книги из ГПНТБ / Бете, Г. Теория ядерной материи
.pdf
|
|
§ 2. |
Размеры ядер |
|
21 |
|
Используя эту |
формулу и опытные данные о разностях |
|||||
в энергиях |
связи, |
можно получить |
следующую |
эмпири |
||
ческую формулу для ядерных |
радиусов: |
|
||||
|
|
1,5-10-1 3 Л1 / з |
см. |
(2.4) |
||
В течение |
многих |
лет |
этот |
результат считался |
хорошо |
|
согласующимся с формулой (2.2). В настоящее время выяснено, что модель однородной сферы являетея слиш ком грубой, особенно для метода, зависящего от распре деления заряда только одного нуклона. Если для распре
деления |
заряда воспользоваться |
волновой |
функцией, опи |
|
сывающей движение этого внешнего нуклона, |
и учесть |
|||
эффект |
квантовомеханического |
обмена, |
то мы |
получим |
меньшее |
значение R = 1,3-10~13 |
А1'3 см. |
|
|
Рассеяние электронов. Известно, что электрон очень слабо взаимодействует с ядерным веществом при помощи специфических ядерных сил и поэтому чувствителен только к распределению электрического заряда ядра. Прямые опыты по рассеянию электрона дают радиус эквивалентной электрически заряженной сферы и приводят к значению
R = 1,2 ± 0 , 1 - Ю - 1 3 А 1 ' * см. |
(2-5) |
При энергиях электрона выше 100 Мэв длина волны
электрона достаточно |
мала, так |
что можно исследовать |
детали распределения |
заряда. |
Предварительные дан |
ные показывают, что плотность |
заряда в ядре приблизи |
|
тельно однородна |
в центральной части ядра, а затем |
|||
быстро, но непрерывно падает к нулю на границе. |
||||
Энергия |
рентгеновского |
излучения |
^-мезоатомов. |
|
Другой частицей, |
о которой |
известно, |
что она обладает |
|
пренебрежимо малым специфическим ядерным взаимодей ствием, является ц-мезон. Отрицательные ц-мезоны могут захватываться на орбиту в кулоновском поле ядер, обра зуя так называемые (^-мезоатомы. Боровский радиус наи низшей ls-орбиты в чисто кулоновском поле дается формулой
гв = 2,82-Ю"1 3 (137)2 mZт е СМ
22 |
Часть |
I. Описательная |
теория |
ядер |
|
|
|||
где те |
— масса электрона, |
а |
т — масса |
частицы, |
движу |
||||
щейся |
по орбите вокруг точечного заряда Ze. |
Радиус |
|||||||
электронной ls-орбиты |
в |
РЬ |
приблизительно |
в |
100 раз |
||||
больше |
радиуса |
ядра |
РЬ, |
так |
что |
модель |
точечного |
||
заряда для орбит атомных электронов является очень хорошей. Но ^-мезон в 210 раз тяжелее электрона и радиус его ls-орбиты лежит уже внутри ядра РЬ. Оче видно, что ядро теперь уже нельзя рассматривать как
точечный заряд и что истинные |
уровни энергии ц-мезона |
|
в поле ядра определяются размерами ядра |
и распределе |
|
нием заряда по объему ядра. |
Излучение, |
испускаемое |
такими захваченными мезонами, |
имеет энергию в несколько |
|
Мэв для тяжелых ядер, тогда как энергия обычных рент |
||
геновских переходов составляет десятки кэв. Точное изме рение энергий позволит весьма безошибочно определить
распределение заряда |
в ядре. |
Измерения, выполненные |
|
до настоящего времени, дают только один |
параметр этого |
||
распределения—средний |
квадрат |
радиуса |
электрического |
заряда. Если отнести его к равномерному распределению,
то |
R имеет значение |
|
|
|
|
R = \,2-W-laAllaCM |
(2.6) |
с |
отклонениями |
только в несколько процентов в области Z |
|
от |
А1 до РЬ. |
|
|
|
Электронные |
уровни энергии. Аналогичные |
измерения |
были сделаны для обыкновенного рентгеновского излуче ния, обусловленного электронами. Здесь влияние размеров
ядра значительно меньше и поправки |
на |
малое |
смещение |
||||||||||||
и связанное |
с |
конечным временем |
жизни |
|
уровней расши |
||||||||||
рение |
рентгеновских |
уровней |
столь |
важны, |
что |
делают |
|||||||||
результаты |
неопределенными. |
В общем |
эти |
данные |
при |
||||||||||
водят к значению R на 50% большему, |
чем другие |
опи |
|||||||||||||
санные электромагнитные |
методы. |
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
Благодаря |
конечному |
радиусу |
распределения |
заряда |
|||||||||||
ядра |
энергия |
связи |
s-электрона |
очень |
мало |
уменьшается |
|||||||||
по сравнению |
со значением |
энергии связи |
в |
чисто |
куло- |
||||||||||
новском поле. |
Это справедливо |
не |
только |
для |
рентгенов |
||||||||||
ских |
линий, |
возникающих |
|
от |
внутренних |
|
/(-электронов, |
||||||||
но и |
для |
внешних |
электронов, |
дающих |
|
спектральные |
|||||||||
переходы в видимой области. Здесь требуется |
|
большое |
|||||||||||||
разрешение |
и, кроме того, |
необходимо |
тщательно |
отде- |
|||||||||||
§ 2. Размеры ядер |
23 |
лять эффекты, ' обусловленные магнитной сверхтонкой структурой, от эффектов, обусловленных объемным заря дом. У различных изотопов часто наблюдаются несколько смещенные линии. Из наблюдаемых смещений могут быть, хотя и не непосредственно, получены значения электро магнитного радиуса, находящиеся в грубом согласии с ре зультатами двух других более точных методов.
Ф и г. 3. Плотность ядерного вещества р для двух моделей.
а — однородная сфера; б — более реальная модель, в которой плотность уменьшается к краю .
Общий ход ядерных |
куяоновских |
энергий. |
Общий |
ход |
||||||
ядерных масс можно описать при помощи довольно |
про |
|||||||||
стой полуэмпирической формулы (см. § 19). |
Отдельные |
|||||||||
ядра |
могут случайно |
не |
согласовываться с |
этой |
форму |
|||||
лой, но в среднем зависимость энергий |
связи |
ядер |
||||||||
довольно хорошо |
описывается во всей области значений А. |
|||||||||
В этой |
формуле |
введен член, |
представляющий |
собой |
||||||
электростатическую |
энергию равномерно- |
заряженного |
||||||||
шара |
с |
зарядом |
Ze |
и |
радиусом |
R, |
а именно |
s/ae2Z2/R. |
||
Из наилучшего совпадения с опытными данными полу
чается значение R, |
равное 1,23• 1 0 - 1 М 1 / з |
см. |
|
Почти установлено, что радиус действия ядерных сил |
|||
несколько больше радиуса распределения |
заряда |
протонов |
|
в ядрах. Это можно |
объяснить частично |
за счет |
радиуса |
ядерных сил, а частично за счет того, что нейтроны располагаются ближе к поверхности ядра, чем протоны.
Представление |
об ядре |
не как об |
однородной |
'капле, |
||
а скорее |
как |
о структуре, имеющей однородную цен |
||||
тральную |
сердцевину и уменьшающуюся к |
краю |
плот |
|||
ность (фиг. 3), |
позволяет |
описать |
данные |
для всех А |
||
24 |
Часть I. Описательная теория ядер |
с точностью, большей 10%, следующей формулой:
R = (0,7 + Ащ) 1,2-10-» см; |
(2.7) |
здесь первый член представляет краевую область умень
шающейся |
плотности, |
приблизительно одинаковую |
для |
||||||||
всех ядер, |
а |
второй — заряженную |
сердцевину, |
где |
плот |
||||||
ность |
постоянна. Радиусы отдельных |
ядер могут несколь |
|||||||||
ко отличаться от |
значений |
формулы |
(2.7),и правильный |
||||||||
радиус |
при, |
любых |
вычислениях _ будет, конечно, |
зави |
|||||||
сеть от того, насколько |
вычисляемый процесс чувствителен |
||||||||||
к наличию |
краевой |
области |
уменьшающейся |
плотности. |
|||||||
Из формулы (2.7) |
определяются радиусы для ядерных |
вза |
|||||||||
имодействий. Из |
формулы |
(2.6) |
определяются |
радиусы |
|||||||
только |
электрического |
заряда. |
|
|
|
|
|||||
2. ЗАКЛЮЧЕНИЕ ОТНОСИТЕЛЬНО СОСТАВНЫХ ЧАСТЕЙ ЯДЕР
Размеры ядер являются сильным аргументом в пользу наличия в ядрах протонов и нейтронов, а не протонов и электронов. Де-бройлевская длина волны нейтрона или протона в ядре будет равна
Х = — = - Д = - ~ 1,5-Ю-1 3 CJW, |
(2.8) |
|
Р |
Y2ME |
К ' |
если мы примем, |
что кинетическая энергия Е = 8 |
Мэв, |
т. е., другими словами, имеет тот же порядок величины,
что и энергия связи, отнесенная |
к одному |
нуклону. |
|
||||||
С другой стороны, для электронов при |
такой |
реляти |
|||||||
вистской |
энергии |
мы бы имели |
|
|
|
|
|
|
|
|
% = |
" 7 ~ т " ~ 2 , 5 ' 1 0 - 1 2 |
с м - |
|
|
|
|
( 2 - 9 ) |
|
Таким образом, длина волны нейтрона |
и |
протона |
ока |
||||||
зывается |
порядка |
величины размеров |
ядра, |
в |
то |
время |
|||
как длина волны электрона слишком велика. |
|
|
|
|
|||||
Другим аргументом против существования электронов |
|||||||||
является большое время жизни ^-активных |
ядер. Большое |
||||||||
время жизни нельзя объяснить потенциальным |
барьером, |
||||||||
так как |
малая |
величина массы |
электрона |
привела |
бы |
||||
к большому коэффициенту проницаемости любого |
барьера., |
||||||||
|
|
|
§ |
3. |
Бета-распад |
|
25 |
|
ширина |
которого была |
бы |
порядка размеров |
ядра. Более |
||||
того, |
вообще |
нельзя |
ожидать |
барьера для |
электронов, |
|||
так |
как |
они |
притягиваются |
кулоновским |
полем |
ядра. |
||
Наконец, возникли бы большие трудности для любой |
реля |
|||||||
тивистской теории электрона, если предположить наличие
барьеров высотой, большей чем 2/nc2 |
( т — масса |
||||||
электрона). |
|
|
|
|
|
|
|
Эти |
возражения |
против |
существования |
электронов |
|||
в ядре |
неприменимы |
к частицам, масса |
которых |
соста |
|||
вляет несколько десятых массы нуклона, |
как, |
|
например, |
||||
тс-мезоны, хотя вопрос |
о их пребывании в ядре |
не |
столь |
||||
прост. Наилучшее современное |
представление |
о |
ядерном |
||||
веществе таково: ядро —это совокупность нуклонов, непре рывно испускающих и поглощающих тг-мезоны, что приводит к передаче заряда, тока, импульса и момента количества движения от одних движущихся нуклонов к другим.
§ 3. БЕТА-РАСПАД (Описательное изложение)
В природе встречаются ядра и (еще больше их может быть создано искусственно), которые самопроизвольно испускают электроны, согласно следующей схеме реакции:
|
|
|
ZA—>{Z+\)A |
+ |
$-. |
|
||
Энергия, |
|
выделяемая при такой |
реакции, равна |
|
||||
Е = Мп (ZA) |
- |
Мп |
[ (Z н-1)А } - т (е) = |
|
|
|||
= Ма (ZA) |
- |
Zm (в) - |
Ма [(Z + |
1)л ] + |
(Z + 1) m (в) - т (е) = |
|||
= Ma(ZA)-Ma[(Z+l)A], |
|
|
|
|
(3.1) |
|||
где индекс |
п |
означает |
массу |
ядра, |
а индекс а —массу |
|||
атома. |
|
|
|
|
|
|
|
|
Имеются также искусственные радиоактивные веще |
||||||||
ства, испускающие позитроны: " |
|
|
|
|||||
|
|
|
ZA~>{Z-l)A |
+ |
$+. |
|
||
'Записывая, |
как выше, |
баланс |
массы |
и энергии,'мы |
нахо |
|||
дим, что выделяющаяся энергия равна • |
|
|||||||
Е = Ма |
(ZA) |
-Ma[(Z- |
1)л ] - 2т (е). |
(3.2) |
||||
26 |
Часть I. Описательная теория ядер |
Если имеет место испускание позитрона, то может про исходить и захват электрона (обычно из /<-оболочки), при водящий к тому же ядру, согласно следующей схеме:
Очевидно, энергия, выделяющаяся при захвате электрона, равна
E = Ma(ZA)-Ma[(Z-\)A], |
|
|
|
(3.3) |
||
т. е. больше энергии, выделяемой |
при |
испускании |
пози |
|||
трона, на 2 массы электрона. |
|
|
|
|
|
|
Если процесс |
распада энергетически возможен, т. е. |
|||||
Е > 0, то следует |
ожидать, |
что он |
будет происходить, |
|||
'хотя в некоторых |
случаях вероятность |
может быть |
малой |
|||
в силу ядерных правил отбора. |
|
|
|
|
||
Отметим, что в проделанном выше |
подсчете |
энергии |
||||
мы пренебрегали |
энергиями |
связи |
электронов |
в |
атоме, |
|
так как они обычно малы по сравнению с ядерными энер
гиями связи. Это предположение, конечно, |
не |
полностью |
|||||
справедливо для захвата /(-электрона в тяжелых |
элемен |
||||||
тах, но становится все более точным для |
электронов |
||||||
внешних |
оболочек |
атома. |
|
|
|
|
|
|
1. СТАБИЛЬНОСТЬ ИЗОБАРОВ |
|
|
|
|
||
Из энергетического баланса Р-распада следует правило |
|||||||
для существования |
изобаров |
в природе: из |
двух |
ядер |
ZA |
||
и (Z—])A |
ядро с |
большей |
массой атома |
нестабильно |
по |
||
отношению к (3-распаду и переходит в другое. Это делает
невозможным существование |
в природе изобаров с сосед |
|
ними значениями Z. Существует, однако, много (около 15) |
||
изобарных пар типа ZAu(Z |
— 2)А, причем |
и Z, и Л четны. |
Промежуточное ядро (Z — \ ) А с нечетным |
зарядом распа |
|
дается в оба своих четно-четных соседа; обычно один из этих распадов преобладает.
Встречающиеся в природе пары ZA и (Z — \ ) А связаны с очень большим временем жизни нестабильного ядра по отношению к [3-распаду, т. е. таким большим, что не все нестабильные' вещества могли распасться за время, про шедшее с момента образования ядер. Эти пары (или триады)
Таблица 2
Свойства некоторых соседних «стабильных» изобаров
|
Д о ч е р |
|
|
нее |
Распростра - |
М а с с о |
ядро |
|
вое |
(спин, |
пепиость, |
число |
чет |
стабильность |
|
ность) |
|
И с х о д н о е ядро (время жизни, спин, четность)
Р а с п р о с т р а |
Дочернее |
ненность, |
ядро (спин, |
стабильность |
четность) |
40 |
Аг 1 в |
|
Км |
|
|
|
|
|
|
(9%, ^-за |
1,3-10° л\т |
|
|
Са2 о |
|||
|
(2+ ) |
(4') |
|
(91%, |
3~) |
(0+ ) |
||
|
|
хват) |
|
|
|
|
|
|
. 50 |
T i 2 2 |
|
v M |
|
|
|
|
Сг,4 |
|
(0+ ) |
|
Стабильно? |
|
|
|||
|
|
|
(6) |
|
|
|
|
(0+ ) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
87 |
|
|
Rb 3 7 |
|
|
|
|
|
|
|
|
6,2-10'° |
лет |
(100%, 3') |
Sl'38 |
||
|
|
|
( 3 / Г ) |
|
( V 2 + ) |
|||
115 |
|
|
1п4 0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
6-101'1 лет |
(100%, з-) |
Sn 5 0 |
|||
|
|
|
( 7 2 + ) |
|
( V 2 + ) |
|||
138 |
|
|
L a 5 7 |
|
|
|
|
|
|
Ва6 в |
(94%, /^-за |
7-101 0 лет |
|
|
Се6 8 |
||
|
? |
(4+ или |
5±)' |
(6%, |
в-) |
(0+ ) |
||
|
|
хват) |
|
|
|
|
|
|
176 |
Y b 7 0 |
(1%, /(-за |
L u 7 1 |
лет |
(99%, 3") |
Hf„ |
||
|
(0+ ) |
2,2-101 0 |
(6+ ) |
|||||
|
|
хват) |
(>9) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
187 |
|
|
Re7 5 |
|
|
|
Os 7 0 |
|
|
|
|
5 -Ю 1 0 |
лет |
|
|
||
|
|
|
(100%, з-) |
( u / 3 или |
||||
|
|
|
( 7 2 |
+ ) |
|
|||
|
|
|
|
|
|
1 3 / 2 + ) |
||
28 |
Часть I. Описательная теория |
ядер |
перечислены |
в табл. 2. Первая из |
них с ма'ссовым |
числом 40 имеет важное значение для геофизики. Атмо сферный аргон является результатом захвата /(-электрона ядром К 4 0 и последующего распада с образованием Аг4 0 в возбужденном состоянии, энергия которого относительно
основного |
состояния |
равна 1,5 |
Мэв. |
Вероятность/(-захвата |
||||
составляет |
около 1 / 1 2 |
вероятности |
(3~-распада |
ядра |
Са4 0 |
|||
с парциальным временем жизни около 1,4-10° |
лет. |
Энер |
||||||
гия, выделяющаяся |
из |
этого естественного |
радиоактивного |
|||||
элемента в горных |
породах*, |
далеко |
не так |
мала по |
срав |
|||
нению с энергией, выделяемой тяжелыми элементами; благодаря своему сравнительно малому времени жизни и относительно большой распространенности калий должен был выделить много тепла на ранних стадиях геологиче ской истории Земли. За исключением Th и U на Земле нет других радиоактивных элементов, дающих подобную энер гию. Теория [3-распада способна дать хорошее объяснение большому времени жизни и соотношению между /(-захва том и электронным распадом. С точки зрения оболочечной модели ядра даже большие значения спина являются разумными (см. § 18).
2.ПРИМЕНЕНИЕ ТЕОРИИ К ВОПРОСУ О РАСПРОСТРАНЕННОСТИ ЯДЕР
В§ 1 были указаны следующие правила: 1) за очень
малыми |
исключениями, |
стабильные |
ядра |
с |
четными |
А |
|||||||||||||
имеют четные Z |
и 2) число элементов с четными |
А больше, |
|||||||||||||||||
чем с нечетными |
А. |
Теперь |
|
мы |
можем |
объяснить |
эти |
||||||||||||
факты. Нужно |
только предположить, |
что |
для |
четных |
А |
||||||||||||||
энергия (масса атома) в общем случае меньше |
при |
чет |
|||||||||||||||||
ных Z, чем при нечетных |
Z, |
в то |
время |
как |
для |
нечет |
|||||||||||||
ных |
Л не существует |
такого различия. Тогда |
атомная масса |
||||||||||||||||
ядра с четным А и нечетным |
Z |
будет больше массы одного |
|||||||||||||||||
или |
двух |
соседних |
ядер, |
и |
ядро |
может |
распасться |
||||||||||||
в одно из них или в оба |
с /(-захватом или |
с испусканием |
|||||||||||||||||
[З-частиц. Это объясняет правило «1». Однако |
оба |
соседа |
|||||||||||||||||
такого |
ядра |
могут |
быть |
стабильными, |
что |
приводит |
|||||||||||||
к |
возможности |
изобаров, |
отличающихся |
на две |
единицы |
||||||||||||||
по |
заряду |
ядра, |
поэтому |
для |
четных |
А |
имеется |
много |
|||||||||||
пар |
изобаров. С |
другой |
стороны, |
для |
каждого |
данного |
|||||||||||||
§ 4. Дальнейшие сведения о ядерных расщеплениях |
29 |
нечетного А имеется обычно только одно возможное ядро: или с четным Z, или с нечетным Z. Это объясняет правило «2».
Кроме того, для данного четного Z изотопы с четным А более устойчивы и поэтому отстоят дальше от среднего значения массового числа. Например, ксенон имеет следу ющие стабильные изотопы:
А = 124 |
126 |
128 |
130 |
132 |
134 |
136 |
129 131
§ 4. ДАЛЬНЕЙШИЕ СВЕДЕНИЯ О ЯДЕРНЫХ РАСЩЕПЛЕНИЯХ
1. ГАММА-ЛУЧИ
Ядра испускают не только часгицы (тяжелые частицы
иэлектроны), но также и у-лучи (световые кванты).
Испускание |
у _ л У ч е ^ |
возможно |
при |
переходе |
|
ядра |
||||||
из |
возбужденного |
состояния |
в |
низшее |
энергетическое |
|||||||
состояние. Полупериоды распада |
для |
дипольного |
излуче |
|||||||||
ния |
(изменение ядерного |
спина |
|
Д / = |
0 или |
± 1) имеют, |
||||||
как |
правило, |
порядок |
величины |
от |
Ю - 1 7 |
д о ~ 1 0 ~ 1 3 |
сек. |
|||||
Время жизни для квадрупольного излучения |
(Д/ = |
± 2) |
||||||||||
также часто |
имеет |
порядок Ю - |
1 3 |
сек в противоположность |
||||||||
атомным спектрам, где оно для |
квадрупольного |
излуче |
||||||||||
ния |
гораздо |
больше, |
чем |
для |
дипольного. Однако |
для |
||||||
малых частот (/гм 20 — 200 кэв) время жизни для квадру польного излучения гораздо больше (от 10~10 до 10"3 сек).
Для октупольного излучения |
( Д / = ± 3 ) при |
аналогичных |
малых энергиях полупериоды |
имеют знатения |
от 10~5 сек |
до нескольких часов, а для Д / = ± 4 — от 1 сек до многих лет. Если спин нижнего возбужденного уровня ядра суще ственно отличается от спина основного состояния, так что полупериод распада очень велик, то возбужденное состоя ние называется метастабильным или изомером ядра. Изо меры обычно обозначаются звездочкой; впервые обнару
женным изомером был In*.
2. КРАТКИ^ ОБЗОР ПРОЦЕССОВ РАСПАДА
Рассмотрим ядро |
ZA |
в некотором квантовом |
состоянии. |
1. Ядро может |
быть нестабильно по |
отношению |
|
к испусканию тяжелых |
частиц. |
|
|
30 |
Часть I. |
Описательная теория |
ядер |
|
Нейтроны. Время |
жизни ядер — от |
10~21 до 10"1а сек, |
кроме случаев, когда передаваемая нейтрону энергия
чрезвычайно мала (несколько эв), при |
этом |
оно |
может |
|||
достигать 10~12 сек. Нижний предел для |
времени |
жизни |
||||
можно грубо подсчитать по |
времени, которое |
необходимо |
||||
нейтрону |
для |
прохождения |
ядерного |
радиуса, |
т. е. |
|
10~12 см/ |
(109 |
см/сек) = Ю - 2 1 |
сек. Таким |
образом, |
ядро, |
|
нестабильное по отношению к испусканию |
нейтрона, |
вряд |
||||
ли может |
быть |
наблюдено. |
|
|
|
|
Протоны.. Если протоны имеют энергию, достаточную для прохождения над кулоновским барьером, то соответ ствующие времена жизни приблизительно равны временам жизни по отношению к испусканию нейтрона. Если кине тическая энергия протонов мала и они должны проходить кулоновский барьер, то коэффициент проницаемости при водит к гораздо большим значениям времени жизни.
а-часпшцы. В общем случае к а-частицам применимо то же правило, что и к протонам, за исключением того, что при данной энергии значения полупериодов распада должны быть большими вследствие большей массы и заряда час тицы. В частности, чтобы можно было наблюдать распад (полупериод не больше 10й лет), энергия а-частицы в ядре должна быть больше 3,5 Мэв при Z=92 и больше 1 кэв при Z=4 .
2. Ядро может быть нестабильно по отношению к испу- • еканию световых квантов. Полупериоды в общем случае меняются от 10 1 7 до 10 1 0 сел:, но иногда они (например,
вслучае изомеров) могут иметь значения от секунд до годов.
3.Испускание Е5-лучей или захват К-электронов. Полу периоды бывают от 0,02 сек до 101 1 лет и больше.
Таким образом, • нестабильные |
ядра |
можно |
разделить |
||||||||
на |
три |
группы. |
|
|
|
|
|
|
|
||
1-я |
группа. |
Время |
жизни ненаблюдаемо мало: |
|
|
||||||
а) |
от |
10~21 |
до I0'ls |
сек; |
очень |
нестабильные |
ядра |
Не5 |
|||
и L i 5 |
в основных состояниях или любое ядро в возбужден |
||||||||||
ном состоянии с достаточно большой энергией для |
испуска |
||||||||||
ния |
быстрого нейтрона, быстрого |
протона или а-частицы; |
|||||||||
б) от 10"1 7 до -^Ю"8 сек; почти всё возбужденные |
со |
||||||||||
стояния |
ядер, |
не входящие в п. «а». Эти ядра в общем слу |
|||||||||
чае |
теряют энергию |
на испускание у-лучей или |
иногда |
||||||||
на |
испускание |
медленных |
нейтронов, |
протонов |
и |
т. |
д. |
||||