ее
£
и
ш
мостя с шириной, пропорциональной малому отношению плотности электронных, состоянии в зонах проводимос-
ти и валентной [2]. Д опорные же приноси в Б. п. с ms<C <С^д таких квазиснязанпых уровней не образуют.
При наложении на Б. п. анизотропных воздействии (одноосного давления) или квантующего магн. ноля и их электронном спектре возникает запрещенная зона, что проявляется н росте электросопротивления, коэф. Холла, (см. Холла эффект], изменении оитич. характеристик и т. д.
11. п. со случайным вырождением зоны проводимости л валентной зоны обладают нслараболич. спектром носителей заряда с очень малыми аффективными массами, Следствием итого является высокая подвижность электронов и дырок, приводящая, в частности, к значит, величине магнетосопротивления, коэф. Нернста ≈ Эт-тингсхауаена (см. Пернста ≈ Эттингсхаузепа эффект]
и нек-рых др. кинетич, параметров.
Лиги.: 1) Ц и д и л ь н о и с к и и Н, ╧., Зоняая структура полупроводников, М., 1978; 2) Г е л ь м о н т JJ, Л., II в а-н о и - О м с к и и В . К . , II и д и л ь к о и с к и i\\ И . М , , Элгктрсшный энергетический с'псктр беспи-К'Пых пплупринодни-кои, «уФШ, 1!»7(», т. 120, с, ,437; 3) Б е р ч с н к о Н. Н., II а ш н о в с к и и М. B.v Тсллурид ртути ≈ ттолуприподнин с ну└меиой запрещенной зоной, там же, 137(1, т. НУ, с. 223.
С. Д. Беиеславский.
БЕТА-РАСПАД ядер ф-распад) ≈ один и и 3 оси. типов радиоактивности. При электронном ($"} распаде один из нейтронов ядра превращается в протон с испу-
сканием электрона и электронного антинейтрино ve: A(Z, N)^A(Z + l, JV-l)-;-c-+ve.
Здесь А ∙ ≈ массовое число, Z ≈ заряд ядра, TV ≈ число нейтронов. При позитронном (р + ) распаде один из протонов ядра превращается в нейтрон с испусканием позитрона и электронного нейтрино ve:
A(Z, JV)≈ >Л (Z-1, JV+1H e+-l-vc.
С Б. -р. тесно связаны т. н. о б р а т п ы е р-гг р о ц е с-с ы: захват электрона с ^-оболочки атома (А'-захват) или менее вероятный захват с L- и др. оболочек (электронный захват}'.
а также обратный р-распад:
*A(Z±l, N =F1,
(подробнее см. Нейтрино].
Б.-р, является проявлением фундаментального слабого взаимодействия элементарных частиц. Согласно совр, представлениям, Г». -р. обусловлен превращениями кварков: при р~ -распаде один d-кварков нуклона превращается в w-кварк, при р+ -распаде происходит обратное превращение.
Б,-р, возможен в том случае, когда разность масс начального N и конечного N' ядер превышает сумму масс электрона tf/e и нейтрино mv . Всегда, когда энергетически возможен р+-распад, возможен и электронный захват. В ряде случаев может происходить т. н, двойной бета-распад'.
A (Z, М) ^А (Z ±2, N Т 2)
с испусканием двух р-частиц и нейтринной пары либо без испускания нейтрино.
Энергия, выделяющаяся при Б.-р., распределяется между электроном, нейтрино и конечным ядром; подавляющая часть приходится на долю л╦гких частиц. Поэтому спектр испускаемых р-частиц непрерывен, их кинетич. энергия принимает значения от 0 до нек-рой граничной энергии £0, определяемой соотношением
ч╦тности может нарушаться. Для проверки этой гипотезы предлагалось измерить угловые распределения улектронов и позитронов при Б.-р. поляризов. ядер. При несодранении пространственной ч╦тности угловое распределение электронов должно быть асимметрична относительно направления спина ядра. Впервые такой эксперимент выполнен в 1956 By Цдяньснш с сотрудниками (США) на нолярпзов. ядрах в°Со, была обнаружена сильная асимметрия ≈ электроны испускались в направлении, противоположном сшшу ядра [2|.
Нарушение сохранения пространственной ч╦тности в Б.-р. должно приводить также к отличит от 0 ср. значений продольных поляризаций р-части ц и нейтрино. Эксперименты показали, что при П.-р. рождаются электроны со спинами, антилараллельпыми их нммуль-су {леиовинтовые), и позитроны со спинами, параллельными импульсу (нравовинтоныс), причем для большинства р-переходов степени их поляризации равны ±г!с. Если m-v ~ 0, то испускаемые в Ь.-р. нейтрино и антинейтрино должны иметь олредел. значение проекции спина на направление импульса (спиральноетъ}, т. Р» обладать 100°/о-ной продольной поляризацией. Оказалось, что при р^-расиаде испускаются ловоиоляризов. нейтрино, а вр~-распаде ≈ правоноляриаов. антинейтрино.
Теория Б.-р. Основы теории Б.-р, гоиданы п 1934 Э. Ферми 13]. Он исходил из 4-фермнонного взаимодействия нуклонов и лет/юное по аналогии с эффективным электрон-нуклонпым взаимодействием в электродинамике (рис. 1, а]. Однако, н отличие от электромагнитного взаимодействия^ К-рое является лальнодоист-вующим, 4-фермионпое нзаимодойствие Ферми было
где М ≈ массы начального и конечного ядер.
II гс ох ранение пространственной ч╦тности при Б,-р.
В 1У56 Ли Цзундао и Ян Чжоиьнин (США, [1]} прид-
положили, что в слабых взаимодействиях, обусловли-
190 вающих Б,-р., закон сохранения пространственной
Рис. I. Схематическое изображение (Фейнмана диаграммы): ч ≈ электромагнитного ииаил'.одгйсизин; 6 ≈ (л'та-рэсиала в теории Ферми; в ≈ в современной теории ojiOKTjifJCJUiGoro
вааимодейстпшь
контактным (локальным; рис. lt б). Гамильтониан нук-лон-лвнтонного взаимодействия Ферми имел вид:
(1)
Здесь Gp ≈ константа взаимодействия (константа Ферми), У ≈ 4-комионентиыц волновые ф-ции взаимодействующих частиц, удовлетворяющие Дирака ураяненик^
Y=4'4"Vi> ≈ сопряж╦нные волновые ф-ции, Y(i.≈ Л11' раковские матрицыт ц^О, 1, 2, Зт 4; 7у=Тп'. у'---- yi (1=1, 2, 3).
В иервонач. варианте теории Ферми нуклон-лептон-ное взаимодействие имело чисто векторную форму. Впоследствии было выяснено, что гамильтониан слабого взаимодействия может быть комбинацией релятивистски-инвариантных слагаемых, образованных из скаляра (S), нсевдоскаляра (jP), вектора (V), аксиального вектора (А] и тензора (Т], Открытие несохранения пространственной ч╦тности, исследование корреляции между направлениями вылета р-частиц и нейтрино при Б.-р. ядер 35Аг и вНе, а также угловых, распределений электронов и нейтрино при распаде поляризованных нейтронов покапали, что в Б.-р. реализуется гл. обр. V≈Л-вариант (см. Бета-распад нейтрона].
Эффективный гамильтониан Б.-р., используемый в совр. расч╦тах, предложен Р. Ф. Фенныаном и М. Гелл-Маном в 1958 [4]. Он имеет вид:
с,
yj.
(2)
")
}
