Radiazione beta

β ^- radiazione (protoni rosso, blu neutroni)

β ⁺ radiazione

Le radiazioni beta o radiazioni sono radiazioni ionizzanti che si verificano durante il decadimento radioattivo , il decadimento beta o la transizione beta . Il nucleo atomico di un emettitore beta si trasforma in un nucleo atomico di un altro elemento chimico . Nel caso di un decadimento β ^- (pronunciato: beta meno) questo è l'elemento con il successivo numero atomico più alto , nel caso di un decadimento β ⁺ (pronunciato: beta più) l' elemento con il successivo più basso. Il nucleo atomico radiante è chiamato nuclide madre, il nuclide figlia risultante .

La radiazione beta è una radiazione particellare e consiste delle cosiddette particelle beta . Nel caso di β ^- radiazione queste sono cariche negativamente elettroni , nel caso di β ⁺ radiazioni sono caricati positivamente positroni . Oltre alla particella beta, un elettrone antineutrino viene rilasciato in caso di β ^- decay e un neutrino elettronico in caso di β ⁺ decadimento . Di norma, queste particelle non possono essere rilevate e non vengono conteggiate come radiazioni beta. Inoltre, la radiazione elettromagnetica a bassa energia viene rilasciata ad ogni decadimento beta . A differenza della radiazione alfa , l'energia cinetica delle particelle beta emesse può assumere qualsiasi valore da quasi zero fino ad un'energia massima. L'energia massima tipica della radiazione beta è nell'intervallo da centinaia di kiloelettronvolt a pochi megaelettronvolt e dipende dal decadimento specifico.

Il nome deriva dalla prima divisione dei raggi ionizzanti dal decadimento radioattivo in raggi alfa, beta e gamma , che in quest'ordine mostrano una crescente permeabilità della materia.

Emergenza

Diagramma di Feynman per il decadimento di un neutrone n in protone p , elettroni e ^- e elettrone antineutrino mediata da un bosone W W ^- .

{\ displaystyle {\ overline {\ nu}} _ {e}}

Decadimento beta dei nuclei atomici

Il decadimento beta è il tipo di decadimento radioattivo dei nuclei atomici . Nel caso di un β ^- decadimento, un neutrale neutroni nel nucleo atomico si trasforma in una carica positiva protone . In accordo con la conservazione della carica , questo processo crea un elettrone con carica negativa e, in accordo con la conservazione del numero leptonico, un ulteriore antineutrino elettronico. Durante il decadimento β ⁺ , un protone si trasforma in un neutrone e si creano un positrone e un neutrino elettronico. In entrambi i processi di decadimento il nucleo si converte in un nucleo atomico avente lo stesso numero di massa , ma modificato nell'ordine di un numero atomico . Il nucleo risultante (nucleo figlio) è pesante quasi quanto il nucleo genitore, perché protoni e neutroni hanno masse simili e il difetto di massa di entrambi i nuclei è simile. Il nucleo figlio, invece, appartiene a un elemento chimico diverso. Tali nuclei atomici sono chiamati isobare .

Il decadimento beta è possibile se la massa atomica del nuclide genitore è maggiore della somma della massa atomica del nuclide figlio e della massa della particella beta, da allora può essere rilasciata la differenza di masse secondo l' equivalenza di massa ed energia di Einstein come energia cinetica delle particelle. Se le isobare sono più chiare in entrambe le direzioni della tavola periodica, allora una particella può decadere sia ^- che ⁺ . Ciò si verifica, ad esempio, con potassio -40, che può scomporre in calcio -40 e argon -40. A causa della conservazione dell'energia e della quantità di moto (vedi cinematica (processi particellari) ), la particella beta leggera e il neutrino (anti-) quasi privo di massa ricevono la stragrande maggioranza dell'energia. Con il nucleo pesante della figlia, rimane solo una piccola parte di pochi eV.

Agli albori della fisica nucleare, l'osservazione degli elettroni beta portava temporaneamente alla falsa conclusione che gli elettroni facessero parte del nucleo atomico. Secondo le attuali conoscenze, però, le due particelle emesse si generano solo al momento della trasformazione nucleare.

La teoria descrive il decadimento beta come un processo di interazione debole . Durante la β ^- decadimento, uno dei d-quark del neutrone ( ) trasforma in un u-quark e W ^- bosone attraverso interazione debole a livello delle particelle elementari . Il neutrone diventa un protone ( ), mentre il bosone W stesso decade in un elettrone e un antineutrino a causa di un'interazione debole. Viceversa, nel caso del decadimento β ⁺ , uno dei quark u di un protone viene convertito in un quark d mediante un bosone W ⁺ . ${\ displaystyle | n \ rangle = | udd \ rangle}$ $| p\rangle = | uud\rangle$

Grafico dei nuclidi con modalità di decadimento radioattivo:
nero = stabile,
rosa = - decadimento per eccesso di neutroni ,
blu = EC o β + decadimento per eccesso di protoni ,
giallo = decadimento alfa

Il fatto che i raggi beta-meno siano in realtà lo stesso tipo di particella degli elettroni nel guscio atomico è dimostrato dalla loro interazione con la materia. Il principio di Pauli , che si applica solo a particelle identiche, impedisce che l'elettrone venga intrappolato negli stati già occupati di un atomo neutro dopo che è stato decelerato. Questa cattura in realtà non è mai stata osservata con raggi beta-meno, mentre per altre particelle cariche negativamente, ad esempio i muoni , questa cattura non è proibita e viene anche osservata.

Decadimento beta-meno (β ^- )

I nuclidi con un eccesso di neutroni decadono attraverso il processo ^- . Un neutrone nel nucleo si trasforma in un protone ed emette un elettrone ( ) e un antineutrino elettronico ( ). L'elettrone e l'antineutrino lasciano il nucleo atomico perché sono leptoni e non sono soggetti all'interazione forte . Poiché c'è un neutrone in meno ma un protone in più nel nucleo dopo il processo di decadimento, il numero di massa rimane invariato mentre il numero atomico aumenta di 1. Quindi l'elemento entra nel suo successore nella tavola periodica . ${\ displaystyle \ mathrm {e} ^ {-}}$ ${\ displaystyle {\ overline {\ nu}} _ {e}}$ ${\ stile di visualizzazione A}$ ${\ stile di visualizzazione Z}$

Se scrivi i numeri di massa nella parte superiore e i numeri di carica atomica nella parte inferiore dei simboli come al solito , il decadimento del neutrone può essere descritto dalla seguente formula: ${\ stile di visualizzazione A}$ ${\ stile di visualizzazione Z}$

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

Se X indica la madre nuclide e Y il nuclide figlio , il seguente generalmente applica al β ^- decay:

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

Un tipico β ^- radiatore è ¹⁹⁸ Au . Qui la conversione in notazione della formula è:

{\ displaystyle {} _ {\ 79} ^ {198} \ mathrm {Au} \ a {} _ {\ 80} ^ {198} \ mathrm {Hg} + \ mathrm {e} ^ {-} + {\ in linea {\ nu}} _ {e}}

L'energia solitamente elevata dell'elettrone generato impedisce una cattura immediata in uno degli stati liberi in alto dello stesso atomo. Tuttavia, specialmente con ioni pesanti altamente carichi, può aver luogo una transizione a tale stato legato, questo processo è chiamato decadimento beta legato.

L'energia di trasformazione o decadimento è:

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

Nella letteratura sulla spettroscopia del decadimento beta, questo decadimento era precedentemente chiamato anche decadimento del negatron ("negatron" per l'elettrone).

Beta più decadimento (β ⁺ )

Il decadimento ⁺ avviene nei nuclidi ricchi di protoni. Qui un protone del nucleo viene convertito in un neutrone. Un neutrino elettronico viene emesso insieme a un positrone (radiazione di positroni). Come con ^- decadimento, il numero di massa rimane invariato, ma il numero atomico viene ridotto di 1, quindi l'elemento viene trasferito al suo predecessore nella tavola periodica.

La formula per convertire il protone in neutrone è:

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

Con le stesse notazioni di cui sopra, il generale general ⁺ -decay può essere descritto come:

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

Il decadimento beta-plus può verificarsi solo se l'energia di transizione della transizione è almeno 1022 keV. Questa è il doppio dell'energia a riposo di un elettrone o positrone, perché il positrone deve essere generato, e l' energia di conversione è anche definita come la differenza di massa tra l'atomo iniziale (numero atomico Z) e l'atomo finale (numero atomico Z-1 ), che si presume siano neutri; l'atomo finale ha un elettrone in meno rispetto all'atomo iniziale. L'energia di trasformazione o decadimento è: ${\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ a {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y}}$

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

con la massa dell'elettrone. ${\ displaystyle m_ {e}}$

Il nuclide primordiale più comune in cui (tra l'altro) si verifica il decadimento β ⁺ è il potassio-40 ( ⁴⁰ K ), ma il decadimento è molto raro. Ecco la formula:

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

Cattura di elettroni (ε)

Un processo che compete con il decadimento β ⁺ è la cattura degli elettroni (chiamata anche decadimento ε (epsilon) o cattura K). È annoverato tra i decadimenti beta, sebbene non si verifichi alcuna radiazione beta. Anche qui un protone nel nucleo viene convertito in neutrone, mentre un elettrone proveniente da un guscio vicino al nucleo del guscio atomico viene distrutto e viene generato ed emesso un neutrino:

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

Il “gap” che si crea nel guscio atomico porta all'emissione di un caratteristico fotone a raggi X o all'emissione di elettroni Auger .

La cattura degli elettroni avviene come ulteriore canale di decadimento per ogni emettitore ⁺ . È l'unico canale di decadimento quando l'energia di trasformazione della transizione è inferiore a 1022 keV. La cattura dell'elettrone non richiede un'energia minima, solo l'energia a riposo dell'atomo di radionuclide deve essere maggiore di quella dell'atomo figlio. ${\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ a {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y}}$

La cattura di elettroni dimostra anche che gli elettroni del guscio e gli elettroni beta sono lo stesso tipo di particella.

Il nome cattura K deriva dal fatto che un elettrone viene solitamente catturato dal guscio K.

Decadimento del neutrone libero

Un neutrone libero è anche soggetto a decadimento beta-meno . Si converte in un protone, un antineutrino elettronico e un elettrone che può essere rilevato come radiazione beta:

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

La durata di questo decadimento è di 880,3 ± 1,1 secondi, cioè poco meno di 15 minuti. Ciò corrisponde a un'emivita di circa 10 minuti. In un ambiente normale sulla terra (ad esempio in aria) ogni neutrone rilasciato viene catturato da un nucleo atomico in un tempo molto più breve; quindi questo decadimento non gioca qui un ruolo pratico.

Decadimento beta inverso

Nel decadimento beta inverso (IBD), un protone viene convertito in neutrone reagendo con un neutrino:

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

Con questo processo, la prima rivelazione di neutrini fu realizzata nel 1959 ( Cowan-Reines-Neutrinoexperiment ) e in successivi rivelatori di neutrini (specialmente in esperimenti con neutrini a bassa energia come esperimenti con reattore e geoneutrini, sulle oscillazioni di neutrini e per la ricerca di neutrini sterili neutrini ). Per questo processo è necessaria un'energia minima dell'antineutrino di 1.806 MeV. Nei tipici esperimenti sui neutrini, il positrone porta all'annichilazione con un elettrone, che porta a un fotone con energia keV; generato il neutrone, dopo moderazione in z. B. l'acqua, quando catturata da un opportuno nucleo atomico (come il cadmio -113) ritarda una radiazione gamma di energia caratteristica per l'annichilazione elettrone-positrone. ${\ displaystyle E_ {v} = 511 + 511 + E _ {{\ overline {\ nu}} _ {e}} - 1806 = E _ {{\ overline {\ nu}} _ {e}} - 784}$

Il processo di reazione corrispondente alla cattura degli elettroni è indicato anche come decadimento beta inverso :

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

Svolge un ruolo in astrofisica con materia ad alta densità (stelle di neutroni, nane bianche).

Spettro energetico

A differenza della radiazione alfa, la distribuzione dell'energia della radiazione beta ( spettro beta ) è continua, poiché l'energia rilasciata durante il decadimento non è distribuita su due, ma su tre particelle: nucleo atomico, elettrone/positrone e antineutrino/neutrino. Pur mantenendo la quantità di moto complessiva, le energie delle singole particelle non sono fisse (vedi cinematica (processi particellari) ).

Spettro elettronico beta di ²¹⁰ Bi: Tracciato (in unità arbitrarie) è il numero di elettroni per intervallo di energia in funzione dell'energia cinetica con cui l'elettrone ha lasciato l'atomo. A causa dell'attrazione elettrica, questa è leggermente inferiore all'energia che l'elettrone avrebbe se il nucleo fosse scarico ( spostamento di Coulomb ).

La figura mostra un semplice spettro elettronico misurato. Spettri più complessi si verificano quando le transizioni beta a diversi livelli di energia del nucleo figlia si sovrappongono.

Esempi di energie beta più alte
isotopo	Energia ( keV )	Decadimento	Osservazioni
neutrone libero	0782.33	β ^-
⁰⁰³ H (trizio)	0018.59	β ^-	In secondo luogo più basso β nota ^- la massima energia, viene utilizzata nel esperimento KATRIN .
⁰¹¹ Do	0960.4 1982.4	β ⁺ ε⁺
⁰¹⁴ Do	0156.475	β ^-
⁰²⁰ Fa	5390.86	β ^-
⁰³⁷ K	5125.48 6147.48	β ⁺ ε⁺
¹⁶³ Ho	0002.555	ε⁺
¹⁸⁷ Re	0002,467	β ^-	Il più basso noto β ^- -Höchstenergie dovrebbe, nell'esperimento MARE essere usato
²¹⁰ bi	1162.2	β ^-

Nota:
nelle tabelle viene spesso indicata l'energia di transizione totale nello stato fondamentale del nuclide figlio. Questo può contenere la successiva radiazione gamma e/o l'energia di riposo di una coppia elettrone-positrone.

Elettroni di conversione

Le misurazioni della distribuzione dell'energia degli elettroni dalla radiazione beta spesso danno luogo a spettri che contengono linee nette ( picchi ) oltre all'ampio continuum . Questi sono elettroni che sono stati emessi dal guscio attraverso la conversione interna di uno stato nucleare eccitato. Questa parte dello spettro veniva chiamata spettro beta discreto , sebbene non abbia nulla a che fare con l'effettivo decadimento beta .

massa di neutrini

La forma dello spettro in prossimità dell'energia massima dell'elettrone o del positrone fornisce informazioni sulla massa ancora sconosciuta del neutrino elettronico o dell'antineutrino. Per fare ciò, l'estremità ad alta energia (l'ultimo da 1 a 2 eV) di uno spettro beta deve essere misurata con un grado di precisione molto elevato. Una brusca fine rispetto a una continua diminuzione dell'energia massima mostrerebbe una massa di neutrini diversa da zero - come ci si aspetta in base alle oscillazioni del neutrino - e il suo valore potrebbe essere determinato. La misura viene preferibilmente effettuata durante il decadimento beta di nuclidi a bassa energia di decadimento come il trizio (esperimento KATRIN ) o il renio-187 (esperimento MARE).

Bremsstrahlung interna

In caso di decadimento beta, le particelle caricate elettricamente vengono accelerate, motivo per cui la radiazione elettromagnetica si presenta sotto forma di bremsstrahlung . Per distinguerla dalla bremsstrahlung, che sorge quando le particelle beta vengono frenate nella materia, questa forma è chiamata bremsstrahlung interna. È stato descritto per la prima volta da Aston nel 1927. Una trattazione teorica fu data nel 1949 da Wang Chang e Falkoff. L'intensità della bremsstrahlung interna è indipendente dalla frequenza fino a una frequenza massima che segue dalla legge di conservazione dell'energia. La loro polarizzazione sta nel piano della direzione di volo della particella beta e la direzione di osservazione, la loro energia è nell'approssimazione classica

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

con la costante di struttura fine , la velocità della luce , la massa dell'elettrone e la velocità della particella beta . La dimensione è anche chiamata rapidità . Per le particelle beta lente, questa perdita di energia è trascurabile. Per le particelle beta ad alta energia, la formula può andare a buon fine ${\ displaystyle \ alfa}$ ${\ stile di visualizzazione c}$ ${\ displaystyle m_ {e}}$ ${\ stile di visualizzazione v}$ ${\ displaystyle \ nomeoperatore {artanh} (v / c)}$ ${\ displaystyle v \ ll c}$

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

può essere approssimato con l'energia della particella beta . Anche per le particelle ad alta energia con un'energia di 5 MeV, la perdita dovuta alla radiazione è solo dell'ordine dell'uno percento. ${\ displaystyle E _ {\ mathrm {Beta}}}$

La distribuzione angolare di questa bremsstrahlung interna è attraverso

{\ 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 }}}

dato ed è identico alla distribuzione angolare della bremsstrahlung esterna.

Quando gli elettroni vengono catturati, la radiazione viene rilasciata a causa della scomparsa della carica elettrica e del momento magnetico dell'elettrone. Questo non può essere descritto in una teoria classica. Martin e Glauber hanno fornito una spiegazione nel 1957. Il trattamento semiclassico del problema risulta nella distribuzione differenziale dell'intensità intensity

{\ 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}}} \ sinistra (1 - {\ frac {\ hbar \ omega} {E_ {0}}} \ destra) ^ {2}}

con il quanto d'azione di Planck ridotto , il numero atomico , la frequenza caratteristica della transizione con l' energia di Rydberg e l'energia totale rilasciata dalla cattura di elettroni . Il primo termine deriva dalla carica elettrica, il secondo dal momento magnetico. ${\ displaystyle \ hbar}$ ${\ stile di visualizzazione Z}$ ${\ displaystyle {} ^ {2} p \ a {} ^ {1} s}$ ${\ displaystyle \ omega _ {0} = 3Z ^ {2} R_ {y} / \ hbar}$ ${\ displaystyle R_ {y}}$ ${\ stile di visualizzazione E_ {0}}$

In questa approssimazione, un polo (che non può essere integrato) si verifica a. Ciò può essere spiegato dall'approccio semi-classico secondo cui l'elettrone si trova su un'orbita circolare attorno al nucleo atomico: Classicamente, l'elettrone emetterebbe costantemente radiazione di sincrotrone su questa orbita circolare . ${\ displaystyle \ omega _ {0}}$

polarizzazione

La radiazione beta è polarizzata longitudinalmente con spin nella sua direzione di emissione , cioè le particelle veloci β ^- hanno una polarizzazione opposta alla direzione di volo (chiaramente: si muovono come una vite a sinistra), le particelle veloci β ⁺ hanno una polarizzazione nella direzione di volo . Questa è una proprietà fondamentalmente interessante dell'interazione debole, poiché dimostra il non mantenimento della parità . Tuttavia, non svolge praticamente alcun ruolo negli effetti e nelle applicazioni delle radiazioni.

Interazione con la materia

Quando le particelle beta penetrano in un materiale, il trasferimento di energia al materiale e la ionizzazione avvengono in uno strato vicino alla superficie che corrisponde alla profondità di penetrazione delle particelle.

Se la particella penetrante è un positrone (β ⁺ particella), molto presto incontrerà un elettrone, cioè la sua antiparticella . Questo porta all'annientamento , da cui derivano (per lo più) due fotoni nell'intervallo gamma .

Effetto biologico

Se il corpo umano è esposto ai raggi beta dall'esterno, vengono danneggiati solo gli strati della pelle. Tuttavia, possono verificarsi ustioni intense e i conseguenti effetti a lungo termine come il cancro della pelle . Se gli occhi sono esposti alle radiazioni, il cristallino può appannarsi .

Se gli emettitori beta vengono assorbiti ( incorporati ) nel corpo, possono verificarsi alti livelli di radiazioni nelle vicinanze dell'emettitore. Il cancro della tiroide è ben documentato a causa dello iodio radioattivo -131 ( ¹³¹ I), che si accumula nella ghiandola tiroidea . Ci sono anche timori in letteratura che lo stronzio -90 ( ⁹⁰ Sr) possa portare al cancro alle ossa e alla leucemia perché lo stronzio, come il calcio, si accumula nelle ossa.

Protezione dalle radiazioni

I raggi beta possono essere ben schermati con un assorbitore di pochi millimetri di spessore (es. lamiera di alluminio ) . Tuttavia, parte dell'energia delle particelle beta viene convertita in raggi X bremsstrahlung . Per ridurre questa proporzione, il materiale schermante dovrebbe avere atomi il più leggeri possibile, cioè avere un numero atomico basso . Dietro di esso, un secondo assorbitore di metallo pesante può schermare la bremsstrahlung.

Max. Gamma di -particelle di diverse energie in diversi materiali
nuclide	energia	aria	plexiglas	bicchiere
¹⁸⁷ Re	2,5 keV	1 cm
³ ore	19 , 0 keV	8 cm
¹⁴ Do	156 , 0 keV	65 cm
³⁵p	167 , 0 keV	70 cm
¹³¹io.	600 , 0 keV	250 cm	2,6 mm
³²P	1710 , 0 keV	710 cm	7,2 mm	4 mm

Un intervallo massimo dipendente dal materiale può essere determinato per gli emettitori , poiché le particelle emettono la loro energia (come le particelle alfa ) in molte singole collisioni con elettroni atomici; la radiazione non viene quindi attenuata in modo esponenziale come la radiazione gamma . La selezione dei materiali di schermatura deriva da questa conoscenza. Per alcuni dei -emettitori largamente utilizzati nella ricerca, le portate in aria, plexiglass e vetro sono calcolate nella tabella a destra. Uno schermo in plexiglass spesso 1 cm può fornire una schermatura affidabile con le energie specificate.

Nel caso di radiazione β ⁺ , va notato che le particelle β ⁺ si annichilano con gli elettroni (vedi sopra), per cui vengono rilasciati fotoni. Questi hanno energie di circa 511 keV (corrispondenti alla massa dell'elettrone) e sono quindi nel range della radiazione gamma.

Applicazioni

In medicina nucleare , gli emettitori beta (es. ¹³¹ I, ⁹⁰ Y) sono utilizzati nella terapia con radionuclidi . Nella diagnostica della medicina nucleare, gli emettitori β ⁺¹⁸ F, ¹¹ C, ¹³ N e ¹⁵ O sono utilizzati nella tomografia a emissione di positroni come marcatore radioattivo per i traccianti . Viene valutata la radiazione risultante dall'annichilazione della coppia .

Nella radioterapia , gli emettitori beta (es. ⁹⁰ Sr, ¹⁰⁶ Ru) sono utilizzati nella brachiterapia .

I raggi beta vengono utilizzati anche - oltre ai raggi X e ai raggi gamma - nella sterilizzazione con radiazioni .

La misurazione radiometrica delle polveri , metodo per la misurazione delle polveri gassose, utilizza l'assorbimento dei raggi beta. ¹⁴ C e ⁸⁵ Kr , per esempio, sono usati come sorgenti di radiazioni .

Transizioni di decadimento beta nei core

Si distingue tra decadimenti beta nei nuclei decadimenti di Fermi, in cui gli spin delle particelle emesse (elettrone e antineutrino o positrone e neutrino) sono antiparalleli e accoppiati, e transizioni di Gamow-Teller, in cui gli spin sono accoppiati. Il momento angolare totale dei nuclei non cambia con le transizioni di Fermi ( ), con le transizioni di Gamow-Teller cambia . È vietata una transizione nella rotazione nucleare da a nella transizione Gamow-Teller. Tali transizioni (a cui contribuisce solo la transizione di Fermi) sono anche dette super- consentite. ${\ stile di visualizzazione S = 0}$ ${\ stile di visualizzazione S = 1}$ ${\ displaystyle \ Delta I = 0}$ ${\ displaystyle \ Delta I = 0, \ pm 1}$ ${\ stile di visualizzazione I = 0}$ ${\ stile di visualizzazione I = 0}$

I due tipi di transizione corrispondono ai termini dell'operatore di Hamilton di

{\ displaystyle G_ {V} {\ cappello {1}} {\ cappello {\ tau}}}

al passaggio di Fermi e

{\ displaystyle G_ {A} {\ cappello {\ sigma}} {\ cappello {\ tau}}}

alla transizione Gamow-Teller

Ecco le matrici di Pauli l'operatore di spin e gli operatori di Isospin (che provoca la transizione del protone al neutrone e viceversa) e l'operatore di unità nello spazio di filatura. è la costante di accoppiamento vettoriale dell'interazione debole (anche costante di accoppiamento di Fermi), la costante di accoppiamento del vettore assiale (anche costante di accoppiamento di Gamow-Teller). I decadimenti di Fermi furono descritti negli anni '30 da un'efficace teoria dell'interazione debole di Enrico Fermi , pochi anni dopo George Gamow ed Edward Teller aggiunsero un termine vettoriale assiale . ${\ displaystyle {\ hat {\ sigma}}}$ ${\ displaystyle {\ hat {\ tau}}}$ ${\ displaystyle {\ cappello {1}}}$ ${\ displaystyle G_ {V}}$ ${\ displaystyle G_ {A}}$

Nel caso dei decadimenti beta nei nuclei, possono verificarsi anche miscele di transizioni di Fermi e Gamow-Teller se il nucleo iniziale può decadere nello stato fondamentale e un'altra volta in uno stato eccitato.

Le transizioni con momento angolare orbitale delle particelle emesse diverso da zero sono meno probabili e vengono dette ostacolate (con gradi diversi a seconda del momento angolare orbitale). A seconda del valore di , la parità ( ) cambia o meno. Con semplici transizioni di Fermi e Gamow-Teller con , la parità non cambia. Ciò distingue le transizioni di Gamow-Teller dai loro analoghi nelle transizioni di dipolo elettromagnetico (l'operatore è un vettore polare e non assiale, la parità cambia). ${\ stile di visualizzazione L}$ ${\ stile di visualizzazione {(-)} ^ {L}}$ ${\ displaystyle {(-)} ^ {L} = - 1}$ ${\ stile di visualizzazione L = 0}$

Storia della ricerca

Nel 1903 Ernest Rutherford e Frederick Soddy elaborarono un'ipotesi secondo la quale la radioattività, scoperta da Antoine Henri Becquerel nel 1896 , è legata alla conversione degli elementi . Il decadimento beta è stato identificato come la fonte della radiazione beta. Sulla base di ciò, Kasimir Fajans e Soddy formularono i cosiddetti teoremi di spostamento radioattivo nel 1913 , con i quali le serie di decadimenti naturali sono spiegate da successivi decadimenti alfa e beta. L'idea che gli stessi elettroni beta, come le particelle alfa, provenissero dal nucleo, si è solidificata nel circolo di Ernest Rutherford nel 1913.

All'inizio, c'era un lungo consenso generale sul fatto che le particelle beta, come le particelle alfa, avessero uno spettro discreto caratteristico di ciascun elemento radioattivo. Esperimenti di Lise Meitner , Otto Hahn e Otto von Baeyer con lastre fotografiche come rivelatori, che furono pubblicati nel 1911 e negli anni successivi, così come gli esperimenti migliorati di Jean Danysz a Parigi nel 1913 mostrarono uno spettro più complesso con alcune anomalie (specialmente con radio E, cioè ²¹⁰Bi ), che indicava uno spettro continuo di particelle beta. Come la maggior parte dei suoi colleghi, Meitner inizialmente considerava questo un effetto secondario, cioè non una caratteristica degli elettroni originariamente emessi. Fu solo con gli esperimenti di James Chadwick nel laboratorio di Hans Geiger a Berlino nel 1914 con uno spettrometro magnetico e contro tubi come rivelatori che lo spettro continuo era una caratteristica degli stessi elettroni beta.

Per spiegare questa apparente non conservazione dell'energia (e una violazione della conservazione della quantità di moto e del momento angolare ), Wolfgang Pauli suggerì in una lettera del 1930 che una particella elementare neutra, estremamente leggera , dovesse partecipare al processo di decadimento, che egli denominato "neutrone". Enrico Fermi cambiò questo nome in neutrino (italiano per "piccolo neutro") nel 1931 , per distinguerlo dal neutrone molto più pesante, scoperto quasi contemporaneamente. Nel 1933 Fermi pubblicò la descrizione teorica del decadimento beta come interazione di quattro particelle ( interazione di Fermi ). La prima prova sperimentale del neutrino fu ottenuta solo nel 1956 in uno dei primi grandi reattori nucleari (vedi esperimento Cowan-Reines-Neutrino ).

L'identità delle particelle beta con gli elettroni atomici è stata dimostrata nel 1948 da Maurice Goldhaber e Gertrude Scharff-Goldhaber . Il decadimento β ^{+ è} stato scoperto da Irène e Frédéric Joliot-Curie nel 1934 . La cattura degli elettroni fu prevista teoricamente da Hideki Yukawa nel 1935 e dimostrata sperimentalmente per la prima volta nel 1937 da Luis Walter Alvarez .

Nel 1956, un esperimento condotto da Chien-Shiung Wu riuscì a dimostrare la violazione della parità nel decadimento beta postulata poco prima da Tsung-Dao Lee e Chen Ning Yang .

Fasci di elettroni artificiali

Occasionalmente, gli elettroni liberi che sono generati artificialmente (ad esempio da un catodo caldo ) e portati ad alta energia in un acceleratore di particelle sono anche erroneamente indicati come radiazioni beta. Anche il nome dell'acceleratore di elettroni Betatron lo indica.

Guarda anche

letteratura

Werner Stolz: Radioattività. Nozioni di base - Misurazione - Applicazioni. 5a edizione Teubner, 2005, ISBN 3-519-53022-8 .

Fisica Nucleare

Theo Mayer-Kuckuk : Fisica nucleare. 6a edizione Teubner, 1994, ISBN 3-519-03223-6 .
Klaus Bethge : Fisica nucleare. Springer, 1996, ISBN 3-540-61236-X .
Jörn Bleck-Neuhaus: Particelle elementari. Dagli atomi al modello standard al bosone di Higgs . 2a edizione. Springer, Heidelberg 2013, ISBN 978-3-642-32578-6 , doi : 10.1007 / 978-3-642-32579-3 .
Jean-Louis Basdevant, James Rich, Michael Spiro: Fondamenti di fisica nucleare. Dalla struttura nucleare alla cosmologia. Springer 2005, ISBN 0-387-01672-4 .

Storia della ricerca

Carsten Jensen: polemiche e consenso: decadimento nucleare beta 1911-1934. Birkhäuser 2000.
Milorad Mlađenović: La storia della prima fisica nucleare (1896-1931). World Scientific, 1992, ISBN 981-02-0807-3 .

Protezione dalle radiazioni

Hanno Krieger: Fondamenti di fisica delle radiazioni e radioprotezione. Vieweg + Teubner, 2007, ISBN 978-3-8351-0199-9 .
Claus Grupen: Corso base di radioprotezione. Conoscenze pratiche per la manipolazione di sostanze radioattive. Springer, 2003, ISBN 3-540-00827-6 .
James E. Martin: Fisica per la protezione dalle radiazioni. Wiley, 2006, ISBN 0-471-35373-6 .

medicinale

Günter Goretzki: Radiazioni mediche. Nozioni di base tecnico-fisiche. Urban & Fischer, 2004, ISBN 3-437-47200-3 .
Thomas Herrmann, Michael Baumann e Wolfgang Dörr: Biologia clinica delle radiazioni - in poche parole. Urban & Fischer, 2006, ISBN 3-437-23960-0 .

link internet

Wikizionario: Radiazione beta - spiegazione dei significati, origine delle parole, sinonimi, traduzioni

Letteratura di e sulla radiazione beta nel catalogo della Biblioteca nazionale tedesca
Testo dell'ordinanza sulla radioprotezione
Il "Glossario della radioprotezione" del Forschungszentrum Jülich con numerose spiegazioni di termini e definizioni per radiazioni, misurazione delle radiazioni ed esposizione/ dosimetria .

Evidenze individuali

^ John David Jackson: elettrodinamica classica . 3. Edizione. de Gruyter, Berlino • New York 2002, p. 843-850 .
↑ si veda per es B. Max Planck: La visione del mondo della nuova fisica. Lipsia: Barth, 1929, pp. 17/18.
↑ In p rotonenreichen nuclidi beta P lus decadimento (β ⁺ ). Mnemonico : p rotonenreiche nuclei = P lus decadimento; entrambi iniziano con p , così come il P OSITRON emesso. β- più → P roton in eccesso , d. H. Il protone si trasforma in neutrone
^ ^A^b Maurice Goldhaber , Gertrude Scharff-Goldhaber : Identificazione dei raggi beta con elettroni atomici . In: Revisione fisica . Volume 73, n. 12 , 1948, pp. 1472-1473 , doi : 10.1103/PhysRev.73.1472 .
^ F Bosch, DR Atanasov, C Brandau, I Dillmann, C Dimopoulou: Decadimento beta di ioni altamente carichi . In: Physica Scripta . T156, doi : 10.1088 / 0031-8949 / 2013 / t156 / 014025 ( iop.org ).
↑ Mayer-Kuckuck, Kernphysik, Teubner, 1979, p.294
↑ H. Krieger, W. Petzold: fisica delle radiazioni, dosimetria e protezione dalle radiazioni . Volume 1. 3a edizione, Teubner 1992, ISBN 978-3-519-23052-6 , pagina 63
↑ Mayer-Kuckuck, Kernphysik, Teubner 1979, p. 294
↑ Mayer-Kuckuck, Kernphysik 1979, p. 295
↑ KA Olive et al. (Gruppo dati particellari), Chin. Fis. C38 , 090001 (2014): Tabella riassuntiva dei barioni N
↑ Fisica del lessico dello spettro, decadimento beta inverso
↑ Collaborazione Borexino: Osservazione di Geoneutrini , Phys. Lett. B, Volume 687, 2010, pp. 299-304
↑ Andreas Müller, Beta Decay, Lexicon of Astronomy, Spectrum
↑ Sexl, Sexl, White Dwarf Black Holes, Vieweg 1977, p.55
↑ z. B. Ch. Gerthsen: Fisica. 6a edizione, Springer 1960, pagina 329.
↑ GH Aston: La quantità di energia emessa in forma di raggi dal radio E . In: Atti matematici della Cambridge Philosophical Society . nastro 23 , n. 8 , 1927, pp. 935-941 .
^ CS Wang Chang e DL Falkoff: Sulla radiazione gamma continua che accompagna il decadimento beta dei nuclei . In: Revisione fisica . nastro 76 , n. 3 , 1949, pp. 365-371 .
^ PC Martin e RJ Glauber: teoria relativistica della cattura di elettroni orbitali radiativi . In: Recensioni Fisiche . nastro 109 , n. 4 , 1958, pp. 1307-1325 .
↑ ^a^b Hanno Krieger: Fondamenti di fisica delle radiazioni e radioprotezione. 2a edizione. pag. 109.
↑ Heinrich Dresia, Franz Spohr: applicazione e possibilità di errore delle misurazioni radiometriche della polvere per il monitoraggio di emissioni, immissioni e posti di lavoro. In: Polvere - pulizia. Aria . 38, n. 11, 1978, ISSN 0949-8036 , pp. 431-435.
^ Franz Joseph Dreyhaupt (a cura di): VDI-Lexikon Umwelttechnik. VDI-Verlag Düsseldorf 1994, ISBN 3-18-400891-6 , pagina 1119.
^ Wong, Introduzione alla fisica nucleare, Wiley-VCH 2004, p.199
↑ ^a^b Ad esempio Enrico Fermi, Fisica nucleare, 1953, p.81f
↑ ^a^b Bethge, Walter, Wiedemann, Kernphysik, Springer 2008, p.252
↑ O. v. Baeyer, L. Meitner, O. Hahn: Spettri magnetici dei raggi beta del radio. In: Physikalische Zeitschrift. Volume 12, 1911, pp. 1099-1101 ( [1] PDF).
↑ Chadwick: Distribuzione dell'intensità nello spettro magnetico dei raggi beta dal radio B + C. In: Negoziati della Società di Fisica Tedesca. Volume 16, 1914, pp. 383-391.

[1] John David Jackson: elettrodinamica classica . 3. Edizione. de Gruyter, Berlino • New York 2002, p. 843-850 .

[2] si veda per es B. Max Planck: La visione del mondo della nuova fisica. Lipsia: Barth, 1929, pp. 17/18.

[3] In p rotonenreichen nuclidi beta P lus decadimento (β ⁺ ). Mnemonico : p rotonenreiche nuclei = P lus decadimento; entrambi iniziano con p , così come il P OSITRON emesso. β- più → P roton in eccesso , d. H. Il protone si trasforma in neutrone

[Goldhaber-4] A^b Maurice Goldhaber , Gertrude Scharff-Goldhaber : Identificazione dei raggi beta con elettroni atomici . In: Revisione fisica . Volume 73, n. 12 , 1948, pp. 1472-1473 , doi : 10.1103/PhysRev.73.1472 .

[5] F Bosch, DR Atanasov, C Brandau, I Dillmann, C Dimopoulou: Decadimento beta di ioni altamente carichi . In: Physica Scripta . T156, doi : 10.1088 / 0031-8949 / 2013 / t156 / 014025 ( iop.org ).

[6] Mayer-Kuckuck, Kernphysik, Teubner, 1979, p.294

[7] H. Krieger, W. Petzold: fisica delle radiazioni, dosimetria e protezione dalle radiazioni . Volume 1. 3a edizione, Teubner 1992, ISBN 978-3-519-23052-6 , pagina 63

[8] Mayer-Kuckuck, Kernphysik, Teubner 1979, p. 294

[9] Mayer-Kuckuck, Kernphysik 1979, p. 295

[rpp2014-10] KA Olive et al. (Gruppo dati particellari), Chin. Fis. C38 , 090001 (2014): Tabella riassuntiva dei barioni N

[11] Fisica del lessico dello spettro, decadimento beta inverso

[12] Collaborazione Borexino: Osservazione di Geoneutrini , Phys. Lett. B, Volume 687, 2010, pp. 299-304

[13] Andreas Müller, Beta Decay, Lexicon of Astronomy, Spectrum

[14] Sexl, Sexl, White Dwarf Black Holes, Vieweg 1977, p.55

[15] z. B. Ch. Gerthsen: Fisica. 6a edizione, Springer 1960, pagina 329.

[16] GH Aston: La quantità di energia emessa in forma di raggi dal radio E . In: Atti matematici della Cambridge Philosophical Society . nastro 23 , n. 8 , 1927, pp. 935-941 .

[17] CS Wang Chang e DL Falkoff: Sulla radiazione gamma continua che accompagna il decadimento beta dei nuclei . In: Revisione fisica . nastro 76 , n. 3 , 1949, pp. 365-371 .

[18] PC Martin e RJ Glauber: teoria relativistica della cattura di elettroni orbitali radiativi . In: Recensioni Fisiche . nastro 109 , n. 4 , 1958, pp. 1307-1325 .

[krieger-19] Hanno Krieger: Fondamenti di fisica delle radiazioni e radioprotezione. 2a edizione. pag. 109.

[20] Heinrich Dresia, Franz Spohr: applicazione e possibilità di errore delle misurazioni radiometriche della polvere per il monitoraggio di emissioni, immissioni e posti di lavoro. In: Polvere - pulizia. Aria . 38, n. 11, 1978, ISSN 0949-8036 , pp. 431-435.

[21] Franz Joseph Dreyhaupt (a cura di): VDI-Lexikon Umwelttechnik. VDI-Verlag Düsseldorf 1994, ISBN 3-18-400891-6 , pagina 1119.

[22] Wong, Introduzione alla fisica nucleare, Wiley-VCH 2004, p.199

[fermi-23] Ad esempio Enrico Fermi, Fisica nucleare, 1953, p.81f

[bethge-24] Bethge, Walter, Wiedemann, Kernphysik, Springer 2008, p.252

[25] O. v. Baeyer, L. Meitner, O. Hahn: Spettri magnetici dei raggi beta del radio. In: Physikalische Zeitschrift. Volume 12, 1911, pp. 1099-1101 ( [1] PDF).

[26] Chadwick: Distribuzione dell'intensità nello spettro magnetico dei raggi beta dal radio B + C. In: Negoziati della Società di Fisica Tedesca. Volume 16, 1914, pp. 383-391.

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