§3.5.Бета –распад

Стабильные атомные ядра изобаров имеют минимальную величину энергии, которая определяется его массой (см. рис. 2.2.1). Масса ядра с данным общим числом нуклонов определяется, в свою очередь, его протонно-нейтронным составом, поскольку массы протона и нейтрона не равны между собой. В этой связи, среди ядер изобаров должны существовать ядра с определенное соотношением между числом протонов и нейтронов (см. дорожку стабильности на рис. 1.1.2), которому отвечают ядра с наименьшей массой, а, следовательно, и полной энергией. Ядру изобара с любой другой конфигурацией нуклонного состава энергетически выгодно превращение в ядро с оптимальным соотношением между числом протонов и нейтронов. Выход на дорожку стабильности в принципе возможен, если ядро испускает избыточный протон или нейтрон. Но для отделения избыточного нуклона требуется энергия не меньше энергии связи нуклона в ядре, т.е. энергия материнского ядра должна быть больше энергии дочернего ядра и свободного нуклона на величину энергии связи нуклона в материнском ядре. Если же эта энергия меньше энергии связи избыточного нейтрона в ядре, то могут иметь место самопроизвольные изменения в составе ядер, обусловленные явлением-распада – взаимопревращениемвнутри ядрануклонов одного рода в другой (протона в нейтрон или наоборот). Направление процесса для ядра изобара определяется лишь тем, при каком соотношении между числом протонов и нейтронов ядро имеет наибольшую энергию связи, которой соответствует наименьшая масса ядра (см. рис. 2.2.1).

Бета-распад (-распад) является спонтанным процессом преобразования ядра, в результате которого ядро изменяет свой заряд на ΔΖ = ±1, сохраняя при этом неизменное число нуклонов А (массовое число). В некоторых случаях образуются свободные-частицы(электрон β^- или позитрон β⁺) или происходит «захват» ядром электрона из электронной оболочки собственного атома. Свойства электрона и позитрона тождественны, за исключением знака электрического заряда. Потоки образующихся-частиц образуют-излучение.

β-Распад – самый распространенный вид радиоактивных превращений ядер в природе. В отличие от α-распада, который наблюдается исключительно у тяжелых ядер, β-распаду подвержены ядра практически во всей области значений массового числа А, начиная от единицы (свободный нейтрон) и заканчивая массовыми числами самых тяжелых ядер.

Энергия, выделяющаяся при β-распаде, опять же, в отличие от α-распада, лежит в довольно широком интервале значений от 0,02 МэВ при распаде ядра трития³Н до 16,4МэВпри распаде ядра¹²N.

Периоды полураспада β-активных ядер изменяются в очень широких пределах от 10^-2сдо 10¹⁸лет.

Известны три разновидности -распада.

1. Электронный (β^--распад):

,

(3.5.1)

при котором выбрасываются электрон β^- иантинейтрино , а дочернее ядро получает заряд на единицу больший, чем материнское, так как в ядре уменьшается число нейтронов на единицу за счет увеличения на единицу числа протонов. Например:

2. Позитронный (⁺-распад):

(3.5.2)

при котором выбрасываются позитрон β⁺инейтриноν, а дочернее ядро получает заряд на единицу меньший, чем материнское, так как в ядре увеличивается на единицу число нейтронов из-за уменьшения на единицу числа протонов. Например:

3. E-захват (илиК-захват -по обозначению электронной оболочки, с которой чаще всего захватывается электрон):

(3.5.3)

где е^-- атомный электрон. В результатеЕ-захвата один из электронов, как правило, один из двух самой глубокойК-оболочки атома, захватывается ядром. При этом выбрасывается нейтрино ν, а дочернее ядро получает заряд на единицу меньше, чем материнское. Например:

Е-захват и⁺-распад часто конкурируют между собой, так как в этих случаях материнские ядра претерпевают одинаковые изменения.

Таким образом, при -распаде любого вида число нуклонов в ядре сохраняется, но происходит самопроизвольное превращение либонейтрона в протон(β^--распад), либопротона в нейтрон(⁺-распад иЕ-захват). Именно поэтомуЕ-захват относится к процессам-распада.

Так как при -распаде изменяется только один из нуклонов ядра, то этот процесс – внутринуклонный, а не внутриядерный. Подтверждением этому служит-распад свободного нейтрона, протекающего по следующей схеме:

.

(3.5.4)

Современное значение периода полураспада нейтрона составляет 10,25 мин. (1988 г.).

Превращение (⁺-распад) свободного протона в нейтрон запрещено законом сохранения энергии, так как его масса на 1,3МэВменьше массы нейтрона. Но в составе ядра он может преобразовываться в нейтрон за счет внутренней энергии ядра, что приводит к явлению⁺-распада илиЕ-захвата.

Остановимся на интересном вопросе возникновения свободных β-частиц в процессеβ-распада ядер. Не вызывает сомнений, что источникомβ-частиц является ядро, но большое количество экспериментальных данных свидетельствует о том, что в ядре нетβ-частиц. Еще до открытия нейтрона (1932 г.) и создания протонно-нейтронной модели ядра (Иваненко, Гейзенберг, 1932 г.) была предложена модель атомного ядра, имеющего в своем составе протоны и электроны. Например, ядропредставлялось как 14 протонов и 7 электронов. К тому времени было известно, что протон и электрон имеют полуцелый спин, равный 1/2 и согласно этой модели спин ядрадолжен быть полуцелым. Однако экспериментально измеренный спин ядраравнялся единице. Это противоречие получило название «азотная катастрофа». Отсюда следует несправедливость протонно-электронной модели ядра. Об этом же свидетельствует и порядок величины магнитных моментов ядер, которые не превышают нескольких ядерных магнетонов Бора (см. §1.6 п.2). Если бы электроны входили в состав ядра, естественно было бы ожидать, что магнитные моменты ядер по порядку величины должны быть близки атомному магнетону Бора, величина которого ~ в 2000 раз больше ядерного. Наконец, о невозможности существования в ядре связанных электронов свидетельствует квантовомеханическое соотношение между неопределенностями Δpи Δrодновременного измерения импульса и координаты электрона в ядре:

(3.5.5)

Если принять, Δr = r_я≤ 2∙10^-13см, то для импульса электрона в ядре получим минимальную величину

,

(3.5.6)

которой соответствует энергии электрона > 20 МэВ. Такая величина энергии существенно превышает как высоту кулоновского барьера для электронов в самых тяжелых ядрах (В_к≈ 15МэВ), так и энергию электроновβ-распада. Таким образом, по современным представлениям электронов в ядрах нет и они рождаются непосредственно при-распаде ядра, о чем свидетельствует также рождение особых частиц: нейтрино (ν) и антинейтрино, которые имеют обобщающее название нейтрино.

Обнаружить на опыте β^- и ⁺-распады очень просто, регистрируя обычными методамиβ-частицы с большой энергией. Зарегистрировать нейтрино, возникающее приЕ-захвате, обычными лабораторными методами невозможно. ОднакоЕ-захват сопровождается характеристическим рентгеновским излучением, возникающим вследствие того, что образовавшаяся энергетическая вакансия после захвата электрона ядром, заполняется электронами с вышележащих электронных оболочек атома. Длина волны характеристического рентгеновского излучения определяется величинойZядра (закон Мозли), что позволяет идентифицировать заряд материнского ядра. Кроме этого, энергия перехода может быть непосредственно передана одному из электронов внешней оболочки, в результате чего возникает излучение моноэнергетических электронов (т.н.электроны Оже). Именно по таким сопутствующим явлениям был открытЕ-захват (Л. Альварес, 1937 г.).

При β-распаде высвобождается энергия, равная разности массы первоначальной системы и массы конечной, выраженных в энергетических единицах:

=M(A,Z) - M(A,Z+1) - mβ > 0, = M(A,Z) - M(A,Z-1) - mβ > 0, QЕ = M(A,Z) + me - M(A,Z-1) - εе> 0,

(3.5.8)

где m_eи ε_е– масса и энергия связи атомного электрона, который захватывается ядром. В правых частях (3.5.8) опущены массы покоя нейтрино и антинейтрино, так как по современным представлениям их массы покояm_νне превышает 18эВ(m_ν <<m_e).

Если к правой части равенств (3.5.8) прибавить и вычесть Zm_e, то с точностью до энергии связи электронов в атоме энергию соответствующей разновидностиβ-распада можно выразить через массы атомов:

= Mат(A,Z) - Mат(A,Z+1) > 0; = Mат(A,Z) - Mат(A,Z-1) - 2me> 0; QЕ =Mат(A,Z) - Mат(A,Z-1) - εе> 0.

(3.5.9)

Положительная величина энергии распада является необходимым энергетическим условием возможности β-распада. Поэтому (3.5.8) и (3.5.9) выражают энергетические условия соответствующих разновидностей β-распада. Использовать для этих целей понятие энергии связиβ-частцы в ядре неправомерно, поскольку в ядре нетβ-частиц.

Выше было указано, что ⁺-распад иЕ-захват конкурируют между собой. Из (3.5.9) очевидно, что если выполняется условие дляβ⁺‑распада, то и подавно выполнится последнее, аЕ-захват может происходить даже тогда, когдаβ⁺‑распад энергетически невозможен. Все нечетно-нечетные ядра, за исключением четырех легких ядер²H,⁶Li,¹⁰Bи¹⁴N, указанных выше, нестабильны кβ-распаду и очень часто испытывают все три вида-распада, хотя и с различной вероятностью. Объясняется это эффектом спаривания одноименных нуклонов, в результате которого нечетно-нечетное ядро «стремится» стать четно-четным всеми возможными способами (рис. 2.2.1,б). Например, ядрав 37 %испытываетβ^-‑распад, в 45 % -Е‑захват и в 18 % - ⁺-распад. Эти данные следует понимать как средние величины, которые получены при наблюдении за большим количеством одинаковых радиоактивных ядер, тогда как каждое конкретное ядро может испытать либо β^-‑распад, либоЕ‑захват, либо⁺-распад.

Оценим максимальную долю энергии, которую может получить невозбужденное дочернее ядро, когда энергия нейтрино равна нулю. В этом случае кинетическая энергия β-частицы (T_β)_maxи дочернего ядраТ_я имеют максимально возможные значения. Пусть материнское ядро покоиться. Тогда из закона сохранения импульса следует, что

Ря=Рβ.

Учитывая, что

; ,

из трех последних равенств получим, что

.

Поэтому во многих случаях с хорошей точностью можно положить =Q_β.

Энергииβ-частиц измеряется по величине их отклонения при движении в постоянном магнитном поле с помощью специальных приборов, называемыхмагнитнымиβ-спектрометрами. Последний представляет магнитный анализатор импульсовβ-частиц и подобен масс-спектрометру. Измерения показали, что в процессеβ-распада одинаковых ядер испускаютсяβ-частицы всех энергий от нуля и до энергии (T_β)_max, называемойверхней границейβ-спектра, и приблизительно равнойQ_βиз (3.5.9). Таким образом, в отличие от линейчатых спектров α-частиц (см. рис. 3.4.1), энергетический спектрβ-частиц является сплошным. На рис. 3.5.1. представлен энергетический спектрβ^--частиц, испускаемых при распаде свободного нейтрона (3.5.4), форма которого является весьма типичной. Энергетические спектры легких ядер более симметричны и для них средняя энергияиспускаемых β-частиц примерно равна (1/2)·(T_β)_max.У тяжелых ядер средняя энергия β-частиц обычно близка к 1/3 максимальной и для большинства естественных источников β-излучения заключена в пределах 0,25 ÷ 0,45МэВ.

Интерпретация перечисленных особенностей энергетических спектров β-частиц в свое время вызывала большие затруднения. Действительно, если не делать никаких предположений, то согласно (3.5.9) испускаемые β-частицы должны иметь, как и α-частицы, строго определенную и равную (T_β)_max энергию, определяемую энергиейQ_β, высвобождаемой при распаде. Но в спектре имеются-частицы с любой меньшей энергией и неизбежно возникает вопрос -куда исчезает остальная энергия в каждом случае-распада, когдаТ_β< (T_β)_max? Эти соображения послужили основанием для гипотезы (Паули, 1931 г.) о возникновении в β-распадных процессах электрически нейтральной частицы с массой покоя, близкой к нулю, и со спином, равным 1/2. Эта частица, впоследствии названная нейтрино, и должна уносить недостающую часть энергии распада.Помимо закона сохранения энергии, существует еще один важный аргумент, с необходимостью приводящий к гипотезе нейтрино – закон сохранения спина. Рассмотрим распад (3.5.4) свободного нейтрона. Нейтрон, имеющий спин 1/2, распадаясь только на протон (спин 1/2) и электрон (спин 1/2) давал бы суммарный спин продуктов, равный 0 или 1, что противоречит закону сохранения импульса, для выполнения которого нужно предположить рождение еще одной частицы с полуцелым спином. Учет орбитальных моментов протонов и нейтронов при β-распаде сложных ядер ничего не меняет, так как они всегда целые числа.

Таким образом, при β-распаде, в отличие от α-распада, из ядра вылетают не одна, а две частицы. В силу статистического характера явления радиоактивности в каждом акте β-распада распределение энергии распада между β-частицей и нейтрино может быть любым, т.е. кинетическая энергия электрона может иметь любое значение от нуля и до (T_β)_max. Для очень большого числа распадов получается уже не случайное, а вполне закономерное распределение β-частиц по энергиям, называемое β-спектром.

Нейтрино практически не взаимодействуют с веществом и его длина свободного пробега (расстояние до первого взаимодействия) в твердом веществе равна примерно 10¹⁶км, что делает чрезвычайно сложным их регистрацию. Поэтому измерять энергию нейтрино и наблюдать их распределение по энергии практически невозможно и фактически единственно доступным для регистрации остается только β-спектр. Долгое время сведения, подтверждающие существование нейтрино, носили косвенный характер и были впервые получены в 1942 г (Аллен) путем измерения энергии отдачи дочерних ядер приЕ-захвате. Прямое наблюдение нейтрино удалось осуществить только в 1953 - 1956 г.г. (Рейнес и Коуэн) после создания мощных ядерных реакторов, работа которых сопровождается выделением больших потоков антинейтрино.

Образование дочернего ядра в результате β-распада в основном энергетическом состоянии является скорее исключением, чем правилом. Обычно β-распад довольно свободно идет как на основной, так и на сравнительно сильно (по сравнению с α-распадом) возбужденные уровни и может наблюдаться несколько возбужденных уровней дочернего ядра. Возбужденные дочерние ядра переходят а основные состояние, испуская, как правило, γ-кванты. Поэтому β-распад сопровождается почти всегда γ-излучением, которое представляет основную опасность при обращении с β-радиоактивными веществами.

Возбуждение дочернего ядра до энергии происходит за счет энергии распадаQ_βи в этом случае максимальная энергия β-спектра

.

(3.5.10)

Если при β-распаде возможно образование дочернего ядра в нескольких возбужденных состояниях, то наблюдаемый β-спектр представляет собой наложение нескольких простых β-спектров со своими граничными энергиями и может иметь сложную форму. Каждая составляющая спектра характеризуется своим выходом, т.е. долей распадов, приводящих к ее образованию. Поэтому β-спектры подразделяются на простые и сложные. Простым β-спектрам соответствует образование дочернего ядра только в одном энергетическом состоянии, а сложным - в двух и более энергетических состояниях.

Так же как и-распад (рис. 3.4.1), -распадудобно представлять с помощью диаграммы. На рис. 3.5.2 приведена диаграммаβ⁺-распада ядра¹⁴О, в результате которого дочернее ядро¹⁴Nрождается в возбужденном состоянии. При переходе в основное состояние дочернее ядро испускает-квант с энергией 2,31МэВ.

Вероятность -распада определяется т.н.правилами отбора по четности и спину. Они заключаются в следующем.

1) Если четности материнского Р_ми дочернегоР_дядер совпадают, т.е., еслиР_м·Р_д= +1, то такие-переходы имеют наибольшую вероятность (разрешены на языке квантовой механики).

2) Полный момент импульса, уносимый обеими частицами при -распаде, равен

L = sβ + sν + lβ + lν,

(3.5.11)

где sиl – спин и орбитальный момент соответствующих частиц. Испускание-частицы и нейтрино сl> 0 крайне маловероятно (запрещенона языке квантовой механики), иразрешеннымиявляются переходы сl = 0.

Таким образом, разрешенными являются -переходы, для которыхР_м·Р_д= +1 иl = 0.

Для разрешенных переходов изменение спина ядра будет определяться только ориентацией спинов, вылетающих частиц. При этом согласно (3.5.11) имеются две возможности.

а) β-Частица и нейтрино испускаются с противоположно направленными спинами, так что полный момент, уносимый обеими частицами, равен нулю (ориентация спина нуклона, испытывающегоβ-распад, сохраняется ) и спин ядра не изменяется, т.е. ΔI= 0. Такие переходы называютсяфермиевскими, а соответствующие правила отбора

Рм·Рд= +1;l = 0; ΔI= 0

(3.5. 12)

- называются правилами отбора Ферми.

б) β-Частица и нейтрино испускаются с одинаково направленными спинами, так что полный момент, уносимый обеими частицами равен единице (ориентация спина нуклона изменяется на обратную). Возможные изменения спина ядра составят ΔI= 0, ±1. Если исключить 0 – 0 переходы, в которых спин ядра равен нулю, как в начальном, так и в конечном состоянии, то получимправила отбора Гамова-Теллера

Рм·Рд= +1;l = 0; ΔI= 0, ±1.

(3.5.13)

Еще раз отметим, что для 0 - 0 переходов гамов-теллеровскиепереходыстрого запрещены, т.е. не могут быть выполнены ни при каких условиях.

Поэтому вероятность непосредственно -распада и образования дочернего ядра в том или ином энергетическом состоянии очень сильно зависит от четности и разности спинов исходного и конечного состояний ядер. Это положение отчетливо видно на диаграмме (рис. 3.5.2) распада ядра¹⁴О, где вероятность оказаться дочернему ядру в основном состоянии с характеристикой 1⁺имеет ничтожную вероятность.

Энергия возбуждения дочерних ядер при β-распадах определяется системой энергетических уровней дочерних ядер и лежит обычно в интервале 0,1 ÷ 3 МэВ. В этих случаях переход возбужденного дочернего ядра в основные состояния происходит обычным порядком. Однако в редких случаях энергиявозбуждения дочерних ядер может достигать 8 ÷ 11МэВ, превышая энергию связи (отделения) нуклона:

;

(3.5.14)

ивозбужденное дочернее ядро освобождается от избыточной энергии, практически мгновенно, испуская нуклон, – протон или нейтрон, в зависимости от того, для какого из нуклонов выполняется условие (3.5.14). Эти нуклоны получили название запаздывающих, поскольку их появление задерживается возникновением сильно возбужденных состояний дочернего ядра, возникающих только после β-распада материнскогоядра-предшественника.

Рассмотрим подробнее процесс испускания осколками деления (см. §5.2) запаздывающих нейтронов, которые используются для управления цепной реакцией деления (см. §5.3). Время появления запаздывающих нейтронов деления, в отличие от мгновенных (см. §5.2), определяется периодами полураспада ядер предшественников. На рис. 3.5.3 изображена схема образования запаздывающих нейтронов при β-распадах ядер⁸⁷Br, образующихся при делении²³⁵U. Примерно в двух случаях из ста β^--распадов ядер⁸⁷Brдочерние ядра⁸⁷Кrвозникает в сильно возбужденном состоянии с энергией возбуждения= 5,8МэВ. Энергия отделения последнего нейтрона в ядре⁸⁷Кr составляет S_n = 5,53МэВ, которая меньше энергии возбуждения и потому испускается нейтрон с кинетической энергией 0,27МэВи образуется стабильное ядро⁸⁶Кr. Можно указать две причины такой малой величины энергии связи последнего нейтрона: ядра осколков деления пересыщены нейтронами (лежат ниже дорожки стабильности, см. рис. 1.1.2); и, кроме этого, ядро⁸⁷Кr имеет один лишний нейтрон относительно магическом ядре, имеющего замкнутую оболочку из 50 нейтронов. Такие же причины вызывают появление запаздывающих нейтронов при β^--распаде тяжелых осколков деления, например ядра¹³⁷I, которое может превращаться в сильно возбужденное ядро¹³⁷Хе^*. Испустив нейтрон, ядро¹³⁷Хе^*превращается в стабильное ядрос магическим числом нейтронов, равным 82.

Таким образом, можно указать два обстоятельства, благоприятствующие выполнению условия (3.5.14) и, следовательно, появлению запаздывающих нейтронов при β^--распаде: - запрет образования дочернего ядра в основном энергетическом состоянии и малая величина энергииS_nотделения нейтрона.

Если ядра сильно перегружены нейтронами и находятся ниже дорожки стабильности (рис. 1.1.2), то возможно образование последовательных цепочек β^--распадов. Подобная ситуация наблюдается в ядерном реакторе, когда продукты (осколки) деления с разной вероятностью образует большое число (сотни) различныхцепочек ‑распадов. На рис. 3.5.4 показаны две из числа наиболее вероятных цепочек, на которых отмечено испускание запаздывающих нейтронов ядрами¹³⁹Хе и⁹⁴Sr, физическая причина появления которых рассмотрена выше.

В цепочке β^--распадов⁹⁵Krнаблюдается еще одно распространенное явление, называемоеядерной изомерией. Ядро⁹⁵Zrпри распаде образует изомерную пару: возникновение с разной вероятностью ядер^95mNbв метастабильном состоянии и ядер⁹⁵Nbв основном энергетическом состояние. Подробнее явление ядерной изомерии рассмотрено в §3.6.

Теория -распада была создана Ферми в1934г. по аналогии с квантовой электродинамикой, в которой испускание и поглощение фотонов рассматривается как результат взаимодействия заряда с создаваемым им самим электромагнитным полем (см. §1.9 п.5). При этом фотоны не содержатся в готовом виде в зарядах, а рождаются непосредственно в момент испускания.

В теории Ферми процесс -распада рассматривается как результат взаимодействия нуклона с новым видом поля (электроно-нейтринным полем), в результате которого нуклон, находясь в одном из двух возможных нуклонных состояниях – протонном или нейтронном - испускает-частицу и нейтрино и переходит в другое нуклонное состояние. Нуклоны являются источниками -частиц и нейтрино, которые рождаются непосредственно в момент преобразования нуклонов в электроно-нейтринном поле. Такого рода поля в настоящее время называются электрослабыми.

Все известные науке взаимодействия связаны всего с четырьмя типами полей: сильными (ядерными), электромагнитными, электрослабыми и гравитационными. Например, все химические реакции относятся к классу электромагнитных взаимодействий, так как осуществляются электрическими силами электронных оболочек атомов. В частности, любые проявления жизни на Земле также имеют электромагнитный характер.

Сильное (ядерное) взаимодействие удерживает нуклоны в ядре и проявляется в различных ядерных реакциях.

Слабое взаимодействие ответственно за -распад и распады мезонов. Гравитационное поле проявляется в макроскопических и космических масштабах. Если расположить все эти взаимодействия по их относительной интенсивности, то получим следующую картину:

сильное 1 ;

электромагнитное ~ 10^-2;

слабое ~ 10^-14;

гравитационное ~ 10^-40.

Не следует думать, что этими цифрами определяется роль соответствующих взаимодействий (полей) в природе. Они равно фундаментальны, то есть без любого из них невозможно существование Вселенной.

Теория Ферми позволила рассчитать-спектры и влияние на форму-спектров кулоновского поля ядра и электронной оболочки атома. При малой энергии форма любого β-спектра искажается кулоновским взаимодействием между дочерним ядром и образующейся β-частицей (рис. 3.5.5). Кулоновское поле ядра оказывает на^--частицы тормозящее действие. В результате спектр в «мягкой» (низкоэнергетической) области энергий оказывается обогащенными частицами. β^--Спектры с граничной энергией меньше 1МэВу средних и тяжелых ядер вообще не имеют максимума, а монотонно спадают. В спектрах⁺-распада мягкая область спектра,наоборот, оказывается обедненной. Поле электронной оболочки атома оказывает на спектр незначительное влияние.

При изучении -распадных явлений было сделано одно из фундаментальных открытий ядерной физики-несохранение четности в слабых взаимодействиях. Гипотезу о несохранение четности в слабых взаимодействиях выдвинули в 1956 г. Ли и Янг, которые показали, что в отличие от теории Ферми, опирающуюся на закон сохранения четности, можно построить теорию-распада без учета этого закона, которая не противоречила всем известным к тому времени экспериментальным фактам. Они же предложили эксперимент по обнаружению несохранения четности при-распаде, который был поставлен в1957 г. Ву.Принципиальные черты этого эксперимента следующие (рис. 3.5.7).‑Активныйобразец⁶⁰Со, ядра которого имеют большой спин и магнитный момент (I = 5,  = 3,78_Б),помещался в магнитное поле кругового тока и охлаждался до очень низких (~10^‑2 К)температур. Это было необходимо для ориентирования магнитных моментов и, следовательно, спинов ядер⁶⁰Со в определенном направлении (поляризации) и уменьшения влияния тепловых колебаний ядер. У поляризованного таким образом образца⁶⁰Со регистрировались-частицы, летящие под углом и- по отношению к направлению поляризующего магнитного поля, то есть по отношению к направлению спина ядра. При выполнении закона сохранения четности для квадрата модуля волновой функции выполняется условие

(3.5.15)

или в сферических координатах

,

(3.5.16)

т.е. инверсия системы координат не может изменить вероятность обнаружения частицы. От азимутального угла  в опыте ничего не зависит. Следовательно, если четность сохраняется, то вероятность зарегистрировать-частицу под углом («вперед»)и-(«назад») одинакова. Опыт же показал существенное различие счета частиц под этими углами. «Вперед» (в направлении векторанапряженности магнитного поля) двигалось существенно (~ на 40 %) меньше-частиц, чем «назад». Таким образом, закон сохранения четности, который казался столь же фундаментальным и нерушимым, как и остальные законы сохранения, в случае слабых взаимодействий оказался нарушенным. Это привело к пересмотру и уточнению теория слабых взаимодействий.