к библиотеке  к оглавлению  FAQ по эфирной физике  ТОЭЭ  ТЭЦ  ТПОИ  ТИ  

РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА

Глоссарий по физике
А  Б  В  Г  Д  Е  Ж  З  И  К  Л  М  Н  О  П  Р  С  Т  У  Ф  Х  Ц  Ч  Ш  Э  Ю  Я  

Бета-распад ядер атомов
Бета-распад ядер атомов (9468209распад) - один из 3 основных типов радиоактивности. При электронном 9468209распаде один из нейтронов ядра превращается в протон с испусканием электрона и электронного антинейтрино :

Здесь А - массовое число, Z - заряд ядра, N - число нейтронов. При позитронном 9468209распаде один из протонов ядра превращается в нейтрон с испусканием позитрона и электронного нейтрино:

С бета-распадом тесно связаны так называемые обратные 946-процессы: захват электрона с К-оболочки атома (К-захват) или менее вероятный захват с L- и др. оболочек (электронный захват:)

а также обратный 9468209распад:

(подробнее см. Нейтрино).

Бета-распад возможен в том случае, когда разность масс начального N и конечного ядер превышает сумму масс электрона m_е и нейтрино . Всегда, когда энергетически возможен 9468209распад, возможен и электронный захват. В ряде случаев может происходить т. н. двойной бета-распад:

с испусканием двух 9468209частиц и нейтринной пары либо без испускания нейтрино.

Энергия, выделяющаяся при бета-распаде, распределяется между электроном, нейтрино и конечным ядром; подавляющая часть приходится на долю лёгких частиц. Поэтому спектр испускаемых 9468209частиц непрерывен, их кинетич. энергия принимает значения от 0 до нек-рой граничной энергии , определяемой соотношением

где M - массы начального и конечного ядер.

Несохранение пространственной чётности при бета-распаде
В 1956 Ли Цзундао и Ян Чжэньнин (США, [1]) предположили, что в слабых взаимодействиях, обусловливающих бета-распад, закон сохранения пространственной чётности может нарушаться. Для проверки этой гипотезы предлагалось измерить угловые распределения электронов и позитронов при бета-распаде поляризованных ядер. При несохранении пространственной чётности угловое распределение электронов должно быть асимметрично-относительно направления спина ядра. Впервые такой эксперимент выполнен в 1956 By Цзяньсюн с сотрудниками (США) на поляризов. ядрах ^60Co, была обнаружена сильная асимметрия - электроны испускались в направлении, противоположном спину ядра [2].

Нарушение сохранения пространственной чётности в бета-распаде должно приводить также к отличию от О ср. значений продольных поляризаций 9468209частиц и нейтрино. Эксперименты показали, что при бета-распаде рождаются электроны со спинами, антипараллельными их импульсу (левовинтовые), и позитроны со спинами, параллельными импульсу (правовинтовые), причём для большинства -переходов степени их поляризации равны Если =0, то испускаемые в бета-распаде нейтрино и антинейтрино должны иметь определ. значение проекции, спина на направление импульса (спиральность ),т. е. обладать 100%-ной продольной поляризацией. Оказалось, что при 9468209распаде испускаются левополяризов. нейтрино, а в 9468209распаде - правополяризов. антинейтрино.

Теория бета-распада
Основы теории бета-распада. созданы в 1934 Э. Ферми [3]. Он исходил из 4-фермионного взаимодействия нуклонов и лептонов по аналогии с эффективным электрон-нуклонным взаимодействием в электродинамике (рис. 1, а). Однако, в отличие от электромагнитного взаимодействия, к-рое является дальнодействующим, 4-фермионное взаимодействие Ферми был"

Рис. 1. Схематическое изображение (Фейнмана диаграммы): а - электромагнитного взаимодействия; б - бета-распада в теории Ферми; в - в современной теории электрослабого взаимодействия.

контактным (локальным; рис. 1, б). Гамильтониан нуклон-лептонного взаимодействия Ферми имел вид:

(1)

Здесь - константа взаимодействия (константа Ферми), - 4-компонентные волновые функции взаимодействующих частиц, удовлетворяющие Дирака уравнению,  - сопряжённые волновые функции,  - дираковские матрицы, =0, 1, 2, 3, 4; ; 0=1, 2, 3).

В первонач. варианте теории Ферми нуклон-лептонное взаимодействие имело чисто векторную форму. Впоследствии было выяснено, что гамильтониан слабого взаимодействия может быть комбинацией релятивистски-инвариантных слагаемых, образованных из скаляра (S), псевдоскаляра (P), вектора (F), аксиального вектора (А) и тензора (T). Открытие несохранения пространственной чётности, исследование корреляций между направлениями вылета 9468209частиц и нейтрино при Б,-р. ядер ^35Ar и ^6He, а также угловых распределений электронов и нейтрино при распаде поляризованных нейтронов показали, что в бета-распаде реализуется главным образом F-А-вариант (см. Бета-распад нейтрона).

Эффективный гамильтониан бета-распада, используемый в совр. расчётах, предложен P. Ф. Фейнманом и M. Гелл-Маном в 1958 [4]. Он имеет вид:

Здесь - нуклонный ток, - лептонный ток (см. Ток в квантовой теории поля), х - пространственно-временная координата; через э. с. обозначены эрмитово-сопряжённые члены; , где - универсальная константа слабого взаимодействия; множитель отвечает процессам без изменения странности (-т. н. Кабиббо угол ).Константа =1,40*10^-49 эрг*см^3 была найдена экспериментально (см. ниже). Лептонный ток является комбинацией V- и А- слагаемых с равными весами и может быть выражен через волновые функции электрона и нейтрино:

где . Нуклонный ток также является комбинацией векторного и аксиально-векторного слагаемых . Он не может быть выписан в явном виде через волновые функции нуклонов, однако матричные элементы от и между нуклонными состояниями, к-рые определяют характеристики бета-распада (см. ниже), могут быть выражены через небольшое число констант связи :

Здесь N, N'- исходный и конечный нуклоны; U - дпраковский биспинор (решение свободного ур-ния Дирака), -повышающий и понижающий изоспиновые операторы, переводящие нейтрон в протон и протон в нейтрон (см. Изотопический спин;) , = 0, 1, 2, 3; - передаваемый 4-импульс, р_N' и р_N - импульсы начального и конечного состояний нуклона.

Из гипотезы сохранения векторного тока следует, что =1, =0, g_M(0)==3,70, где m_р и m_n - аномальные магн. моменты протона и нейтрона в единицах ядерного магнетона (см. Магнетизм микрочастиц ).Эксперим. исследования бета-распада позволили подтвердить гипотезу векторного тона сохранения и получить ограничение на константу g_T, характеризующую т. н. аксиальный ток второго рода:

10^-4.

Выделяемые при бета-распаде энергии малы по сравнению с (m_N -масса нуклона), поэтому можно считать передаваемый 4-импульс равным О. При этом однонуклонный гамильтониан примет вид:

Здесь и -векторная и аксиальная константы нуклон-лептонного взаимодействия, 1 - единичный оператор, - матрицы Дирака, -спиновые матрицы Паули. T. о., эффективный гамильтониан бета-распада определяется в осн. двумя константами связи - векторной и аксиально-векторной .

Дальнейшее развитие теории привело к созданию единой теории слабых и эл--магн. взаимодействий (см. Электрослабое взаимодействие). Согласно этой теории, слабое взаимодействие не является локальным, а происходит путём обмена заряженными и нейтральными (Z^0) векторными частицами массой около 100 Гэв/с^2 (рис. 1, в). Однако на теории бета-распада существование этих частиц практически не сказывается из-за малости 10 МэВ по сравнению с . По этой причине теория электрослабых взаимодействий для бета-распада сводится к теории Фейнмана - Гелл-Мана.

Характеристики бета-распада
Для вычисления наблюдаемых характеристик 9468209распад-периодов полураспада , формы -спектров, --угловых корреляций и др. необходимо знать амплитуду процесса, определяемую матричным элементом перехода между начальным i и конечным f ядерными состояниями:.

В случае бета-распада нуклона: 

В случае бета-распада ядер:

где эффективный гамильтониан процесса равен сумме слагаемых, описывающих бета-распад отдельных, составляющих ядро нуклонов: . Здесь r - пространственная координата нуклонов в ядре. Это не означает, что теория может описывать только однонуклонные переходы; эффекты многонуклонной структуры, включая возможность коллективных возбуждений ядра, учитываются в волновых функциях начального и конечного состояний ядер.

Однако в таком приближении не учитываются т. н. мезонные обменные токи, описывающие испускание пары виртуальными мезонами, к-рыми обмениваются нуклоны в ядре (рис. 2, а), а также испускание лептонной пары нуклонами, происходящее за счёт обмена виртуальными мезонами (рис. 2, б, в). Учёт мезонных обменных токов приводит к тому, что становится многочастичным оператором. Вклады

Рис. 2. Примеры вкладов мезонных обменных токов в амплитуду бета-распада: а - рождение лептонной пары при бета-распаде виртуального мезона (напр., - или -мезонов в-мезон), N_1 и N_2-нуклоны до процесса, N_1' и N_2'-после: б -рождение лептонной пары нуклоном при испускании мезона, поглощаемого другим нуклоном ядра; в-виртуальное возбуждение нуклонного резонанса ( или ) при обмене мезоном с другим нуклоном и последующий бета-распад резонанса.

мезонных обменных токов в b-спектры и периоды полураспада могут достигать неск. %.

Спектр 9468209частиц связан с матричным элементом соотношением:

Здесь р и -импульс и энергия испускаемой 9468209частицы. При выводе (6) предполагалось, что =0 и энергия отдачи конечного ядра пренебрежимо мала по сравнению с . Если не зависит от энергии, форма -спектра определяется только "статистич." множителем: .

При расчёте используется ряд приближений: 1) граничные энергии относительно малы, вследствие чего длины волн де Бройля испускаемых лептонов велики по сравнению с размерами R ядер: , т. е. волновые функции лептонов незначительно меняются внутри ядра; 2) будучи взяты между ядерными состояниями, нек-рые входящие в ф-лу для операторы имеют матричные элементы порядка 1, тогда как другие имеют матричные элементы порядка , где - характерная скорость нуклона в ядре. Для лёгких и средних ядер параметр 1. При вычислении обычно используется разложение по этим малым параметрам.

Волновая функция нейтрино , входящая в лептонную часть матричного элемента , описывается плоской волной: . T. к. , то внутри ядра (r < R)Y_n (r)yconst, и при интегрировании по объёму ядра нейтринная волновая функция не приводит к зависимости.

Если пренебречь взаимодействием испускаемой 9468209частицы с кулоновскими полями ядра и электронной оболочки атома, то её волновая функция также будет описываться плоской волной: .

Учёт кулоновского взаимодействия приводит к отличию волновой функции 9468209частицы от плоской волны; в результате волновая функция становится зависящей от энергии даже при . Влияние кулоновского взаимодействия испускаемых 9468209частиц на их энергетич. спектр учитывается с помощью т. н. кулоновского поправочного фактора, или функции Ферми , к-рая при определяется как квадрат отношения волновых функций 9468209частицы, вычисленных с учётом (ZK0) и без учёта (Z=0) кулоновского поля ядра в центре (r =0) или на периферии (r= R)ядра:

Приближение, в к-ром учитываются лишь главные нуклонные вклады в гамильтониан , а лептонные волновые функции внутри ядра считаются не зависящими от координат, наз. разрешённым. В этом приближении выражение для спектра 9468209частиц принимает вид:

. (7)

Здесь энергия выражена в единицах (т_е- масса электрона);

Рис. 3. Энергетические спектры разрешенных переходов с кулоновской поправкой для Z = 80 и Z=0 для 1 МэВ; в случае Z=0 b^- и b^+-спектры совпадают. По оси абсцисс отложена полная энергия электрона.

Кулоновское поле ядра увеличивает вероятность испускания электронов и уменьшает вероятность испускания позитронов в области низких энергий. Кроме того, при учёте кулоновского фактора F (Z, ) вероятность испускания электрона при бета-распаде на нижней границе -спектра не обращается в нуль, а стремится к конечному значению (рис. 3). Влияние кулоновского фактора на -спектры и вероятность бета-распада возрастают с увеличением Z и уменьшением . При расчётах F (Z,) необходимо учитывать также экранирование заряда ядра атомными электронами (особенно важно в случае 9468209распада) [9].

Полная вероятность W бета-распада в единицу времени может быть получена интегрированием N (e) по энергии: 

Если пренебречь взаимодействием испускаемой 9468209частицы с кулоновским полем атома, то:

В общем случае f вычисляется с помощью табулированных значений F (Z,).

T. к. период полураспада связан с вероятностью Б.-p. W соотношением , то

В правой стороне последнего равенства в единицах 10^-49 эрг*см^3. Величина , называемая сравнит. периодом полураспада, играет существ. роль в классификации -переходов. Функция f учитывает зависимость вероятности бета-распада от и кулоновских эффектов; поэтому , в отличие от , зависит только от .

Классификация b-переходов. Правила отбора
Бета-распад характеризуется широким диапазоном изменения периодов полураспада T_1/2 -от 10^-2 с до 10^16 лет. Такая большая вариация величин T_1/2 объясняется 2 осн. причинами: 1) период полураспада сильно зависит от (при , W ~), а изменяется в широких пределах от 2,64 кэВ для перехода до 13,43 МэВ для ; 2) в зависимости от спинов и чётностей начального и конечного ядерных состояний вклад в амплитуду процесса дают разл. слагаемые в эффективном гамильтониане бета-распада, матричные элементы к-рых имеют разный порядок величины. Кроме того, испускаемая при бета-распаде лептонная пара может уносить разл. орбитальный момент. С увеличением этого момента из-за центробежного эффекта уменьшаются значения волновых функций лептонов во внутриядерной области, а следовательно, и интеграл перекрытия волновых функций, определяющий . В соответствии с этим все -переходы разделяются на разрешённые и запрещённые.

Разрешённые переходы. T. к. в разрешённом приближении волновые функции лептонов внутри ядра постоянны, то лептоны не уносят орбитального углового момента. Если при этом спин ядра не меняется, то суммарный спин, уносимый лептонной парой, также равен 0. Такие переходы наз. фермиевскими. Если же векторное изменение спина ядра (суммарный спин, уносимый лептонной парой) равно 1, переходы наз. гамов-теллеровскими. Чётность ядерных состояний в разрешённых -переходах не меняется. T. о., отбора правила ,ограничивающие изменение полного момента I и чётности я ядра, в случае разрешённых переходов фермиевского типа имеют вид:

Для гамов-теллеровских переходов правила отбора имеют вид:.

Разрешённые переходы подразделяются на сверх-разрешённые и затруднённые. К первым относятся переходы между ядерными состояниями, имеющими сходные волновые функции, вследствие чего интегралы их перекрытия велики ( ) ,

а величины принимают миним. значения. К сверх-разрешённым переходам относятся, в частности, переходы между состояниями, принадлежащими одному и тому же изомультиплету (т. е. между аналоговыми состояниями ядер). Для сверхразрешённых -переходов может быть вычислен точно, т. к., где T-изотопич. спин нач. ядра.

При этом , где T_3 - проекция изоспина для нач. ядра, численно равная ^1/_2 (Z-N)(предполагается, что b-переход происходит между чистыми изосниновыми состояниями; учёт мезонных обменных токов не меняет этого результата, что обусловлено сохранением изоспина). В случае сверхразрешённых переходов между соседними членами изомультиплета и, при T=1,, Для таких сверхразрешённых переходов величины 

Табл. 1. - Характеристики некоторых сверхразрешённых b- переходов

Переход | | Т_1/2 | , кэВ | , с
n р | ^1/_2 ^+1/_2 ^+ | 11,7 + 0,3 мин | 782bl | 1187b35
^3Н ^3Не | ^1/_2 ^+1/_2 ^+ | 3,87,10^8 С | 18,65b0,2 | 1132b40
^6Не^6Li | 0^+ 1^+ | 0,813b0,7 с | 3500b2,0 | 808b32
^17F^17О | ^5/_2 ^+ ^5/_2 ^+ | 66,0b0,5 с | 1748b6 | 2380b40
^35Cl^35Ar | ^3/_2 ^+ ^3/_2 ^+ | 1,804b0,21 с | 4948b30 | 5680b400
^14O^14N | 0^+ 0^+ | 71,36b0,09 с | 1012, 6b1, 4 | 3066bl0
^34С1 ^34S | 0^+ 0^+ | 1,565b0,007 С | 4460b4,5 | 3055b20
^42Sc^42Ca | 0^+ 0^+ | 0,6830b0,0015 с | 5409b2,3 | 3077b9
^46V^46Ti | 0^+ 0^+ | 0,4259b0,0008 с | 6032, 1b2, 2 | 3088b8
^50Mn^50Cr | 0^+ 0^+ | 0,2857b0,0006 с | 6609, 0b2, 6 | 3082b9
должны быть одинаковыми, что хорошо согласуется с эксперим. данными (табл. 1). Соотношение (11) позволило определить величину по измеренным значениям для переходов (с учётом эл--магн. радиац. поправок): =(1,4057b0,0016b0,0070)*10^-49 эрг*см^3.

Гамов-теллеровские переходы характеризуются единств. матричным элементом и могут быть использованы для получения информации о величине аксиально-векторной константы связи g_A. Наиболее точное значение =-1,254b0,007 получено из данных по 9468209распаду нейтрона.

Затруднённые переходы отличаются от сверхразрешённых относительно слабым перекрытием волновых функций начального и конечного ядерных состояний, вследствие чего матричные элементы оказываются малыми по сравнению с матричными элементами сверхразрешённых переходов. Примером затруднённых переходов могут служить переходы между состояниями, принадлежащими разным изоспиновым мультиплетам. Такие переходы удовлетворяют правилам отбора фермиевского типа и описываются единств. матричным элементом . Если начальное и конечное ядерные состояния являются чистыми изоспиновыми состояниями, принадлежащими разным изомультиплетам, и вероятность перехода W=0.

Однако кулоновское взаимодействие в ядрах нарушает изотопич. инвариантность и приводит к тому, что ядерные состояния (особенно в тяжёлых ядрах) не являются чистыми и содержат примеси состояний с др. изоспином. Вследствие этого матричные элементы таких переходов отличны от нуля, но они малы по сравнению с обычными разрешёнными матричными элементами, хотя правила отбора по спину и чётности и удовлетворены.

Запрещённые переходы - переходы, в к-рых лептонная пара уносит орбитальный момент и (или) осн. вклад в амплитуду процесса дают малые матричные элементы от операторов в эффективном гамильтониане .

Запрещённые переходы классифицируют по степени малости матричного элемента. К переходам 1-го порядка запрета относятся переходы, описываемые матричными элементами

где

i, j = 1, 2, 3; x_i-комцонента вектора r. Первые 2 матричных элемента обусловлены векторным током, остальные -аксиальным. Матричные элементы, содержащие величину r, возникают в том случае, когда лептонная пара уносит орбитальный момент 1. Правила отбора для матричных элементов имеют вид:

правила отбора: (переходы запрещены). Переходы, описываемые матричным элементом, наз. уникальными переходами первого запрета. В таких переходах лентонная пара уносит полный момент 2, т. е. правила отбора имеют вид:

(запрещены переходы , ). Матричные элементы имеют порядок малости . Для матричных элементов, содержащих величину r, естественно ожидать малости порядка . Однако это справедливо только для уникальных переходов. Для остальных матричных элементов в случае, когда заряд ядра Z удовлетворяет условию , кулоновские эффекты приводят к возрастанию волновой функции электрона внутри ядра, вследствие чего эти матричные элементы имеют порядок малости Z/137, а не . Условие выполняется для большинства -переходов.

С ростом порядка запрета кол-во матричных элементов, определяющих вероятность перехода, увеличивается и трудность анализа эксперим. данных возрастает; при этом сами матричные элементы убывают по порядку величины. Правила отбора при -переходах п-го порядка запрета: , для обычных переходов для уникальных переходов.

С ростом п и уменьшением матричных элементов величина возрастает. Хотя диапазон её изменения уже, чем для , он всё же очень велик; поэтому принято характеризовать -переходы величиной (табл. 2).

В сочетании с правилами отбора анализ величин позволяет определить неизвестные значения ядерных спинов и чётностей, т. е. является одним из важных методов ядерной спектроскопии. T. к. величины непосредственно связаны с матричными элементами -переходов, то они содержат информацию о ядерной структуре.

Табл. 2 -Правила отбора для - переходов различных типов

-спектры экспериментально исследуются, как правило, с помощью бета-спектрометров. В случае разрешённых переходов -спектры описываются выражением:

Для исследования -спектров удобно пользоваться т. н. графиками Кюри, к-рые изображают зависимость величины . Для разрешённых переходов график Кюри имеет вид отрезка прямой, пересекающей ось абсцисс в точке (рис. 4). Отличие перехода от разрешённого приводит к нарушению линейности. Бета-спектры запрещённых переходов могут значительно отличаться от разрешённых спектров из-за наличия зависящих от энергии членов в матричном элементе. Этот эффект обычно учитывается введением в правую часть выражения (12) зависящего от энергии множителя S (т. н. спектрального формфактора). Для уникальных переходов 1-го запрета (в пренебрежении кулоновскими эффектами):

Уникальные переходы n-го запрета часто характеризуют не величинами , а , где f_n определяется ф-лой вида (9б ), в подынтегральное выражение

Рис. 4. Графики Кюри -спектров нейтрона (а), трития (б) и ^6Не (в).

к-рой введён спектральный формфактор S_n (табл. 2).

Энергетич. спектры обычных (не уникальных) переходов 1-го запрета, как правило, близки к разрешённым. Матричные элементы практически не содержат зависимости от энергии лептонов; для матричных элементов в случае из-за кулоновских эффектов спектральный формфактор не зависит от энергии. Исключение составляют нек-рые -переходы 1-го запрета, в к-рых главные, не зависящие от энергии члены в матричном элементе взаимно сокращаются и малые поправки, зависящие от энергии, начинают играть существ. роль.

Такая ситуация реализуется, напр., в случае 9468209распада ^210Bi (RaE, рис. 5). Во многих случаях бета-распада происходит не в одно к--л. состояние дочернего ядра, а в два или неск. состояний; при этом экспериментально наблюдаемый -спектр складывается из двух или неск. парциальных спектров с разл. значениями граничных энергий. Такие, спектры наз. сложными. Исследование-спектров вблизи позволяет получить информацию о . Если , то спектр разрешённых переходов должен отличаться от (12) и даётся ф-лой:

из к-рой следует, что форма спектра вблизи существенно зависит от . Отличие от 0 приводит к отклонению графика Кюри в области от линейного. Для определения необходимо сравнить график Кюри с рассчитанными при разных значениях зависимостями . Исследования -спектра ^3H (=18,61 кэВ) дали < 35 эВ/с^2. Результаты, полу-

Рис. 5. График Кюри для 9468209распада RaE.

ченные при изучении -спектра ^3H: 14 эВ < m_n < 46 эВ, нуждаются в дальнейшем подтверждении.

-угловые корреляции при бета-распаде. Для разрешённых переходов угловая корреляция определяется соотношением:

.

Для чисто фермиевских или чисто гамов-теллеровских переходов величина В зависит только от типа взаимодействия: в случае переходов В=+1 для V-варианта взаимодействия и B=-1 для S-взаимодействия; в случае переходов для А- и Т-вариантов. В отличие от 9468209распада нейтрона, который не является ни чисто фермиевским, ни чисто гамов-теллеровским переходом , бета-распад ядер даёт возможность получить прямую информацию о типе слабого взаимодействия.

Исследования -корреляции сложны из-за невозможности регистрации нейтрино. Вместо них изучают корреляции 9468209частица - ядро отдачи. Обычно исследуется энергетич. спектр ядер отдачи, форма к-рого зависит от В. Напр., для эксперим. значение В=-0,334b0,003, что позволило сделать вывод о том, что гамов-теллеровские переходы обусловлены А-взаимодействием.

Величину В для фермиевских переходов удалось определить в переходе , для к-рого гамов-теллеровский матричный элемент мал:

. Полученное значение В = 0,97 b0,14 означает, что фермиевские переходы обусловлены V-взаимодействием. Исследования -корреляций и формы-спектров в разрешённых переходах позволили получить ограничения на константы скалярного и тензорного взаимодействий: =-0,001b0,006; =-0,0004b0,0003.

Литература по бета-распаду ядер атомов

1. Lee T. D., Yang C. N., Question of parity conservation in weak interactions, "Phys. Rev.", 1956, v. 104, p. 254; 
2. Wu C. S. и др., Experimental test of parity conservation m beta decay, "Phys. Bev.", 1957, v. 105, p. 1413; 
3. Fermi E., Fersuch emer Theorie der b-Strahlen, "Z. Phys.", 1934, Bd 88, S. 161; 
4. Fеуnman R. P., Gell - Mann M., Theory of the Fermi interaction, "Phys. Rev.", 1958, v. 109, p. 193; 
5. Ву Ц. С., Мошковский С. А., Бета-распад, пер. с англ., M., 1970; 
6. Гапонов Ю. В., Полный опыт в b-распаде, "УФН", 1970, т. 102, с. 211; 
7. Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия, пер. с англ., в. 4, M., 1969, 
8. Блин-Стойл Р., Фундаментальные взаимодействия и атомное ядро, пер. с англ., M., 1976; 
9. Дшелепов В. С., Зырянова Л. H., Влияние электрического поля атома на бета-распад, М.- Л., 1956. E. X. Ахмедов. 

к библиотеке  к оглавлению  FAQ по эфирной физике  ТОЭЭ  ТЭЦ  ТПОИ  ТИ