в-распадом называется самопроизвольное превращение радиоактивного ядра в ядро-изобар или. В этом процессе один из нейтронов ядра превращается в протон или один из протонов - в нейтрон. Таким образом, в-распад является не внутриядерным, а внутринуклонным процессом. Ответственным за в-распад является слабое взаимодействие нуклонов в ядре (см. рис. 1).

Существует три вида в-распада: электронный (в--распад), позитронный (в+-распад) и электронный захват.

Электронный в-распад (в--распад). В этом случае материнское ядро испускает электрон, поэтому зарядовое число дочернего ядра увеличивается на единицу. Электронный в- распад протекает по схеме

При этом распаде наряду с дочерним ядром образуется электрон и электронное антинейтрино. Здесь мы приписали электрону зарядовое число Z=-1 и массовое число А=0, чтобы подчеркнуть сохранение электрического заряда и числа нуклонов в процессе распада.

Примером электронного в-распада может служить превращение углерода в азот:

Из приведенной схемы распада видно, что массовые числа обоих ядер одинаковы, а зарядовое число дочернего ядра на единицу больше, чем у материнского.

В основе электронного в-распада, как уже отмечалось, лежит превращение в ядре нейтрона в протон:

Поэтому можно определить в -распад как процесс самопроизвольного превращения нейтрона в протон внутриатомного ядра.

Дочернее ядро, образующееся при в-распаде, может находиться в возбужденном состоянии. При переходе ядра в основное состояние испускается у-излучение, поэтому в-распад, так же как и б-распад, может сопровождаться испусканием г-квантов.

Рис.4.Энергетический спектр электронов при в--распаде

Как показывают экспериментальные исследования, электроны, образующиеся при в--распаде, имеют широкий энергетический спектр от нуля до максимального значения Еmах (рис. 4). Величина dN, определяет число электронов, энергия которых заключена в интервале от Е до E + dE. Площадь под кривой (см. рис. 4) численно равна полному числу электронов, испускаемых радиоактивным препаратом в единицу времени. Энергия Еmах определяется разностью значений массы материнского ядра и массы продуктов распада -- электрона и дочернего ядра (см. выражение (1))

Первоначально, до открытия нейтрино, казалось, что в--распад протекает с нарушением закона сохранения энергии. Действительно, если бы материнское ядро распадалось только на дочернее ядро и электрон, то энергия электрона, согласно (1), не могла быть меньше Еmах. Для того чтобы объяснить "исчезновение" энергии (?Е = Еmах -Е), В. Паули в 1932 г. выдвинул гипотезу, согласно которой при в--распаде испускается еще одна частица, которая и уносит энергию?Е. Так как эта частица никак себя не проявляла, то следовало предположить, что она электронейтральна и обладает очень малой массой. Эта частица, названная Э. Ферми нейтрино, что дословно означает "маленький нейтрон", была экспериментально обнаружена лишь в 1956 г. За проведение экспериментальных исследований по обнаружению нейтрино Ф. Райнес и К. Коуэн в 1995 г. были удостоены Нобелевской премии по физике.

Установлено, что существует несколько типов нейтрино: электронное ve, мюонное vм, тау-лептонное vф и их античастицы.

Тип нейтрино определяется заряженной частицей, вместе с которой нейтрино рождается и с которой взаимодействует. в--распад сопровождается испусканием электронного антинейтрино ve. Именно эта частица и приведена в записанных выше схемах распада. Вопрос о массе нейтрино рассмотрен в (рис.1.).

Позитронный в-распад (в+-распад). В случае позитронного в-распада ядро испускает позитрон, в результате чего его зарядовое число Z уменьшается на единицу. Позитронный в-распад осуществляется по схеме

В качестве примера приведем превращение азота в углерод

Позитронный в-распад сопровождается испусканием позитрона е+ и нейтрино ve, т. е. тех частиц, которые представляют собой античастицы по отношению к частицам, испускаемым при электронном в-распаде (е -- и ve).

В основе в+-распада, как уже отмечалось, лежит превращение в ядре протона в нейтрон:

Поскольку масса протона меньше массы нейтрона, то для свободного протона такой процесс невозможен по энергетическим соображениям (см. выражение (1)). Однако протон, находящийся в ядре, может получать необходимую энергию от других нуклонов ядра.

Электронный захват. Третий вид в-распада -- электронный захват -- представляет собой поглощение ядром одного из электронов электронной оболочки своего атома. Чаще всего поглощается электрон из K-оболочки, поэтому электронный захват называют еще К-захватом. Реже поглощаются электроны из L- или М-оболочек.

В результате К-захвата происходит превращение одного из протонов ядра в нейтрон, сопровождающееся испусканием нейтрино:

Схема К-захвата имеет следующий вид:

На освободившееся в результате К-захвата место в электронной оболочке атома могут переходить электроны из вышележащих слоев, в результате чего возникает рентгеновское излучение. При исследовании этого излучения был открыт К-захват американским физиком Л.Альваресом в 1937 г.

Примером электронного захвата может служить превращение калия в аргон

Подводя итог описанию б- и в-распадов, следует отметить, что б-распад наблюдается только у тяжелых ядер и некоторых ядер редкоземельных элементов. Напротив, в-активные ядра более многочисленны. Практически для каждого атомного номера Z существуют нестабильные изотопы, обладающие в±-активностью.

Энергия, выделяющаяся при в-распаде, лежит в пределах от 0,0186 МэВдо 16 МэВ. Период полураспада в-активных ядер меняется от 10-2с (для) до 4*1012 лет (для).

Спонтанное деление тяжелых ядер.

Самопроизвольное деление тяжелых ядер было впервые обнаружено советскими физиками Г.Н. Флеровым и К.А. Петржаком в 1940 г. у ядер урана. Оно осуществляется по схеме т. е. ядро урана распадается на ядра ксенона и стронция с испусканием трех нейтронов.

Спонтанное деление, так же как и б-распад, происходит за счет туннельного эффекта. Пользуясь капельной моделью ядра, т. е. считая, что ядро подобно капле жидкости, можно выделить стадии, которые проходит ядро в процессе деления (рис. 5, а). Соответствующий вид потенциальной энергии ядра U для различных деформаций ядра представлен на рис. 5,б.

Рис. 5. Спонтанное деление тяжелого ядра: а -- схема деления; б -- потенциальный барьер деления

Как и при всяком туннельном эффекте, вероятность спонтанного деления очень сильно (по экспоненциальному закону) зависит от высоты барьера деления?U. Для изотопов урана и соседних с ним элементов высота барьера деления составляет?U ? 6 МэВ.

Спонтанное деление является основным каналом распада сверхтяжелых ядер. Осколки деления ядер урана U и плутония Рu асимметричны по массе. С ростом массового числа распадающегося ядра осколки деления становятся более симметричными.

Ядра большинства атомов - это довольно устойчивые образования. Однако ядра атомов радиоактивных веществ в процессе радиоактивного распада самопроизвольно превращаются в ядра атомов других веществ. Так в 1903 году Резерфорд обнаружил, что помещенный в сосуд радий через некоторое время превратился в радон. А в сосуде дополнительно появился гелий: (88^226)Ra→(86^222)Rn+(2^4)He. Чтобы понимать смысл написанного выражения, изучите тему о массовом и зарядовом числе ядра атома .

Удалось установить, что основные виды радиоактивного распада: альфа и бета-распад происходят согласно следующему правилу смещения:

Альфа-распад

При альфа-распаде излучается α-частица (ядро атома гелия). Из вещества с количеством протонов Z и нейтронов N в атомном ядре оно превращается в вещество с количеством протонов Z-2 и количеством нейтронов N-2 и, соответственно, атомной массой А-4: (Z^A)X→(Z-2^(A-4))Y +(2^4)He. То есть происходит смещение образовавшегося элемента на две клетки назад в периодической системе.

Пример α-распада: (92^238)U→(90^234)Th+(2^4)He.

Альфа-распад - это внутриядерный процесс . В составе тяжелого ядра за счет сложной картины сочетания ядерных и электростатических сил образуется самостоятельная α-частица, которая выталкивается кулоновскими силами гораздо активнее остальных нуклонов. При определенных условиях она может преодолеть силы ядерного взаимодействия и вылететь из ядра.

Бета-распад

При бета-распаде излучается электрон (β-частица). В результате распада одного нейтрона на протон, электрон и антинейтрино, состав ядра увеличивается на один протон, а электрон и антинейтрино излучаются вовне: (Z^A)X→(Z+1^A)Y+(-1^0)e+(0^0)v. Соответственно, образовавшийся элемент смещается в периодической системе на одну клетку вперед.

Пример β-распада: (19^40)K→(20^40)Ca+(-1^0)e+(0^0)v.

Бета-распад - это внутринуклонный процесс . Превращение претерпевает нейтрон. Существует также бета-плюс-распад или позитронный бета-распад. При позитронном распаде ядро испускает позитрон и нейтрино, а элемент смещается при этом на одну клетку назад по периодической таблице. Позитронный бета-распад обычно сопровождается электронным захватом.

Гамма-распад

Кроме альфа и бета-распада существует также гамма-распад. Гамма-распад - это излучение гамма-квантов ядрами в возбужденном состоянии, при котором они обладают большой по сравнению с невозбужденным состоянием энергией. В возбужденное состояние ядра могут приходить при ядерных реакциях либо при радиоактивных распадах других ядер. Большинство возбужденных состояний ядер имеют очень непродолжительное время жизни - менее наносекунды.

Также существуют распады с эмиссией нейтрона, протона, кластерная радиоактивность и некоторые другие, очень редкие виды распадов. Но превалирующие

Бета-распад - спонтанное превращение ядра (A,Z) в ядро-изобар (A,Z+ 1) в результате испускания лептонов (электрон и антинейтрино, позитрон и нейтрино), либо поглощения электрона с испусканием нейтрино (е-захват).
В процессе -распада выделяется энергия

где M ат - массы атомов. (Здесь мы пренебрегли разностью энергий связи электронов в начальном и конечном атомах.) Выделяющуюся в результате β -распада энергию в основном уносят легкие частицы - лептоны (электрон, электронное антинейтрино, позитрон, электронное нейтрино).
Энергии β-распада варьируются от 0.02 МэВ

3 H → 3 He + e − + e + 0.02 МэВ

11 Li → 11 Be + e − + e + 20.4 МэВ

Периоды полураспада также изменяются в широком диапазоне от 10 -3 с до 10 16 лет. Большие времена жизни β-радиоактивных ядер объясняются тем, что β-распад происходит в результате слабого взаимодействия.
Ядра, испытывающие β-распад, расположены по всей периодической системе элементов. Из формулы Вайцзеккера для энергии связи ядра

Т. к. A = N + Z, формула (2) определяет соотношение между числом протонов Z и нейтронов N для ядер долины стабильности. При Z < Z равн ядро нестабильно к β - -распаду, а при Z > Z равн к β + -распаду и E-захвату. При всех A β-стабильные ядра должны группироваться вокруг значений Z равн. Из (2) видно, что при малых A Z равн ~ A/2 т. е. стабильные легкие ядра должны иметь примерно одинаковое количество протонов и нейтронов (роль кулоновской энергии мала). С ростом A роль кулоновской энергии увеличивается, и количество нейтронов в устойчивых ядрах начинает превышать количество протонов. На левой части рис.1 показаны парабола масс для ядер с нечетным A = 125. Стабильное ядро 125 Te находится в минимуме массовой параболы (соответственно в максимуме параболы для энергии связи). 125 In, 125 Sn, 125 Sb подвержены β - -распаду, 125 I, 125 Xe, 125 Cs, 125 Ba - β + -распаду. Чем больше энергия бета-распада ядер (разность масс между соседними изобарами), тем они дальше от линии стабильности.
Для четных A вместо одной параболы, за счет энергии спаривания (последний член в формуле (1)), получаются две параболы (правая часть рис.1): для нечетно-нечетных ядер и для четно-четных. Несмотря на то, что энергия спаривания невелика по сравнению с полной энергией связи ядра (для ядер с A ~ 100 энергия связи порядка 1000 МэВ, расстояние между параболами около 2 МэВ), это приводит к важным следствиям. Некоторые нечетно-нечетные ядра (например 128 I) могут испытывать как β - -распад, так и β + -распад и e-захват. Стабильных четно-четных ядер значительно больше, чем стабильных ядер с нечетным A и, тем более, чем стабильных нечетно-нечетных ядер, которых всего четыре (2 H, 6 Li, 10 B, 14 N). При данном A стабильных четно-четных ядер может быть несколько (например 136 Xe, 136 Ba, 136 Ce). Элементы с нечетным Z редко имеют больше одного стабильного изотопа, в то время как для элементов с четным Z это не редкость (112 Sn, 114 Sn, 115 Sn, 116 Sn, 117 Sn, 118 Sn, 119 Sn, 120 Sn, 122 Sn, 124 Sn). В некоторых случаях, когда для четно-четных ядер невозможен бета-распад на нечетно-нечетное ядро, оказывается энергетически возможным переход с изменением Z на две единицы - двойной бета-распад . Такой экзотический распад испытывают 128 Te и 130 Te. Их содержание в естественной смеси этого элемента 31.7% и 33.8% соответственно. Вероятность двойного бета-распада очень мала, периоды полураспада T 1/2 (128 Te) = 7.7·10 28 лет,
T 1/2 (130 Te) = 2.7·10 21 лет.

В результате бета-распада образуются три частицы: конечное ядро и пара лептонов. Энергия, сообщаемая ядру в силу его большой массы, мала, и ею можно пренебречь. Поэтому кинетическая энергия, выделяющаяся при бета-распаде практически целиком уносится парой лептонов, причем распределение энергий между ними может быть любым. Таким образом, энергетический спектр позитронов (электронов) и нейтрино (антинейтрино) должен быть непрерывным в интервале от 0 до Q б (см. рис. 2).
В случае захвата ядром орбитального электрона образуются два продукта: конечное ядро и нейтрино. Распределение энергий между ними поэтому является однозначным, и практически вся она уносится нейтрино. Таким образом, спектр нейтрино при e-захвате при фиксированных состояниях начального и конечного ядра будет монохроматическим в отличие от бета-распада. В e-захвате участвуют главным образом электроны ближайших, к ядру оболочек (прежде всего К-оболочки) Для таких электронов вероятность нахождения внутри ядра наибольшая.
Характерной чертой всех видов бета-распада является участие в них нейтрино или антинейтрино. Впервые гипотеза о существовании нейтрино была выдвинута Паули в 1930 г. для "спасения" законов сохранения энергии и момента количества движения. Непрерывный характер спектра электронов (позитронов) никак не удавалось объяснить без отказа от закона сохранения энергии. Гипотеза нейтрино позволила не отказаться от столь фундаментального принципа. Прошли многие годы, пока Коуэну и Райнесу удалось зафиксировать электронное антинейтрино .

Бета-распад происходит в результате слабых взаимодействий. На рис. 3 показана диаграмма Фейнмана для β - -распада. На кварковом уровне при бета-распаде происходит переход d-кварка в u-кварк или наоборот. На нуклонном уровне это соответствует переходам нейтрона в протон или протона в нейтрон. Причем если нейтрон может переходить в протон в свободном состоянии, то обратный переход возможен только для протонов в ядре.
Бета-распады разделяются на разрешенные и запрещенные, различающиеся вероятностями переходов. К разрешенным переходам относятся переходы, при которых суммарный орбитальный момент l, уносимый электроном и нейтрино, равен нулю. Запрещенные переходы подразделяются по порядку запрета, который определяется орбитальным моментом l. Если l = 1, то это запрещенный переход первого порядка, l min = 2 - второго порядка и т.д. При прочих равных условиях отношения вероятностей вылета частицы с орбитальными моментами l = 0 (w 0) и l ≠0 (w l)

w l /w 0 ~ (R/) 2l ,

где R - радиус ядра, - длина волны.
Бета-распады также делятся на переходы типа Ферми , при которых спины вылетающих лептонов антипараллельны, и типа Гамова - Теллера , при которых спины вылетающих лептонов параллельны.
Как можно понять такую сильную зависимость вероятности бета-переходов от орбитального момента вылетающих лептонов?

На ядро с радиусом R налетает частица с импульсом p и прицельным параметром b. Классический момент импульса pb равен величине орбитального момента

Оценим при каких l условие (5) выполняется. Радиусы даже самых тяжелых ядер меньше 10 Фм. Для оценки положим радиус равным 10 Фм, а энергию бета-распада 20 МэВ. Тогда и для электронов мы можем использовать ультрарелятивистское приближение и переписать (5) в виде

Из (7) видно, что орбитальный момент вылетающих при бета-распаде лептонов при квазиклассическом расмотрении может быть только нулевой, а переходы с l ≠0 запрещены. Однако квантовые свойства частиц приводят к тому, что такие запрещенные переходы происходят, хотя они и сильно подавлены. Причем, тем сильнее, чем меньше отношение R/. Вероятность бета -перехода пропорциональна (R/) 2l . Так как при бета- распаде R << и более того R + а << , где a - ширина кулоновского барьера, он практически не влияет на вероятность бета-распада, так как образовавшиеся электроны (позитроны) сразу имеют ненулевую вероятность нахождения вне ядра. Влияние кулоновских сил сводится к тому, что вылетевшие электроны тормозятся, а позитроны ускоряются кулоновским полем ядра, что приводит к изменению формы их спектров.
Основы теории слабых взаимодействий и β-распада были заложены Ферми в 1934 г. К 1958 г. эта теория была обобщена в универсальную четырехфермионную теорию слабых взаимодействий, согласно которой элементарный процесс слабого взаимодействия представляет собой локальное взаимодействие четырех фермионов, т.е. частиц с полуцелыми спинами. В настоящее время процессы как слабого, так и электромагнитного взаимодействия находят объяснение в новой теории - объединенной теории электрослабых взаимодействий. Согласно этой теории, слабое взаимодействие осуществляется путем обмена виртуальными промежуточными бозонами. В теории Ферми предполагалось, что взаимодействие, которое приводит к бета-распаду мало по сравнению с взаимодействием, которое формирует состояния ядра. Это позволило использовать теорию возмущений и записать вероятность распада в единицу времени в виде (золотое правило Ферми)

где M fi - матричный элемент бета-распада, ρ f (E) - плотность конечных состояний.

V fi - гамильтониан слабого взаимодействия, ψ i и ψ* f - волновые функции начального и конечного состояний системы.
В начальном состоянии существует ядро, описываемое волновой функцией i , а в конечном - ядро, электрон и антинейтрино, описываемые волновыми функциями φ f , φ e , φ ν . Считая, что конечное ядро, электрон и антинейтрино не взаимодействуют друг с другом, получаем следующее выражение для волновой функции конечного состояния системы: ψ f = φ f φ e φ ν .
При этом матричный элемент бета-распада имеет вид

где G F - константа Ферми слабого взаимодействия.
Если пренебречь взаимодействием электрона и антинейтрино с окружающими частицами, то в качестве их волновых функций можно выбрать плоские волны:

где p и q - импульсы электрона и нейтрино. Пренебрегая энергией отдачи ядра, запишем

Q б = T e + , dQ б = dT e = d,

где T e и - кинетические энергии электрона и нейтрино. Полагая массу нейтрино равной нулю можно записать

где T e - кинетическая энергия электрона. Распределение числа электронов в зависимости от их энергии имеет вид:

описывающего бета-распад. Необходимо отметить, что бета-спектр искажается кулоновским полем атома, которое складывается из поля ядра и электронной оболочки. Поэтому в выражение (17) добавлен множитель F(T e ,Z), который определяется как отношение вероятности нахождения электрона в некоторой точке с учетом поля атома (Z = 0) к вероятности без учета поля (Z = 0). Искажение вносимое в бета-спектр кулоновским полем атома, особенно существенно в начале спектра, т. е. для частиц с малой энергией. При этом центр тяжести кривой распределения смещается в сторону малых энергий для электронов и больших энергий для позитронов (рис. 4). Это смещение тем больше, чем больше заряд ядра.

Соотношение (17) было получено в предположении, что масса нейтрино = 0. В этом случае в высокоэнергетической части спектра электронов dN e /dT e 0. Однако, если 0 вместо (15б) для конца спектра электронов, когда энергия нейтрино мала, нужно записать

Такая зависимость вероятности от энерговыделения характерна не только для бета-распада, но и для других слабых распадов и носит название правила Сарджента .
Характерные импульсы лептонов при бета-распаде таковы, что выполняется соотношение

т. е. к выражению, зависящему только от состояний начального и конечного ядер и не зависящему от импульсов лептонов. Форма бета-спектра в этом случае определяется только плотностью конечных состояний. Это разрешенные бета-переходы. Если матричный элемент = 0 в (18), то нужно разложить экспоненту в ряд по степени показателя экспоненты. Степень первого члена этого ряда, который дает отличный от нуля вклад в матричный элемент, определяет порядок запрета перехода. Из соотношения (22) следует, что вероятность β-перехода должна убывать приблизительно в 10 4 при увеличении порядка запрета на 1.
У разрешенных переходов

Пересечение линейной фуекции f(T e) с осью абсцисс определяет энергию бета-распада - Q б.
Переходы Гамова - Теллера не учитываются в теории Ферми, поскольку в ней матричный элемент (10) заменяется матричным элементом (11).Эти переходы возникают лишь при введении в гамильтониан слабого взаимодействия V fi членов, изменяющих спиновые состояния частиц.
Для разрешенных переходов l = 0. В этом случае волновые функции лептонов сферически симметричны и поэтому лептоны вылетают в различных направлениях с одинаковой вероятностью. У запрещенных переходов волновые функции лептонов уже не являются сферически симметричными, в силу чего вероятность их вылета в некоторых направлениях оказывается сильно подавленной.
Правила отбора для полного момента и четности в случае бета-распада можно записать в виде

Второй случай рассмотрим на примере распада изотопа Хлора-17, схема которого приведена на рисунке Рис.7.

Из схемы видно, что собственно b -распад Хлора-17 может происходить по трем путям (синие линии).

В первом случае атом дочернего нуклида Аргон-18 образуется в основном состояниии. На этом акт единичного распада завершается.

Во втором случае атом дочернего нуклида образуется в возбужденном состоянии (энергия возбуждения составляет 2,170 МэВ). В возбужденном состоянии атом находится ограниченное время, после чего он переходит в основное состояние, испуская при этом g -квант. Энергия этого кванта в точности равна энергии возбуждения.

В третьем случае атом дочернего нуклида также образуется в возбужденном состоянии (энергия возбуждения составляет 3,77 МэВ). Однако, в отличие от второго случая здесь атом дочернего нуклида может перейти в основное состояние двумя путями.

Во-первых, атом может сразу перейти в основное состояние, испустив g -квант с энергией 3,77 МэВ. Вероятность такого перехода невелика и только 0,06% атомов "идут" по этому пути.

Во-вторых, (по этому пути идет подавляющее большинство атомов - 99,94%) атом может сначала испустить g -квант с энергией 1,60 Мэв и перейти в состояние с меньшей энергией возбуждения, а затем, по истечении некоторого времени, перейти в основное состояние, испуская g -квант с энергией 2,17 МэВ. Такое последовательное испускание g -квантов называется g -каскадом.

Очевидно, что энергетический спектр g -квантов в данном случае будет линейчатым . В спектре будет три линии с энергиями 1,60 МэВ, 2,17 МэВ и 3,77МэВ.

Если атомы дочернего нуклида образуются только в основном состоянии то в этом случае материнский нуклид будет чистым a - или b -излучателем, а g -излучения не будет.

Примером может служить распад Полония-210 (чистый a -излучатель), схема которого приведена на Рис.8.

При эмиссии g -квантов энергия квантов может находиться в пределах от 5 КэВ до 7МэВ, причем нижний предел находится в области характеристического рентгеновского излучения.

Ввиду того, что g -кванты не имеют ни электрического заряда, ни массы покоя испускание g -квантов не приводит к изменению числа нуклонов A и заряда ядра Z .

Кванту с энергией D E , равной разности энергий ядра дочернего нуклида в начальном (возбужденном) E 2 и E 1 конечном (основном или возбужденном с меньшей энергией возбуждения):

D E = E 2 - E 1 = E g

далеко не всегда удается покинуть атом.

Он часто взаимодействует с одним из электронов оболочек атома. Если энергия D E больше энергии связи электрона E св , то электрон имеет шанс покинуть атом. Такие электроны называются электронами конверсии . Очевидно, что энергия таких электронов будет также как и энергия g -квантов дискретной :

E е = E g - E св - E отд

где E отд энергия отдачи дочернего нуклида (см. Рис. 9).

Рис. 9 Пояснение понятия "отдача"

В большиестве случаев электронами конверсии являются электроны ближайшей к ядру К-оболочки. Если же энергия, отданная ядром, меньше E св для электронов К-оболочки, то электроны конверсии отщепляются от внешних оболочек (L, M), где энергия связи меньше.

После отщепления электрона конверсии образуется вакансия, которая заполняется электронами с внешних оболочек. При этом образуется соответствующее рентгеновское излучение, называемое характеристическим К a , К b , L a , ...

Характеристическое рентгеновское излучение может в свою очередь конвертироваться. Испускаемые при этом электроны называют по имени ученого их открывшего электронами Оже.

На Рис.10 приведена схема, поясняющая все сказанное.

Знаете ли Вы, в чем ложность понятия "физический вакуум"?

Физический вакуум - понятие релятивистской квантовой физики, под ним там понимают низшее (основное) энергетическое состояние квантованного поля, обладающее нулевыми импульсом, моментом импульса и другими квантовыми числами. Физическим вакуумом релятивистские теоретики называют полностью лишённое вещества пространство, заполненное неизмеряемым, а значит, лишь воображаемым полем. Такое состояние по мнению релятивистов не является абсолютной пустотой, но пространством, заполненным некими фантомными (виртуальными) частицами. Релятивистская квантовая теория поля утверждает, что, в согласии с принципом неопределённости Гейзенберга, в физическом вакууме постоянно рождаются и исчезают виртуальные, то есть кажущиеся (кому кажущиеся?), частицы: происходят так называемые нулевые колебания полей. Виртуальные частицы физического вакуума, а следовательно, он сам, по определению не имеют системы отсчета, так как в противном случае нарушался бы принцип относительности Эйнштейна, на котором основывается теория относительности (то есть стала бы возможной абсолютная система измерения с отсчетом от частиц физического вакуума, что в свою очередь однозначно опровергло бы принцип относительности, на котором постороена СТО). Таким образом, физический вакуум и его частицы не есть элементы физического мира, но лишь элементы теории относительности, которые существуют не в реальном мире, но лишь в релятивистских формулах, нарушая при этом принцип причинности (возникают и исчезают беспричинно), принцип объективности (виртуальные частицы можно считать в зависимсоти от желания теоретика либо существующими, либо не существующими), принцип фактической измеримости (не наблюдаемы, не имеют своей ИСО).

Когда тот или иной физик использует понятие "физический вакуум", он либо не понимает абсурдности этого термина, либо лукавит, являясь скрытым или явным приверженцем релятивистской идеологии.

Понять абсурдность этого понятия легче всего обратившись к истокам его возникновения. Рождено оно было Полем Дираком в 1930-х, когда стало ясно, что отрицание эфира в чистом виде, как это делал великий математик, но посредственный физик , уже нельзя. Слишком много фактов противоречит этому.

Для защиты релятивизма Поль Дирак ввел афизическое и алогичное понятие отрицательной энергии, а затем и существование "моря" двух компенсирующих друг друга энергий в вакууме - положительной и отрицательной, а также "моря" компенсирующих друг друга частиц - виртуальных (то есть кажущихся) электронов и позитронов в вакууме.