Betastråling

β ^- stråling (protoner røde, nøytroner blå)

β ⁺ stråling

Beta -stråling eller β stråling blir ioniserende stråling som forekommer under radioaktiv nedbrytning , beta forråtnelse eller beta-overgang . Atomkjernen til en beta-emitter blir transformert til en atomkjerne av et annet kjemisk element . I tilfelle av et β ^- forfall (uttalt: beta minus) er dette elementet med neste høyere atomnummer , i tilfelle av et β ⁺ forfall (uttalt: beta pluss) elementet med det neste lavere. Den utstrålende atomkjernen kalles modernuklidet, det resulterende datternuklidet .

Betastråling er partikkelstråling og består av såkalte betapartikler . Når det gjelder β ^- stråling er dette negativt ladede elektroner , for β ⁺ stråling er de positivt ladede positroner . I tillegg til beta-partikkelen frigjøres et elektronantineutrino i tilfelle et β ^- forfall og et elektronneutrino i tilfelle et β ⁺ forfall . Disse partiklene kan som regel ikke påvises og regnes ikke som betastråling. I tillegg frigjøres lavenergi elektromagnetisk stråling for hvert beta- forfall. I motsetning til alfastråling , kan den kinetiske energien til de utsendte beta-partiklene anta en hvilken som helst verdi fra nesten null til maksimal energi. Den typiske maksimale energien til beta-stråling ligger i området hundrevis av kiloelektronvolter til noen få megaelektronvolter og avhenger av det spesifikke forfallet.

Navnet kommer fra den første inndelingen av ioniserende stråler fra radioaktivt forfall til alfastråler, betastråler og gammastråler , som i denne rekkefølgen viser økende permeabilitet av materie.

Fremvekst

Feynman-diagram for forfallet av et nøytron  n til proton  p , elektron  e ^- og elektronantineutrino  formidlet via en W boson W ^- .${\ displaystyle {\ overline {\ nu}} _ {e}}$ 

Betaforfall av atomkjerner

Beta-forfall er typen radioaktivt forfall av atomkjerner . Ved et β ^- forfall forvandles et nøytralt nøytron i atomkjernen til et positivt ladet proton . I samsvar med bevaring av ladning , skaper denne prosessen et negativt ladet elektron og, i henhold til bevaring av lepton -tallet, et ekstra elektron antineutrino. I løpet av β ⁺ -forfallet forvandles et proton til et nøytron, og et positron og et elektronnøytrino skapes. I begge forfallsprosesser konverterer kjernen til en atomkjerne med samme massenummer , men modifisert av ett atomnummer i rekkefølge. Den resulterende kjernen (datterkjernen) er nesten like tung som foreldrekjernen, fordi protoner og nøytroner har lignende masser og massedefekten til begge kjernene er lik. Datterkjernen tilhører imidlertid et annet kjemisk element. Slike atomkjerner kalles isobarer .

Beta-forfall er mulig hvis atommassen til foreldrenuklidet er større enn summen av atommassen til datternuklidet og massen til beta-partikkelen, siden da kan forskjellen i masser i henhold til Einsteins ekvivalens mellom masse og energi frigjøres som kinetisk energi til partiklene. Hvis isobarene er lettere i begge retninger i det periodiske system, kan en partikkel forfalle både β ^- og β ⁺ . Dette skjer for eksempel med kalium -40, som kan brytes ned til kalsium -40 så vel som argon -40. På grunn av bevaring av energi og momentum (se kinematikk (partikkelprosesser) ), mottar den lette beta-partikkelen og den nesten masseløse (anti-) nøytrinoen det store flertallet av energien. Med den tunge datterkjernen gjenstår bare en veldig liten andel av noen få eV.

I de tidlige dagene av kjernefysikk førte observasjonen av betaelektroner midlertidig til den falske konklusjonen om at elektroner var en del av atomkjernen. Ifølge dagens kunnskap genereres de to emitterte partiklene imidlertid bare på tidspunktet for atomtransformasjonen.

Teorien beskriver beta -forfall som en prosess med svak interaksjon . Under β ^- forfallet forvandles en av d -kvarkene til nøytronet ( ) til en u -kvark og et W ^- boson gjennom svak interaksjon på nivået av elementarpartiklene . Nøytronen blir et proton ( ), mens W-bosonen selv forfaller til et elektron og et antineutrino på grunn av en svak interaksjon. Omvendt, når det gjelder β ⁺ forfall, blir en av u -kvarkene til et proton omdannet til en d -kvark ved hjelp av et W ⁺ boson. ${\ displaystyle | n \ rangle = | udd \ rangle}$${\ displaystyle | p \ rangle = | uud \ rangle}$

Diagram over nuklider med radioaktive henfallsmoduser:
svart = stabilt,
rosa = β - forfall på grunn av nøytronoverskudd ,
blått = EC eller β + forfall på grunn av protonoverskudd ,
gult = alfaforfall

Det faktum at beta-minus-stråler faktisk er den samme typen partikkler som elektronene i atomskallet, vises av deres interaksjon med materie. Den Pauli prinsipp , noe som bare gjelder for identiske partikler, hindrer elektron fra å bli fanget i allerede opptatt tilstander av et nøytralt atom etter at den er avtatt. Denne fangsten har faktisk aldri blitt observert med beta-minus stråler, mens for andre negativt ladede partikler, for eksempel muoner , er denne fangsten ikke forbudt og observeres også.

Beta -minus forfall (β ^- )

Nuklider med et overskudd av nøytroner henfaller via β ^- prosessen. Et nøytron i kjernen transformeres til et proton og sender ut et elektron ( ) og et elektron antineutrino ( ). Elektron og antineutrino forlater atomkjernen fordi de er leptoner og ikke er utsatt for den sterke interaksjonen . Siden det er ett nøytron mindre, men ett proton til i kjernen etter forfallsprosessen, forblir massetallet uendret mens atomnummeret øker med 1. Så elementet går inn i sin etterfølger i det periodiske systemet . ${\ displaystyle \ mathrm {e} ^ {-}}$${\ displaystyle {\ overline {\ nu}} _ {e}}$ ${\ displaystyle A}$ ${\ displaystyle Z}$

Hvis du skriver massetall øverst og atomladetall nederst på symbolene som vanlig , kan forfallet til nøytronet beskrives med følgende formel: ${\ displaystyle A}$${\ displaystyle Z}$

${\ displaystyle {} _ {0} ^ {1} \ mathrm {n} \ til {} _ {1} ^ {1} \ mathrm {p} + \ mathrm {e} ^ {-} + {\ overline { \ nu}} _ {e}}$

Hvis X betegner morsnuklidet og Y daternuklidet , gjelder generelt for β ^- forfallet:

${\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ to {} _ {Z + 1} ^ {A} \ mathrm {Y} + \ mathrm {e} ^ {-} \ mathrm { +} {\ overline {\ nu}} _ {e}}$

En typisk β ^- radiator er ¹⁹⁸ Au . Her er konverteringen til formelnotasjon:

${\ displaystyle {} _ {\ 79} ^ {198} \ mathrm {Au} \ til {} _ {\ 80} ^ {198} \ mathrm {Hg} + \ mathrm {e} ^ {-} + {\ overlinje {\ nu}} _ {e}}$

Den genererte elektronens vanligvis høye energi forhindrer øyeblikkelig fangst i en av de høytliggende frie tilstandene til det samme atomet. Imidlertid, spesielt med høyt ladede tunge ioner, kan en overgang til en slik bundet tilstand finne sted. Denne prosessen kalles bundet beta-forfall.

Transformasjons- eller forfallsenergien er:

${\ displaystyle E_ {0} = (m (Z, A) -m (Z + 1, A)) \ cdot c ^ {2}}$

I litteraturen om beta -forfallspektroskopi ble dette forfallet tidligere også kalt negatronforfall ("negatron" for elektron).

Beta pluss forfall (β ⁺ )

Β ⁺ forfallet forekommer i protonrike nuklider. Her omdannes et proton i kjernen til et nøytron. Et elektronneutrino sendes ut sammen med et positron (positronstråling). Som med β ^- forfall forblir massetallet uendret, men atomnummeret reduseres med 1, så elementet overføres til forgjengeren i det periodiske systemet.

Formelen for å konvertere protonet til et nøytron er:

${\ displaystyle {} _ {1} ^ {1} \ mathrm {p} \ to {} _ {0} ^ {1} \ mathrm {n} + \ mathrm {e} ^ { +} + \ nu _ { e}}$

Med de samme notasjonene som ovenfor kan det generelle β ⁺ -forfallet beskrives som:

${\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ til {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y} + \ mathrm {e} ^ {+} + \ nu _ {e}}$

Beta-pluss forfall kan bare forekomme hvis overgangsenergien til overgangen er minst 1022 keV. Dette er to ganger resten av energien til et elektron eller positron, fordi positronen må genereres, og konverteringsenergien er også definert som masseforskjellen mellom startatom (atomnummer Z) og sluttatom (atomnummer Z-1 ), som hver antas å være nøytrale; sluttatomet har ett mindre elektron enn startatomet. Transformasjons- eller forfallsenergien er: ${\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ til {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y}}$

${\ displaystyle E_ {0} = (m (Z, A) -m (Z -1, A) -2m_ {e}) \ cdot c ^ {2}}$

med elektronmassen. ${\ displaystyle m_ {e}}$

Det vanligste urnuklidet der (blant annet) β ⁺ forfall forekommer er kalium-40 ( ⁴⁰ K ), men forfallet er svært sjeldent. Her er formelen:

${\ displaystyle {} _ {19} ^ {40} \ mathrm {K} \ to {} _ {18} ^ {40} \ mathrm {Ar} + \ mathrm {e} ^ {+} + \ nu _ { e}}$

Elektronfangst (ε)

En prosess som konkurrerer med β ⁺ forfall er elektronfangst (også kalt ε (epsilon) forfall eller K -fangst). Det regnes blant beta -forfallene, selv om det ikke forekommer betastråling. Også her blir en proton i kjernen omdannet til et nøytron, mens et elektron fra et skall i nærheten av kjernen til atomskallet ødelegges og en nøytrino genereres og sendes ut:

${\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} + \ mathrm {e} ^ {-} \ to {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y} \ mathrm { +} \ nu _ {e}}$

"Gapet" som er opprettet i atomskallet fører til utslipp av en karakteristisk røntgenfoton eller utslipp av Auger-elektroner .

Elektronfangst forekommer som en ytterligere forfallskanal for hver β ⁺ emitter . Det er den eneste forfallskanalen når transformasjonsenergien ved overgangen er mindre enn 1022 keV. Elektronfangsten krever ikke en minimumsenergi, bare restenergien til radionuklidatomet må være større enn datteratomets. ${\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ til {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y}}$

Elektronfangst beviser også at skallelektroner og betaelektroner er samme type partikkel.

Navnet K capture kommer av det faktum at et elektron vanligvis blir fanget opp fra K -skallet.

Forfall av det frie nøytronet

Et gratis nøytron er også utsatt for beta-minus forfall . Det konverterer til et proton, et elektron -antineutrino og et elektron som kan detekteres som betastråling:

${\ displaystyle {\ hbox {n}} \ til {\ hbox {p}} + {\ hbox {e}} ^ {-} + {\ overline {\ nu}} _ {\ mathrm {e}}}$

Den levetid for denne nedbrytning er 880,3 ± 1,1 sekunder, som er like under 15 minutter. Dette tilsvarer en halveringstid på rundt 10 minutter. I normale omgivelser på jorden (f.eks. I luften) fanges hvert nøytron som frigjøres av en atomkjerne på mye kortere tid; derfor spiller ikke dette forfallet en praktisk rolle her.

Invers beta forfall

I invers beta -henfall (IBD), omdannes et proton til et nøytron ved å reagere med et nøytrino:

${\ displaystyle {} _ {1} ^ {1} \ mathrm {p} + {\ overline {\ nu}} _ {e} \ til {} _ {0} ^ {1} \ mathrm {n} + \ mathrm {e} ^ {+}}$

Med denne prosessen ble den første nøytrinedeteksjonen oppnådd i 1959 ( Cowan-Reines-Neutrinoeksperiment ) og i senere nøytrinedetektorer (spesielt i eksperimenter med lavenergineutrinoer som eksperimenter med reaktor og geoneutrinoer, på neutrino-svingninger og for leting etter sterile nøytrinoer ). En minimumsenergi av antineutrino på 1,806 MeV er nødvendig for denne prosessen. I typiske nøytrinoeksperimenter fører positronen til utslettelse med et elektron, som fører til et foton med energi keV; genererte nøytronet, etter moderering i z. B. vann, når det fanges opp av en passende atomkjerne (som kadmium -113), forsinker en gammastråling av karakteristisk energi for elektron-positron-utslettelse.${\ displaystyle E_ {v} = 511 + 511 + E _ {{\ overline {\ nu}} _ {e}} - 1806 = E _ {{\ overline {\ nu}} _ {e}} - 784}$

Reaksjonsprosessen som tilsvarer elektroninnfangning blir også referert til som invers beta-forfall :

${\ displaystyle {} _ {1} ^ {1} \ mathrm {p} + \ mathrm {e} ^ {-} \ til {} _ {0} ^ {1} \ mathrm {n} + {\ nu} _ {e}}$

Det spiller en rolle i astrofysikk med materie med høy tetthet (nøytronstjerner, hvite dverger).

Energispektrum

I motsetning til alfa-stråling er energidistribusjonen av beta-stråling ( beta-spektrum ) kontinuerlig, siden energien som frigjøres under forfall ikke er fordelt over to, men tre partikler - atomkjernen, elektron / positron og antineutrino / nøytrino. Mens man opprettholder det totale momentet, er ikke energiene til de enkelte partiklene faste (se kinematikk (partikkelprosesser) ).

Beta-elektronspektrum på ²¹⁰ Bi: Plottet (i vilkårlige enheter) er antall elektroner per energiintervall som en funksjon av den kinetiske energien som elektronet forlot atomet. Som et resultat av den elektriske tiltrekningen er dette noe mindre enn energien som elektronet ville ha hvis kjernen var uladet ( Coulomb -skift ).

Figuren viser et enkelt målt elektronspektrum. Mer komplekse spektre oppstår når beta overganger til forskjellige energinivåer i datterkjernen overlapper hverandre.

Merk:
I tabeller er den totale overgangsenergien i grunntilstanden til datterenuklidet ofte gitt. Dette kan inneholde påfølgende gammastråling og / eller resten energi fra et elektron-positronpar.

Konverteringselektroner

Målinger av energifordelingen til elektronene fra betastråling resulterer ofte i spektre som inneholder skarpe linjer ( topper ) i tillegg til det brede kontinuumet . Dette er elektroner som ble sendt ut fra skallet gjennom intern konvertering av en opphisset atomstat. Denne delen av spekteret ble tidligere kalt det diskrete beta- spekteret, selv om det ikke har noe å gjøre med det faktiske beta- forfallet .

Neutrino masse

Formen av spekteret i nærheten av den maksimale elektron eller positron energien tilveiebringer informasjon om den fortsatt ukjent massen av elektronet nøytrinoet eller antinøytrino. For å gjøre dette må høynergienden (den siste 1 til 2 eV) av et beta-spektrum måles med en veldig høy grad av nøyaktighet. En brå ende i motsetning til en kontinuerlig reduksjon i maksimal energi vil vise en annen nøytrino -masse enn null - som forventet basert på nøytrino -svingningene - og verdien kan bestemmes. Målingen utføres fortrinnsvis under beta-henfall av nuklider med lav forfallsenergi som tritium (eksperiment KATRIN ) eller rhenium-187 (eksperiment MARE).

Indre bremsstrahlung

Ved et beta -forfall akselereres elektrisk ladede partikler, og derfor oppstår elektromagnetisk stråling i form av bremsstrahlung . For å skille den fra bremsstrahlung, som oppstår når betapartiklene blir bremset i materie, kalles denne formen indre bremsstrahlung. Det ble først beskrevet av Aston i 1927. En teoretisk behandling ble gitt i 1949 av Wang Chang og Falkoff. Intensiteten til den interne bremsstrahlung er uavhengig av frekvens opp til en maksimal frekvens som følger av loven om bevaring av energi. Polarisasjonen deres ligger i beta-partikkelens flyretning og observasjonsretningen, deres energi er i den klassiske tilnærmingen

${\ displaystyle E _ {\ mathrm {Str}} \ approx {\ frac {2 \ alpha} {\ pi}} \ venstre [{\ frac {c} {v}} \ operatorname {artanh} {\ frac {v } {c}} - 1 \ høyre] {\ frac {m_ {e} c ^ {2}} {\ sqrt {1-v ^ {2} / c ^ {2}}}}}$

med den fine strukturen konstant , lysets hastighet , elektronmassen og betapartikkelens hastighet . Størrelsen kalles også hurtighet . For langsomme betapartikler er dette energitapet ubetydelig. For høyenergibetapartikler kan formelen gå gjennom ${\ displaystyle \ alpha}$ ${\ displaystyle c}$ ${\ displaystyle m_ {e}}$${\ displaystyle v}$${\ displaystyle \ operatorname {artanh} (v / c)}$${\ displaystyle v \ ll c}$

${\ displaystyle E _ {\ mathrm {Str}} \ approx {\ frac {2 \ alpha} {\ pi}} \ venstre [\ ln {\ frac {2E _ {\ mathrm {Beta}}} {m_ {e } c ^ {2}}} - 1 \ høyre] E _ {\ mathrm {Beta}}}$

kan tilnærmes med betapartikkelens energi . Selv for høyenergipartikler med en energi på 5 MeV, er tapet på grunn av stråling bare i størrelsesorden en prosent. ${\ displaystyle E _ {\ mathrm {Beta}}}$

Vinkelfordelingen til denne interne bremsstrålingen er gjennom

${\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} E _ {\ mathrm {Str}}} {\ mathrm {d} \ theta}} = {\ frac {\ alpha} {2 \ pi}} {\ frac { v ^ {2}} {c ^ {2}}} {\ frac {\ sin ^ {2} \ theta} {(1-v / c \ cos \ theta) ^ {2}}} E _ {\ mathrm {Beta}}}$

gitt og er identisk med vinkelfordelingen av ytre bremsstrahlung.

Når elektroner fanges opp, frigjøres stråling på grunn av forsvinningen av den elektriske ladningen og elektronens magnetiske øyeblikk. Dette kan ikke beskrives i en klassisk teori. Martin og Glauber ga en forklaring i 1957. Den semiklassiske behandlingen av problemet resulterer i differensial intensitetsfordelingen

${\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} I} {\ mathrm {d} \ omega}} \ approx {\ frac {3 \ alpha ^ {3} \ hbar} {32 \ pi}} Z ^ {2 } {\ frac {\ omega ^ {2} (\ omega ^ {2} + \ omega _ {0} ^ {2})} {(\ omega ^ {2} - \ omega _ {0} ^ {2} ) ^ {2}}} + {\ frac {\ alpha \ hbar ^ {3}} {2 \ pi}} {\ frac {\ omega ^ {2}} {(m_ {e} c ^ {2}) ^ {2}}} \ left (1 - {\ frac {\ hbar \ omega} {E_ {0}}} \ right) ^ {2}}$

med redusert Planck-virkningskvantum , atomnummer , den karakteristiske hyppigheten av overgangen med Rydberg-energien og den totale frigjorte energien til elektronfangsten . Den første termen kommer fra den elektriske ladningen, den andre fra magnetmomentet. ${\ displaystyle \ hbar}$ ${\ displaystyle Z}$${\ displaystyle {} ^ {2} p \ til {} ^ {1} s}$${\ displaystyle \ omega _ {0} = 3Z ^ {2} R_ {y} / \ hbar}$ ${\ displaystyle R_ {y}}$${\ displaystyle E_ {0}}$

I denne tilnærmingen oppstår en pol (som ikke kan integreres) ved. Dette kan forklares med den semiklassiske tilnærmingen til at elektronet befinner seg på en sirkulær bane rundt atomkjernen: Klassisk sett vil elektronet konstant avgi synkrotronstråling på denne sirkulære bane . ${\ displaystyle \ omega _ {0}}$

polarisering

Betastråling er spinnpolarisert i lengderetningen i sin utslippsretning , dvs. rask β ^- partikler har en polarisering motsatt flyretningen (tydelig: beveger seg som en venstre skrue), raske β ⁺ partikler har en polarisering i flygeretningen . Dette er en grunnleggende interessant egenskap for den svake interaksjonen, siden den viser at pariteten ikke opprettholdes . Imidlertid spiller den praktisk talt ingen rolle i effekten og anvendelsen av stråling.

Interaksjon med materie

Når betapartikler trenger inn i et materiale, skjer energioverføring til materialet og ionisering i et nær-overflatelag som tilsvarer penetrasjonsdybden til partiklene.

Hvis den penetrerende partikkelen er et positron (β ⁺ partikkel), vil den veldig snart møte et elektron, dvs. dets antipartikkel . Dette fører til utslettelse , hvorfra (for det meste) to fotoner i gammaområdet oppstår .

Biologisk effekt

Hvis menneskekroppen utsettes for betastråler utenfra, er det bare hudlag som er skadet. Imidlertid kan det være intense forbrenninger og de resulterende langtidseffektene som hudkreft . Hvis øynene utsettes for stråling, kan linsen bli grumsete .

Hvis beta-emittere blir absorbert ( innlemmet ) i kroppen, kan høye nivåer av stråling være resultatet i nærheten av emitteren. Skjoldbruskkreft er godt dokumentert som et resultat av radioaktivt jod -131 ( ¹³¹ I), som samler seg i skjoldbruskkjertelen . Det er også frykt i litteraturen at strontium -90 ( ⁹⁰ Sr) kan føre til beinkreft og leukemi fordi strontium, som kalsium, bygger seg opp i beinene.

Strålevern

Betastråler kan skjermes godt med en absorberer noen millimeter tykk (f.eks. Aluminiumsplate ) . Imidlertid omdannes en del av betapartiklernes energi til røntgenstråling . For å redusere denne andelen, bør skjermingsmaterialet ha atomer som er så lette som mulig, dvs. har et lavt atomnummer . Bak den kan en annen tungmetallabsorberer skjerme bremsstrålingen.

Et materiale avhengig maksimale rekkevidde kan bestemmes for p-emittere , fordi p-partiklene avgir sin energi (for eksempel alfa-partikler ) i mange enkelt kollisjoner til atomære elektroner; strålingen dempes derfor ikke eksponentielt som gammastråling . Valget av skjermingsmaterialer er resultatet av denne kunnskapen. For noen av β-emitterne som er mye brukt i forskning, blir områdene i luft, plexiglass og glass beregnet i tabellen til høyre. En 1 cm tykk plexiglassskjerm kan gi pålitelig screening med de angitte energiene.

I tilfelle av β ⁺ -stråling, bør det bemerkes at β ⁺ -partiklene tilintetgjøres med elektroner (se ovenfor), hvorved fotoner frigjøres. Disse har energier på rundt 511 keV (tilsvarer massen til elektronet) og ligger derfor innen gammastråling.

applikasjoner

I nukleærmedisin brukes beta-emittere (f.eks. ¹³¹ I, ⁹⁰ Y) i radionuklidterapi . I kjernemedisinsk diagnostikk brukes β ⁺ -senderne ¹⁸ F, ¹¹ C, ¹³ N og ¹⁵ O i positronemisjonstomografi som en radioaktiv markør for sporstoffene . Den stråling som resulterer fra paret utslettelse evalueres .

I strålebehandling brukes beta-emittere (f.eks. ⁹⁰ Sr, ¹⁰⁶ Ru) i brachyterapi .

Betastråler brukes også - i tillegg til røntgenstråler og gammastråler - i strålingssterilisering .

Den radiometriske målingen av støv , en metode for måling av gassbårent støv, bruker absorpsjon av betastråler. ¹⁴ C og ⁸⁵ Kr brukes for eksempel som strålekilder .

Beta forfall overganger i kjerner

Det skilles i beta-henfall i kjerner Fermi-forfall, der spinnene til de utsendte partiklene (elektron og antineutrino eller positron og nøytrino) er antiparallelle og koblede, og Gamow-Teller-overganger, der spinnene er koblet. Det totale vinkelmomentet til kjernene endres ikke med Fermi-overganger ( ), med Gamow-Teller-overganger endres det . En overgang i kjernefysisk spinn fra til i Gamow-Teller-overgangen er forbudt. Slike overganger (der bare Fermi -overgangen bidrar) blir også referert til som super -tillatt.${\ displaystyle S = 0}$${\ displaystyle S = 1}$${\ displaystyle \ Delta I = 0}$${\ displaystyle \ Delta I = 0, \ pm 1}$${\ displaystyle I = 0}$${\ displaystyle I = 0}$

De to overgangstypene tilsvarer vilkårene i Hamilton -operatøren av

${\ displaystyle G_ {V} {\ hat {1}} {\ hat {\ tau}}}$

ved Fermi-overgangen og

${\ displaystyle G_ {A} {\ hat {\ sigma}} {\ hat {\ tau}}}$

ved Gamow-Teller-overgangen

Her er den Pauli matriser spinn operatøren og de Isospinoperators (han får overgangs av proton til nøytron og vice versa) og den enhet operatør i spinnerommet. er vektorkoblingskonstanten for den svake interaksjonen (også Fermi-koblingskonstanten), den aksiale vektorkoblingskonstanten (også Gamow-Teller-koblingskonstanten). Fermi-forfallene ble beskrevet på 1930-tallet av en effektiv teori om den svake interaksjonen av Enrico Fermi , noen år senere la George Gamow og Edward Teller til et aksialt vektoruttrykk . ${\ displaystyle {\ hat {\ sigma}}}$${\ displaystyle {\ hat {\ tau}}}$${\ displaystyle {\ hat {1}}}$${\ displaystyle G_ {V}}$${\ displaystyle G_ {A}}$

Når det gjelder beta-forfall i kjerner, kan blandinger av Fermi og Gamow-Teller-overganger også forekomme hvis den opprinnelige kjernen kan forfalle til grunntilstanden og en annen gang til en eksitert tilstand.

Overganger med orbital vinkelmoment av andre emitterte partikler enn null er mindre sannsynlige og blir referert til som hindret (med forskjellige grader avhengig av banevinkelmomentet). Avhengig av verdien på , endres pariteten ( ) eller ikke. Med enkle Fermi- og Gamow-Teller-overganger med , endres ikke pariteten. Dette skiller Gamow-Teller-overganger fra deres analoger i elektromagnetiske dipoloverganger (operatøren der er en polær vektor og ikke en aksial, pariteten endres).${\ displaystyle L}$${\ displaystyle {(-)} ^ {L}}$${\ displaystyle {(-)} ^ {L} = - 1}$${\ displaystyle L = 0}$

Forskningshistorie

I 1903 utviklet Ernest Rutherford og Frederick Soddy en hypotese om at radioaktiviteten, oppdaget av Antoine Henri Becquerel i 1896 , er knyttet til konvertering av grunnstoffer . Betaforfallet ble identifisert som kilden til beta -strålingen. Basert på dette formulerte Kasimir Fajans og Soddy de såkalte radioaktive forskyvningssetningene i 1913 , som de naturlige forfallsseriene forklares med påfølgende alfa- og beta- forfall . Ideen om at beta -elektronene selv, i likhet med alfapartiklene, kom fra kjernen, størknet i sirkelen til Ernest Rutherford i 1913.

I de tidlige dagene var det lang generell enighet om at betapartikler, som alfapartikler, har et diskret spekter som er karakteristisk for hvert radioaktivt element. Eksperimenter av Lise Meitner , Otto Hahn og Otto von Baeyer med fotografiske plater som detektorer, som ble publisert i 1911 og de påfølgende årene, samt forbedrede eksperimenter av Jean Danysz i Paris i 1913 viste et mer komplekst spekter med noen avvik (spesielt med radium E, dvs. ²¹⁰ Bi ), som indikerte et kontinuerlig spektrum av beta-partikler. Som de fleste av hennes kolleger, så Meitner i utgangspunktet at dette var en sekundær effekt, dvs. ikke en egenskap ved elektronene som opprinnelig ble avgitt. Det var ikke før James Chadwicks eksperimenter i Hans Geigers laboratorium i Berlin i 1914 med et magnetisk spektrometer og motrør som detektorer at det kontinuerlige spekteret var karakteristisk for selve beta -elektronene.

For å forklare denne tilsynelatende ikke-bevarelsen av energi (og et brudd på bevaringen av momentum og vinkelmoment ), foreslo Wolfgang Pauli i et brev i 1930 at en nøytral, ekstremt lett elementarpartikkel skulle delta i forfallsprosessen, som han kalt "Neutron". Enrico Fermi endret dette navnet til neutrino (italiensk for "liten nøytral") i 1931 , for å skille det fra det mye tyngre nøytronet, som ble oppdaget nesten samtidig. I 1933 publiserte Fermi den teoretiske beskrivelsen av beta-forfall som en interaksjon med fire partikler ( Fermi-interaksjon ). Det første eksperimentelle beviset på nøytrino ble først oppnådd i 1956 i en av de første store atomreaktorene (se Cowan-Reines-Neutrino-eksperiment ).

Identiteten til betapartiklene med atomelektroner ble bevist i 1948 av Maurice Goldhaber og Gertrude Scharff-Goldhaber . Β ⁺ forfallet ble oppdaget av Irène og Frédéric Joliot-Curie i 1934 . Elektronfangst ble teoretisk spådd av Hideki Yukawa i 1935 og eksperimentelt demonstrert for første gang i 1937 av Luis Walter Alvarez .

I 1956 lyktes et eksperiment utført av Chien-Shiung Wu i å demonstrere paritetsbruddet i beta-forfall postulert kort tid før av Tsung-Dao Lee og Chen Ning Yang .

Kunstige elektronstråler

Noen ganger blir frie elektroner som genereres kunstig (f.eks. Av en varm katode ) og brakt til høy energi i en partikkelakselerator også unøyaktig referert til som betastråling. Navnet på elektronakseleratortypen Betatron indikerer også dette.

Se også

• Mattauchs isobarregel
• Dobbelt beta-forfall
• Betavoltaikk

litteratur

• Werner Stolz: Radioaktivitet. Grunnleggende - Måling - Applikasjoner. 5. utgave Teubner, 2005, ISBN 3-519-53022-8 .

Kjernefysikk

• Theo Mayer-Kuckuk : Kjernefysikk. 6. utgave Teubner, 1994, ISBN 3-519-03223-6 .
• Klaus Bethge : Atomfysikk. Springer, 1996, ISBN 3-540-61236-X .
• Jörn Bleck-Neuhaus: Elementære partikler. Fra atomer til standardmodell til Higgs boson . 2. utgave. Springer, Heidelberg 2013, ISBN 978-3-642-32578-6 , doi : 10.1007 / 978-3-642-32579-3 . 
• Jean-Louis Basdevant, James Rich, Michael Spiro: Fundamentals in Nuclear Physics. Fra kjernestruktur til kosmologi. Springer 2005, ISBN 0-387-01672-4 .

Forskningshistorie

• Carsten Jensen: Kontrovers og konsensus: Nuclear Beta Decay 1911-1934. Birkhäuser 2000.
• Milorad Mlađenović: Historien om tidlig kjernefysikk (1896–1931). World Scientific, 1992, ISBN 981-02-0807-3 .

Strålevern

• Hanno Krieger: Grunnleggende om strålingsfysikk og strålevern. Vieweg + Teubner, 2007, ISBN 978-3-8351-0199-9 .
• Claus Grupen: Grunnkurs i strålevern. Praktisk kunnskap for håndtering av radioaktive stoffer. Springer, 2003, ISBN 3-540-00827-6 .
• James E. Martin: Fysikk for strålingsbeskyttelse. Wiley, 2006, ISBN 0-471-35373-6 .

medisin

• Günter Goretzki: Medisinsk stråling. Fysisk-tekniske grunnleggende. Urban & Fischer, 2004, ISBN 3-437-47200-3 .
• Thomas Herrmann, Michael Baumann og Wolfgang Dörr: Clinical Radiation Biology - i et nøtteskall. Urban & Fischer, 2006, ISBN 3-437-23960-0 .

weblenker

Wiktionary: Betastråling  - forklaringer på betydninger, ordets opprinnelse, synonymer, oversettelser

• Litteratur av og om betastråling i katalogen til det tyske nasjonalbiblioteket
• Tekst til strålevernforordningen
• "Ordliste for strålingsbeskyttelse " fra Forschungszentrum Jülich med en rekke forklaringer på begreper og definisjoner for stråling, strålingsmåling og eksponering / dosimetri .

Individuelle bevis