядер данного сорта;

только такое предположение соответствует всем экспериментальным данным и квантово-механическим представлениям);

— средняя кинетическая энергия -частицы, тс2 — её энергия покоя.

Таким образом, при допущении о статистиаеском сохранении энергии ме рой энергии распада должна быть с р е д н я я энергия -частиц. Опыт же показывает, что мерой энергии распада является не средняя, а макси мальная энергия -частиц, т. е. верхняя граница -спектра. Рассмотрим, например, данные о разветвлённом распаде ТЪС. Так называемая торие вая вилка была подробно исследована Эллисом и Моттом в 1933—1934 гг..

ТЬС превращается в ThD двумя путями: либо через образование ThC, либо через образование ThC". Полная схема переходов весьма сложна, включая множество групп -частиц и -лучей. Основные переходы можно изобразить следующим образом (цифры внизу у названия изотопа дают его порядковый номер Z):

•ThDffbL Разность энергий ядер ThC и ThD—некоторая постоянная величина, которую можно вышслйть, зная из опыта энергии - и -частиц в соот ветствующих переходах. Очевидно, что подсчёт по любой из ветвей — 196 А П. ГРИНБЕРГ через ThC или ThC" — должен дать одну и ту же величину. Такое ра венство значений действительно получается, если за меру энергии -pac пада принять верхнюю границу -спектра. Цифры по каждой из ветвей таковы:

T h C — • T h C : Е ш и () = 2, 2 3 MeV ThC -~*ThC": m a x () =p6,2MeV T h C — ThD*: Emax () = 1,79 MeV ThC — » Т Ь Р : Е т „ (a) = 8,947 MeV ThD* —• ThD: () — 3,202 MeV ll,197MeV " 11,192 MeV Если же считать, Что разность энергий ядер до'и после -распада определяется средней энергией -частиц, то баланс энергии по разным ветвям ториевой вилки даёт совершенно неодинаковые величины.

Другой пример — получение и распад радиоактивного N 1 3. Этот изо топ азота образуется при бомбардировке углерода протонами в реакции C»+/ + Q*=N» + «,' (1) где Q — энергия, которую' необходимо затратить, чтобы такая реакция произошла. N 1 3 распадается, испуская позитроны, и, таким образом, превращается в исходное стабильное ядро С 1 3. Величину Q можно вы числить с весьма большой точностью, измерив так называемый порог реакции, т. е. ту наименьшую кинетическую энергию протонов, при ко торой ещё идёт указанная реакция. Прекрасно выполненное в 1940 г.

хэксби и др. и определение порога этой реакции дало для Q величину 2,97 + 0,03 MeV. Зная Q и разность масс протона и нейтрона (которая в энергетической мере составляет 0,730 + 0,056 MeV), можно на осно вании уравнения (1) вычислить разность энергии атомов N 1 3 и С 1 3, а от сюда и разность энергий ядер N 1 3 и С 1 3. Эта разность получается равной 1,71 + 0,04 MeV. Такова, следовательно, та энергия, которая должна выделиться при переходе N 1 3 и С 1 а. Вычитая отсюда тс2 — энер гию покоя позитрона, легко установить, какова должна быть кинетиче ская энергия позитронов, испускаемых в этом переходе. Расчёт даёт ве личину 1,20 + 0,04 MeV. Из опыта же известно, что верхняя граница спектра позитронов N 1 3 равна 1,198 + 0,006 MeV. Согласие, как мы видим, прекрасное.

Приведённых примеров достаточно, чтобы убедиться в том, что не средняя, а максимальная энергия -частиц является мерой энергии рас пада. Таким образом, прэдгюложение о статистическом характере сохра нения энергии при -распаде должно быть отброшено. Повидимому, энергия сохраняется в каждом отдельном акте -распада, а наблюдае мое несохранение явчяется только кажущимся, как результат неполноты наших ведений о ходе явления.

2. ГИПОТЕЗА ПАУЛИ О НЕЙТРИНО Мы видели, как на основании всё расширяющегося круга эксперимен тальных данных одна За другой должны быть of6pouieHbi все многочис ленные попытки решения проблемы [i-распада. Вопрос о -распаде при ходит в такое состояние, когда остаётся лишь единственная возможность ГИПОТЕЗА ОНЕЙТРИИО И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТаЛЬНЫЕ ДАННЫЕ его решения;

эта возможность была указана Паули ещё в 1931 '., хотя тогда многие из приводившихся выше аргументов эксперименталь ного характера ещё не были известны с такой достоверностью, как ныне.

Паули, как это делали многие и до него, предположил, что ^-распад действительно является процессом, при котором из ядра вылетает не одна частица — электрон, а одновременно две частицы. Но в качестве -парт нёра электрона Паули предполагает не второй электрон, не -квант, а новую, ещё не встречавшуюся в других явлениях частицу, которую он называет нейтрино 1 ). Нужно вспомнить что в 1931 г. физика знала только две эяементарных частицы — электрон и протон, чтобы понять, насколько смелым и революционным было в то время предположение о том, что существует ещё одна элементарная частица.

Как мы уже говорили выше, предположение об испускании при ^-рас паде одновременно двух частиц может полностью Объяснить энергетиче скую неоднородность -электронов: полная энергия распада, являющаяся константой для ядер данного сорта, распределяется между двумя части цами в каждом этементарном акте по-разному. Ясный физический смысл приобретает верхняя граница непрерывного -спектра: в тех случаях, когда доля энергии, получаемая нейтрино, практически равна нулю, ядро испускает наиболее быстрые электроны, энергий которых равна полной энергии распада.


Какие же свойства необходимо приписать нейтрино, чтобы, предпо лагая его участие в акте -распада, не впасть в противоречие с нако пившимся богатым экспериментальным материалом об этом явлении? Прежде BcerO эта новая частица не должна обладать зарядом — она должна быть электрически нейтральна (отсюда и название её;

предлагалось также название «эргон», не получившее распространения). Основанием для этого требования является тот твёрдо установленный факт, что при р-распаде величина заряда ядра меняется только на единицу, т. е. на величину заряда, уносимого -частицей. Далее, масса нейтрино должна быть мала по сравнению с массой протона, так как известно^ что при -распаде массовое число ядра не меняется, конечное ядро является изобарой ис ходного.

Эти два свойства нейтрино — отсутствие заряда и малость-массы — делают понятными как тот факт, что нейтрино не былу обнаружены с помощью обычных средств в составе радиоактивного излучения, так и результаты калориметрических опытов. Частицы такого рода беспрепят ственно проходят сквозь стенки калориметра, н, следовательно, та энер гия, которую уносят нейтрино, не может быть учтена этим прибором;

поэтому наблюдаемый тепловой эффект связан только с -электронами и получается равным их средней энергии.

В 1932 г. был открыт нейтрон, и вскоре после этого единственно правильной теорией структуры ядра стала признаваться теория, согласно г ) Паули не опубликовал своей гипотезы, но его устные высказывания были известны многим физикам, которые неоднократно ссылались на них. Перед ши рокой аудиторией он впервые изложил своё предположение в 1933 г. на седь мом Сольвеевском конгрессе в Брюсселе.

198 ' А. П. ГРИНБЕРГ которой все ядра состоят только из нейтронов и протонов, электронов же в ядре нет. Непосредственно отсюда вытекает необходимость допу стить, что (3-частйцы рождаются в момент ^-распада ядра. Но остаётся другое затруднение в вопросе о р-распаде, возникшее в связи с протон но-нейтронной схемой строения ядер. Твёрдо установленный эмпириче ский закон гласит, что ядра с четным массовым числом обладают целым спином (т. е. мгханический момент количества движения или спин ядра а я ДР а с = 0, 1, 2... в единицах jj"-), нечётным массовым числом—• полуцелым спином ( / = l j 2, 3/2...). Этот закон вполне понятен с точки зрения указанной теории строения ядер и векторной модели спина ядра, если учесть, что спин нейтрона, как и спин протона, равен поло вине, а орбитальный момент количества движения частиц внутри ядра всегда выражается целым числом.

Указанный закон, разумеется, был установлен на стабильных ядрах, но нет никаких оснований не распространять его и-на -активные ядра.

При -распаде массовое число не меняется, так что если исходное ядро имело чётное массовое число, то и массовое число конечного ядра ос таётся чётным. Следовательно, если спин исходного ядра был целым чис лом, j o и спин конечного ядра останется целым числом. Между тем, спин -частицы, т. е. электрона, как известно, равен поювине, а орби тальный момент его может быть лишь целым числом. Поэтому при -распаде целый спин ядра должен быч бы переходить в полуцелый и наоборот. Таким образом, при -распаде *шеет место явное нарушение закона сохранения моментов и это несохранение спина «стоит почти*в таком же резком несоответствии с твёрдо установленными законами при роды, как стояло бы несохранение энергии» (Бете).

Принятие гипотезы об испускании одновременно с -электроном вто рой частицы — нейтрино — полностью устраняет это затруднение;

для этого достаточно приписать нейтрино поауцелый.спин, т. е. допустить, что спин нейтрино равен 1/2 или 3/2 и т. п. Наиболее рационально считать, что нейтрино, как и все другие элементарные частицы, обладает спином, равным половине.

Таким образом, рассмотрение ядерных спинов совершенно независимо от прежних соображений также заставляет предположить существование нейтрино. Расширяются функции, возложенные- на нейтрино. Эта частица позволяет оставить в силе не только закон сохранения энергии, но и закон сохранения моментов. С другой стороны, пополняется перечень свойств, которые должны быть приписаны нейтрино: необходимо предпо ложить наличие у этой частицы определённого спина. По аналогии с дру гими элементарными частицами можно было бы предположить, что у нейтрино также имеется связанный со спином магнитный момент.

Однако, об этом свойстве нейтрино заранее сказать ничего нельзя;

есть ли у нейтрино магнитный момент или нет — это должен решить опыт.

Не вдаваясь в детали, укажем ещё одно явление, интерпретация ко торого не обходится без гипотезы о существовании нейтрино. Это — ГИПОТЕЗА ОНЕЙТРИНО И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ распад мезона. Соображения, аналогичные тем, которые имеют место в- вопросе о -распаде, заставляют предположить, что мезон, превращаясь в электрон, одновременно испускает нейтрино.

3. ПОПЫТКИ ОБНАРУЖЕНИЯ НЕЙТРИНО НА ОПЫТЕ Несомненно, что предположение о существовании третьей элементар ной частицы (вдобавок к двум известным в то время — электрону и про тону) было смелой и остроумной догадкой. При поверхностном рассмо трении вопроса она казалась не только неправдоподобной, но и логически порочной: нельзя признать удовтетворйтельным такой способ, при кото ром решение проблемы достигается за счёт введения неуловимой и ненаблю даемой частицы. Любопытно следующее замечание Эллиса по поводу того, что разработанная Ферми теория -распада основана на принятии гипотезы о нейтрино: «Нейтрино в теории Ферми либо может быть ре альной частицей, лЬбр представляет собой лишь удобную форму кон статации расхождения между теорией и фактами».

Впоследствии, однако, целый ряд экспериментальных данных дал новые свидетельства в пользу гипотезы о нейтрино. Сопоставление энергети ческого баланса в разветвчённом распаде типа ториевой вилки и та в замкнутом цикле превращений С13—*• 13 —- С 1 3, вопрос о сохранении спина при -расиаде и т. д.-—всё это привело к тому, что в идее о ней трино в сущности не осталось почти ничего гипотетического. С полным основанием 'можно было уж-е считать её не предположением, а утверж дением, которое основано на большой совокупности опытных данных;

не осталось никайой иной возможности интерпретировать тот, установ ленный уже с несомненностью, факт, что при -распаде каждый раз выделяется совершенно определённая энергия, которая очень часто лишь частично передаётся -частице и в таких случаях остальная часть её идёт на нечто другое.

Однако, указанные свидетельства реальности нейтрино при всей их убедительности являются косвенными, и понятно стремление физиков до казать существование нейтрино прямым опытом. Трудности решения этой задачи очевидны с самого начала. Каким образом можно обнаружить нейтрино — эту незаряженную частицу с очень малой массой? Все суще ствующие методы и приборы для наблюдения этементарных частиц — ка мера Вильсона, счётчик Гейгера-Мюллера, ионизационная камера, фото пластинка— в конечном счёте основаны на ионизации" производимой в окружающей среде тем электрическим зарядом, который несёт на себе частица.

Нейтрон, который зарядом не обладает, обнаружить гораздо труднее, чем заряженную частицу, нО сделать это всё же вполне возможно бла годаря тому, Что нейтрон, во-первых, обладает большой массой, а во вторых, сичьно взаимодействует с веществом, и в результате этого вза имодействия возникают быстрые з а р я ж е н н ы е частицы: протоны — при упругом ударе нейтронов или при реакции поглощения нейтрона с вы летом протона (реакции типа я, р), электроны или позитроны — при воз никновении -активных изотопов в результате захвата нейтрона ядром 200 А. П. ГРИНБЕРГ (реакции типа, или те же реакции типа п, р). Ни о каких подобных вторичных эффектах, которые помогли бы обнаружить частицу, в случае нейтрино не может быть и речи;

лёгкая незаряженная частица проходит через- вещество практически без взаимодействия, как через пустоту.

Единственный вид взаимодейстьия нейтрино с веществом может быть пред сказан с достоверностью — эхо «обратный -ироцесс», т. е. захват ней трино ядром с одновременным испусканием электрона или позитрона.

Однако, вероятность такого процесса ничтожно мата: как показал рас чет, выполненный Бете и Найерлсом 1 5, нейтрино должно пройти в твер дом теле в среднем 101(i км, прежде чем оно будет захвачено ядром.

Остаётся ещё один гипотетический путь: возможно, что нейтрино обладает магнигньш моментом и в таком случае в силу взаимодействия эгогЧ) момента с электронными оболочками атомов нейтрино, пролегая, например, сквозь газ, должно ионизовать его;

такой эффект дал бы возможность обнаружить эгу частицу.

Первые экспериментальные работы, поставившие своей целью найти нейтрино, как раз и представляли собой попытки измерить ионизацию газа, вызываемую нейтрино.

Чадвик и Ли 1 6 в 93' г., поаьзуясь ионизационной камерой, напол ненной азотом под давлением в 75 атм., пытались найти ионизацию, вы зываемую излучением RaE (100 тС) после поглощения всех -частиц его в слое свинца, толщиной в 58 мм. Оказалось, что в эгих условиях на счёг нейтрино можно отнести образование не бояее двух пар ионов в 1 см'6 газа в 1 сек., откуда следовало, что нейтрино ооразует меньше одной пары ионов на 150 км пути в газе при нормальном давлении.

Намиас 1 ' в 1934 г. произвёл анатогичные опыты хораздо более тщательно.

Для того чтобы свести к минимуму фон камеры, связанный с космиче ским излучением, опыты производились глубоко под землёй, в лондонском метро. Кроме того, был взят чрезвычайно сильный радиоактивный нре парат — о г радия. Радиоактивные излучения фильтровались большим ко личеством свинца-т-толщина слоя его доходила до 1 м. Никакой доба вочной ионизации (сверх фона от космических лучей), которую можно было бы приписать ионизирующему действию нейтрино, нельзя было обнаружить. Как показал расчёт, произведённый Бете 1 7 Ь, результаты опытов Намиаса свидетельствуют о том, что ионизирующая способность нейтрино—не более одного иона прибчизительно на 500 000 км пути в воздухе. Это означает, что если у нейтрино есть магнитный момент, то он меньше 1/7 000 магнетона Бора. Вероятнее всего нейтрино вообще не имеет магнитного момента.


Эгот вывод делает окончательно безнадёжными попытки обнаружения нейтрино в свободном состоянии по производимой им ионизации. Прихо дится констатировать следующее: если не будут открыты какие-ниоудь особые свойства нейтрино, какой-нибудь особый вид взаимодействия нейтрино с веществом, иаи же если не будут найдены совершенно новые методы наблюдения частиц, не несущих электрического заряда, то нет.

никаких оснований рассчитывать на то, что удастся обнаружить нейтрино в свободном состоянии. Но эго означает, что в настоящее время не ьидно путей прямого экспериментального доказательства существования ГИПОТЕЗА ОНЬЙТРИНО И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ нейтрино. В самом деле, как понимает физик открытие новой часшцк?

Во всех случаях до сих пор о:крьпие частицы означало, что некоторое производимое ею действие удалось обнаружить не только там, где предполагается возникновение её, но и где-то в другом месте, где про летает эта частица.

В случае нейтрино, повторяем, это пока безнадёжно. Приходится ограничиться более узкой задачей — получением некоторых дополнитель ных косвенных доказательств реальности нейтрино. Здесь обстоятельства оолее утешительны. Не имея средств для обнаружения нейтрино в дви жении через вещество, можно попытаться иссчедовать начальную точку траектории нейтрино, найти эффект, связанный с выпетом нейтриьо из ядра. Мысль экспериментатора обращается прежде всего к самому явле нию -распада — к тому акту, при котором предполагается рождение нейтрино. Нельзя ли, например, извлечь какие-либо сведения о нейтрино, изучая форму -снектра,1 т. е. вид кривой распределения -часткц по энергиям? Существующие теории -распада, исходящие из гипотезы о нейтрино (теория Ферми и различные её модификации), предсказывают разную форму этой кривой вблизи верхней границы спектра, в зависи мости от того, отличается ли масса нейтрино от нулч ити она в точно сти равна нулю. Сопоставляя экспериментальные кривые с требованиями теории, можно было бы сделать выводы относительно массы нейтрино.

К сожалению, достоверность их весьма невелика, поскольку неизвестно, в какой степени эти теории правильно отражают действительность;

ни один из вариантов теории -распада не даёт полного согласия с опытом в отношении формы -спектра. Во всяком случае можно отметить, что выводы таковы: масса нейтрино, возможно, отлична от нуля, но не пре вышает ] / 5 массы электрона 18 (это совпадает с тем гораздо более на дёжным заключением, которое можно сделать на основании анатиза ба ланса энергии при ядерных превращениях и в особенности при возникновении и распаде 1 3 ). Этот случай, уже упоминавшийся выше, замечателен тем, что в подробном уравнении баланса неизвестным остаётся только одно —,, масса нейфино;

из данных эксперимента14 получается, что масса нейтрино равна 0,001 + 0,056 MeV, т. е. не превышает 1jl0 массы электрона.

Другая сторона процесса -распада даёт возможность получить го раздо более убедительные сведения о нейтрино. Необходимо изучить элементарный процесс -распада, исследовать так называемую отдачу ядра. Когда из ядра вылетает быстрая частица, ядро получает толчок в противоположном направлении, приобретает известную скорость и на ходится в движении, пока не растратит полученной им энергии на столк новения с другими частицами. Такое движущееся ядро (точнее — атом или ион) вполне доступно современным методам наблюдения, и, таким образом, имеется возможность изучить на опыте свойства ядер отдачи.

Разумеется, самый факт возникновения ядер отдачи при -распаде ещё ничего не говорит о нейтрино: даже если испускание электрона не сопро вождается одновременным испусканием другой частицы, ядра отдачи безустовно должны наблюдаться, поскольку из ядра вылетает быстрый электрон. Однако, кинетическая энергия и направление движения ядер отдачи будут зависеть от того, вылетел ли из ядра только электрон 202 А. П. ГРИНВЕРГ или вылетело также и нгйтрино, и анализ соответствующих эксперимен тальных данных об ядрах отдачи при ^-распаде может привести к опре делённым выводам существовании нейтрино.

Можно указать три возможных типа опытов по изучению отдачи при -распаде. Опыты первого типа должны заключаться в том, что для каждого акта -распада измеряется импульс -частицы, импульс ядра отдачи и угол" между ними, т. е. устанавливается полная векторная диаграмма элементарного акта. Такие опыты могут дать решающие аргументы в вопросе о принятии или отклонений нейтринной схемы -распада. Закон сохранения энергии в системе ядро—-частица, как мы видели, явно не соблюдается. Но как будет обстоять дело в этой си стеме в отношении соблюдения закона сохранения импульсов? Если •окажется, что векторная сумма импульса ядра отдачи и импульса -ча стицы всегда равна нулю, то это означает полный крах гипотезы об испускании нейтрино при -распаде, так как тогда очевидно, что в эле ментарном акте участвуют только две частицы — ядро и электрон, разлетающиеся в. противоположные стороны. Если же окажется, что в ряде случаев указанная векторная сумма отлична от нуля, т. е. что и закон сохранения импульсов в системе ядро — fi-частица не соблюдается, то для пров.ерки гипотезы о нейтрино существеннейшее значение при обретает., вопрос: как именно не соблюдается этот закон? Произвольным ли образом или так, что введение третьей частицы немедленно восстанав ливает его в своих правах, приводя к всесторонне согласующимся друг с другом результатам? Пояснцм сказанное. В тех случаях, когда соответствующим образом выполненный опыт показывает, что импульс ядра отдачи и импульс -частицы не представляют собой двух равных • противоположно направленных векторов, мы можем, предполагая уча и стие третьей частицы в акте -испускания, точно определить её импульс (так как векторная сумма всех трёх импульсов должна равняться нулю).

С другой стороны, зная энергию данной -частицы и значение верхней границы -спектра/мы по разности этих двух величин определяем энер гию нейтрино Е. Если теперь окажется, что найденные таким образом значения и удовлетворяют релятивистскому соотношению между •импульсом, и кинетической энергией одной частицы:

где — масса этой частицы, причём это соотношение оказывается справед ливым для всех наблюдавшихся случаев отдачи при одном и том же значении, то это будет в высщгй степени убедительным свидетельст вом в пользу гипотезы о существовании нейтрино. Одновременно эти опыты дали бы и прямое определение массы нейтрино, и распределение углов разлёта нейтрино и электрона. Последнее представляло бы весьма ценный экспериментальный материал для' выбора между различными вариантами теории -распада, поскольку разные варианты предсказывают и разные распределения углов разлёта 1 9.

Осуществление таких опытов связано, однако, с ^большими труд ностями. Метод камеры Вильсона непригоден, так как треки ядер отдачи наблюдать невозможно;

энергия последних слишком мала (до 5 0 — ГИПОТЕЗА ОНЕЙТРИНО И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ 100 eV), пробег Их даже в разреженном газе в камере Вильсона очень мал, так что треки ядер отдачи имеют длину в малые доли миллнметра.

Может быть предложена другая методика получения векторной· диа граммы элементарного акта -расиада (о ней мы скажем ниже несколько слов), но до сих пор опыты такого рода не производились, и, таким обра зом, измерения первого типа пока не осуществлены.

Менее полноценными, но всё же ещё достаточно убедительными могут быть опыты второго типа. Можно ограничиться измерением кине тической энергии ядер отдачи, не занимаясь вопросом о направленин их движения. Сопоставляя для ряда отдельных актов -распада величину энергии ядра отдачи с величиной импульса соответствующей -частицы, можно установить: нужно ли предположить участие третьей частицы, чтобы был соблюдён как з!акон сохранения энергии, так и закон сохране ния импульсов, или же этот второй закон соблюдается и без гипотезы о нейтрино? Попытки такого рода исследований предпринимались, но в силу причин, которые мы изложим позже, ни к каким существенным результатам не привели.N Наконец, опыты третьего типа, наименее полноценные, дающие лишь самые косвенные доказательства реальности нейтрино, заключаются в получении распределения ядер отдачи по энергиям. Здесь, таким образом, эксперимента тор совершенно отходит от изучения элемен тарного акта -распада, ограничиваясь лишь установлением общей статистической характери стики совокупности ядер отдачи.

Именно к этому типу опытов относится пер вая, работа по исследованию отдачи при [5-рас наде, связанная с вопросом о существовании нейтрино;

она была выполнена А. И. Лейпун ским2о в 1936 г. Эта работа носит характер скорее предварительного опыта, чем обстоятель ного исследования;

в эксперименте были допу-.

щены промахи, и результат получился явно оши-* бочный. Однако, благодаря остроумию исполь- В зованных в ней идей она имеет принципиальное Рис. 2. Схема опыта Лейпунского.

значение и во многих отношениях является про образом последующих работ этого рода. Поэтому А — жидкий воздух, В — ра диоактивный источник, С — мы вкратце изложим её. Металлическая поверх- сетка, D — вторично электрон ный,- эмиттер, —счётчик ность В (рис. 2), охлаждаемая жидким воздухом, Гейгера адсорбирует молекулы углекислого газа, часть п которых содержит, радиоактивный изотоп углерода С. Этот изотоп получа ется в реакции В 1 0 -j- d = С u -(- или, в сокращённой записи, В 1 0 (d, л ) С п ;

о н является позитронноактивным, максимальная энергия позитронов равна 0,95 MeV. Выбор радиоактивного вещества для исследования весьма существенен. Если воспользоваться естественным радиоактивным вещест вом— а такими являются элементы с очень большими атомными весами — то энергия ядра отдачи была бы чрезвычайно малой. Она определяется следующей формулой, которую легко получить, исходя из законов 204 А. П. ГРИНБЕРГ сохранения энергии и импульса:

где Ео — верхняя граница -спектра в MeV, А — атомный вес. Легко подсчитать, что при обычных энергиях -частиц в случае больших А энергия ядер отдачи имеет порядок величины l e V, т. е. вполне сравнима с энергией адсорбции атомов на поверхности твёрдого тела. Поэтому энергетическое распределение ионов, срывающихся с такой поверхности в результате отдачи, было бы совершенно искажено и отнюдь не отра жало бы распределения энергии отдачи. Чтобы обойти это затруднение, необходимо иметь дело с лёгким атомом;

при машх значениях атомного веса А энергия ядра отдачи может достигать в десятки раз больших значений. Следовательно, нужно взять для исследования искусственное -активное вещество, выбрав элемент с малым атомным весом. Это и было сделано в работе Лейпунского.

На металлическую поверхность В, удерживающую на себе из-за сильного охлаждения приблизительно мономолекулярный слой углекислого газа, подаётся вариируемый отрицательный потенциал. Сетка С находится при нулевом потенциале, катод D—при отрицательном потенциале в 5kV. Вся система электродов, разумеется, находится в вакуумной камере, так как энергия ионов отдачи всё же настолько мала, что в воз духе при атмосферном давлении пробег их был бы ничтожно мал.

Меняя задерживающее электрическое поле между сеткой С и источ ником В, можно пропускать скозь сетку только тс положительные ионы отдачи, летящие с поверхности В, энергия которых превышает ту или иную заданную величину. Если имеется -возможность измерять число ионов, прошедших сквозь сетку, то, таким образом, очевидно, можно получить интегральную кривую энергетического распределения ионов отдачи. Счёт числа ионов, проникших в пространство между С и А осуществляется следующим образом: ионы, ускоренные потенциалом в 5kV, приложенным к катоду D, ударяясь о поверхность последнего, выбивают из неё вторичные электроны;

эти электроны ускоряются эле ктрическим полем, приложенным между катодом и счётчиком Е, попадают в счётчик и отсчитываются им (счётчик — игольчатого типа, сочень тонким окошком). Таким образом, интенсивность счёта вторичных электронов даёт меру интенсивности потока положительных ионов определённой энергии, покидающих поверхность В.

Какие результаты опыта могли бы говорить в пользу гипотезы о ней трино? Можно начертить кривую распределения ядер отдачи по энергиям для того случая, если отдача была бы обусловлена только вылетом -частиц из ядра. В этом случае форма кривой распределения целиком определяется формой -спектра: из энергетического распределения -частиц легко вычислить для них кривую распределения по импульсам;

эта же кривая даёт и распределение по импульсам для ядер отдачи, так как при исходном допущении о том, что отдача ядра связана только с испусканием -частицы, импульс ядра отдачи должен быть равен (по' абсолютной величине) импульсу -частицы. Наконец, от распределения ГИПОТЕЗ\ ОНЕЙТРИНО И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ импульсов ядер отдачи можно перейти опять к их энергетическому распределению, а отсюда — к ожидаемой кривой числа отсчётов счётчика, регистрирующего ионы отдачи, в функции от задерживающего потен циала. Если кроме -частицы ядро при -распаде одновременно испускает и нейтрино, то это должно сказаться на том, что медленных ядер отдачи почти не будет, так как при малой скорости ^-частицы нейтрино, наоборот, должно иметь относительно большой импульс и за счёт этого отдача ядра не будет малой 1 ). Следоватечьно, если в акте -распада участвует третья частица, то экспериментальная кривая числа ядер отдачи в функ ции от задерживающего потенциала должна в целом. проходить выше рассчитанной указанным образом теоретической кривой.

Разумеется, как мы уже говорили выше, данные о нейтрино, которые можно получить в опытам такого рода, ярляются весьма скудными и косвенными. Что касается результатов, полученных непосредственно в этой работе, то они, вообще, ошибочны и никаких выводов на основа нии их сделать нельзя. Из экспериментальных точек.автора следует, что энергия ядер отдачи при -распаде Q 1 1 доходит до 250 eV и более.

Между тем, пользуясь приведённой выше формулой, легко видеть, что максимальная энергия ядер отдачи в данном случае не может быть бо лее 91 eV. Это несоответствие по всей вероятности связано с ошибкой в измерениях задерживающего поля;

истинное задерживающее поле между В С из-за «цровисания» (сквозь ячейки сетки С) большого поля, существующего между С и D, имеет гораздо меньшую вели чину, чем это следует из положенной между В я С разности потенциалов.

Следующая попытка исследования отдачи при -распаде с целые проверки гипотезы о нейтрино была осуществлена в 193,8 г. Крейном и Гальперном 21. Авторы поставили своей целью измерить для каждого отдельного акта ^-распада кинетическую энергию ядра отдачи и импульс -частицы. Таким образом, эта работа по приведённой выше классифика ции относится ко второму типу исследования отдачи при -распаде.

Как на основании результатов опытов этого типа можно судить о справедливости нейтринной схемы -распада? Кривая, изображающая зависимость кинетической энергии ядра отдачи от импульса, испущенной ядром -частицы, может быть рассчитана теоретически, если исходить из закона сохранения импульсов и принять то или иное допущение относи тельно числа и взаимного движения частиц, вылетающих из ядра при ^-распаде. На рис. 3 изображены три теоретических кривых этой зави симости. Первая кривая а соответствует допущению, что нейтрино не существует и при -распаде из ядра вылетает тотько электрон;

это означает в силу закона сохранения импульсов, что импульс ядра отдачи должен быть равен (по величине) импульсу -частицы.

х ) Мы говорим об импульсе нейтрино, а не об его скорости, так как если масса покоя нейтрино равна нулю, то это означает, что оно покидает ядро всегда со скоростью света с;

в этом случае импульс нейтрино связан с его кинетической энергией соотношением 206 А. П. ГРИНБЕРГ Вторая кривая b соответствует следующим допущениям: 1) при ji-распаде ядро испускает одновременно электрон и нейтрино;

2) эти две частицы вылетают из ядра всегда в одном и том же направлении.

Наконец, третья кривая с относится к тому предположению, что ядро испускает одновременно электррн и ней трино, но эти две частицы всегда выле тают из ядра в противоположных на правлениях (все три кривые рассчитаны для случая, когда максимальный импульс -частицы / т а х = * И в единицах тс;

этому соответствует верхняя граница -спектра тлх() - 5MeV).

" действительности возможны любые углы между направлениями вылета ней Р ТуХиимпуГс: ?Р -частицы актов р-распада. Статистическое распре деление углов разлёта этих двух частиц можно вычислить теоретически, причём вид его будет зависеть от принятого при расчёте варианта теории -распада 1 9. Во всяком случае можно утвер ждать, что если статистически имеют место любые углы разлёта, от 0 до 180°, то экспериментальные точки в опытах указанного типа не должны укла дываться на плавную кривую в.ида b или с, а будут попадать в область чертежа м е ж д у к р и в ы м и и с, Таким образом, возможны два ре зультата опытов: либо экспериментальные точки образуют плавную кри вую типа а — и" тогда гипотезу об испускании нейтрино при -распаде нужно откинуть, либо эти точки будут заполнять область между кри выми b и с. Если в левой части чертежа, т. е. при малых импульсах -частиц, вое полученные точки лежат выше кривой а, то это означает,, что импульс, приобретаемый ядром в момент -распада, как правило, гораздо больше, чем тот импульс, который ядро могло бы полечить от -частицы самой по себе, и такой результат явился бы несомненны^!

указанием на то, что при -распаде из ядра кроме электрона вылетает ещё какая-то частица. Крейн и Галйперн в своей работе применили следующую методику.

В камеру Вильсона впускается газообразное соединение радиохлора С1 3 8.

Этот искусственно радиоактивный изотоп хлора испускает -частицы с максимальной энергией около 5MeV;

период полураспада его равен 37 мин. При нормальном режиме работы камеры в ней можно обна ружить только треки -частиц хлора. Если же электрическое поле в камере, включаемое для очищения её объёма, включать приблизительно за 0,5 сек. до момента расширения, то в начальной точке каждого -трека появляется более или менее густое сферическое облачко капелек тумана. Авторы полагают, что появление его связано с ядрами отдачи.

Пробег ядра отдачи в атмосфере камеры крайне мал, и поэтому трек ядра отдачи при обычном режиме работы камеры разглядеть невозможно.

Если же режим видоизменить, как указано, то, по мнению Крейна и Гальперна, ионы, образуемые ядром отдачи, диффундируют из точки их возникновения во все стороны и, из-за этого в соответствующей точке ГИПОТЕЗА 0Н2ЙТРИН0 И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ появляется облачко капелек. Определяя с помощью микроскопа число капелек, авторы по этой величине оценивают кинетическую энергию ядра отдачи (считая эту энергию в первом приближении пропорциональ ной числу капелек), а из кривизны -трека, исходящего из той же точ ки, определяют импульс -частицы. Очевидно, крайне сомнительным элементом этих опытов является метод определения энергии ядер отдачи.



Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.