Desintegración beta

Desintegración beta
Instancia de modo de desintegración  Subclase de desintegración radioactiva  Causa de radiación beta
Códigos e identificadores Freebase /m/01h28 OpenAlex C46805990
Wikidata C:Commons

Desintegración
β−
nun núcleo atómico (omítese o antineutrino asociado). O recadro mostra a desintegración beta dun neutrón libre. Ningunha destas representacións mostra o bosón virtual
W−
intermedio.

Na física nuclear, a desintegración beta (β) é un tipo de desintegración radioactiva na que un núcleo atómico emite unha partícula beta (un electrón ou positrón rápido e enerxético), transformándose nun isóbaro dese nuclido. Por exemplo, a desintegración beta dun neutrón transfórmao nun protón mediante a emisión dun electrón acompañado dun antineutrino; ou, inversamente, un protón convértese nun neutrón mediante a emisión dun positrón xunto cun neutrino, no proceso denominado emisión de positróns. Nin a partícula beta nin o seu (anti)neutrino asociado existen dentro do núcleo antes da desintegración beta, senón que son creados durante o proceso de desintegración. Mediante este proceso, os átomos inestables adquiren unha relación de protóns a neutróns máis estable. A probabilidade de que un nuclido se desintegre por desintegración beta ou por outras formas de desintegración está determinada pola súa enerxía de enlace nuclear. As enerxías de enlace de todos os nuclidos existentes forman o que se denomina banda nuclear ou val de estabilidade. Para que a emisión de electróns ou positróns sexa enerxeticamente posible, a enerxía liberada ou valor Q debe ser positiva.

A desintegración beta é unha consecuencia da forza débil, caracterizada por tempos de desintegración relativamente longos. Os nucleóns están compostos por quarks up e quarks down, e a forza débil permite que un quark cambie o seu sabor mediante un bosón W virtual, dando lugar á creación dun par electrón/antineutrino ou positrón/neutrino. Por exemplo, un neutrón, composto por dous quarks down e un quark up, desintégrase nun protón composto por un quark down e dous quarks up.

A captura electrónica inclúese ás veces como un tipo de desintegración beta, porque o proceso nuclear básico, mediado pola forza débil, é o mesmo. Na captura electrónica, un electrón interno do átomo é capturado por un protón do núcleo, transformándoo nun neutrón, e libérase un neutrino electrónico.

Descrición

Os dous tipos de desintegración beta coñécense como beta menos e beta máis. Na desintegración beta menos (β⁻), un neutrón convértese nun protón, e o proceso crea un electrón e un antineutrino electrónico; mentres que na desintegración beta máis (β⁺), un protón convértese nun neutrón e o proceso crea un positrón e un neutrino electrónico. A desintegración β⁺ tamén se coñece como emisión de positróns.

A desintegración beta conserva un número cuántico coñecido como número leptónico, é dicir, o número de electróns e dos neutrinos asociados (outros leptóns son o muón e o tau). Estas partículas teñen número leptónico +1, mentres que as súas antipartículas teñen número leptónico −1. Como un protón ou un neutrón teñen número leptónico cero, a desintegración β⁺ (un positrón ou antielectrón) debe ir acompañada dun neutrino electrónico, mentres que a desintegración β⁻ (un electrón) debe ir acompañada dun antineutrino electrónico.

Nesta forma de desintegración, o elemento orixinal convértese nun novo elemento químico nun proceso coñecido como transmutación nuclear. Este novo elemento ten un número másico A inalterado, pero un número atómico Z incrementado nunha unidade. Como en todas as desintegracións nucleares, o elemento que se desintegra coñécese como nuclido pai, mentres que o elemento resultante coñécese como nuclido fillo.

A desintegración β⁺ tamén dá lugar a unha transmutación nuclear, na que o elemento fillo ten un número atómico reducido nunha unidade.

Espectro beta, mostrando unha división típica da enerxía entre o electrón e o antineutrino

O espectro beta, ou distribución dos valores de enerxía das partículas beta, é continuo. A enerxía total do proceso de desintegración repártese entre o electrón, o antineutrino e o nuclido en retroceso. Na figura da dereita móstrase un exemplo dun electrón con enerxía de 0,40 MeV procedente da desintegración beta do ²¹⁰Bi. Neste exemplo, a enerxía total da desintegración é de 1,16 MeV, polo que o antineutrino posúe a enerxía restante: 1,16 MeV − 0,40 MeV = 0,76 MeV. Un electrón situado no extremo dereito da curva tería a máxima enerxía cinética posible, deixando para o neutrino só a súa pequena masa en repouso.

Historia

Descubrimento e caracterización inicial

A radioactividade foi descuberta en 1896 por Henri Becquerel no uranio, e posteriormente observada por Marie e Pierre Curie no torio e nos recentemente descubertos elementos polonio e radio.

En 1899, Ernest Rutherford separou as emisións radioactivas en dous tipos, alfa e beta (actualmente beta menos), baseándose na súa capacidade de penetración nos materiais e de producir ionización. Os raios alfa podían ser detidos por finas láminas de papel ou aluminio, mentres que os raios beta podían atravesar varios milímetros de aluminio. En 1900, Paul Villard identificou un tipo de radiación aínda máis penetrante, que Rutherford denominou raios gamma.

En 1900, Becquerel mediu a relación masa-carga (m/e) das partículas beta mediante o método empregado por J. J. Thomson para estudar os raios catódicos e identificar o electrón. Descubriu que m/e para unha partícula beta era igual ao valor obtido por Thomson para o electrón e, por tanto, suxeriu que a partícula beta era realmente un electrón.

En 1901, Rutherford e Frederick Soddy demostraron que a radioactividade alfa e beta implicaba a transmutación dos átomos en átomos doutros elementos químicos. En 1913, despois de coñecerse os produtos de máis desintegracións radioactivas, Soddy e Kazimierz Fajans propuxeron independentemente a súa lei do desprazamento radioactivo de Fajans e Soddy, segundo a cal a emisión beta (é dicir,
β−
) dun elemento produce outro elemento situado unha posición á dereita na táboa periódica, mentres que a emisión alfa produce un elemento situado dúas posicións á esquerda.

Neutrinos

O estudo da desintegración beta proporcionou a primeira evidencia física da existencia do neutrino. Tanto na desintegración alfa como na gamma, a partícula resultante presenta unha distribución de enerxía estreita, xa que transporta a enerxía correspondente á diferenza entre os estados nucleares inicial e final. Porén, a distribución da enerxía cinética, ou espectro, das partículas beta medida por Lise Meitner e Otto Hahn en 1911 e por Jean Danysz en 1913 mostrou múltiples liñas sobre un fondo difuso. Estas medicións ofreceron a primeira indicación de que as partículas beta posúen un espectro continuo.

En 1914, James Chadwick empregou un espectrómetro magnético cun dos novos contadores Geiger de Hans Geiger para realizar medicións máis precisas, que demostraron que o espectro era continuo. Os resultados, que parecían contradicir a lei de conservación da enerxía, foron validados mediante medicións calorimétricas realizadas en 1929 por Lise Meitner e Wilhelm Orthmann. Se a desintegración beta fose simplemente a emisión dun electrón, como se supoñía na época, a enerxía do electrón emitido debería ter un valor concreto e ben definido. Porén, na desintegración beta os electróns observados presentaban unha ampla distribución de enerxías.

Un segundo problema estaba relacionado coa conservación do momento angular.Modelo:Dubious Os espectros de bandas moleculares mostraban que o espín nuclear do nitróxeno-14 era 1 (é dicir, igual á constante de Planck reducida) e, de forma máis xeral, que o espín era enteiro para os núcleos con número másico par e semienteiro para os núcleos con número másico impar. Isto foi explicado posteriormente polo modelo protón-neutrón do núcleo. A desintegración beta deixa inalterado o número másico, polo que a variación do espín nuclear debe ser un número enteiro. Porén, o espín do electrón é 1/2, polo que o momento angular non se conservaría se a desintegración beta fose simplemente a emisión dun electrón.^{[Cómpre referencia]}

Entre 1920 e 1927, Charles Drummond Ellis (xunto con Chadwick e outros colaboradores) estableceu de maneira máis sólida que o espectro da desintegración beta era continuo. En 1933, Ellis e Nevill Mott obtiveron probas convincentes de que o espectro beta posúe un límite superior efectivo de enerxía. Niels Bohr suxerira que o espectro beta podía explicarse se a conservación da enerxía só fose válida nun sentido estatístico, de maneira que este principio podería violarse en cada desintegración individual. Porén, o límite superior das enerxías beta determinado por Ellis e Mott descartou esa hipótese. Así, o problema de explicar a variabilidade da enerxía nos produtos coñecidos da desintegración beta, así como a conservación do momento lineal e do momento angular durante o proceso, converteuse nun asunto de grande importancia.^{[Cómpre referencia]}

Nunha famosa carta escrita en 1930, Wolfgang Pauli intentou resolver o enigma da enerxía das partículas beta propoñendo que, ademais de electróns e protóns, os núcleos atómicos tamén contiñan unha partícula neutra extremadamente lixeira, á que chamou neutrón. Suxeriu que este «neutrón» tamén era emitido durante a desintegración beta (explicando así a enerxía, o momento lineal e o momento angular aparentemente desaparecidos), pero que simplemente aínda non fora observado. En 1931, Enrico Fermi renomeou o «neutrón» de Pauli como neutrino («pequeno neutro» en italiano). En 1933, Fermi publicou a súa histórica teoría da desintegración beta, na que aplicou os principios da mecánica cuántica ás partículas materiais, supoñendo que podían ser creadas e aniquiladas, do mesmo xeito que os cuantos de luz nas transicións atómicas. Así, segundo Fermi, os neutrinos créanse durante o proceso de desintegración beta en lugar de estar contidos previamente no núcleo; o mesmo sucede cos electróns.

A interacción dos neutrinos coa materia resultou ser tan débil que a súa detección constituíu un enorme desafío experimental. Obtivéronse máis probas indirectas da súa existencia observando o retroceso dos núcleos que emitían unha destas partículas tras absorber un electrón. Finalmente, os neutrinos foron detectados directamente en 1956 polos físicos estadounidenses Clyde Cowan e Frederick Reines no experimento do neutrino de Cowan–Reines. As propiedades dos neutrinos resultaron ser, con algunhas pequenas modificacións posteriores, as previstas por Pauli e Fermi.

Desintegración
β+
e captura electrónica

En 1934, Frédéric e Irène Joliot-Curie bombardearon aluminio con partículas alfa para provocar a reacción nuclear, e observaron que o isótopo resultante emitía un positrón idéntico aos atopados nos raios cósmicos (descubertos por Carl David Anderson en 1932). Este foi o primeiro exemplo de desintegración
β+
(emisión de positróns), que denominaron radioactividade artificial, xa que o isótopo resultante é un nuclido de vida curta que non existe na natureza. En recoñecemento ao seu descubrimento, o matrimonio recibiu o Premio Nobel de Química en 1935.

A teoría da captura electrónica foi discutida por primeira vez por Gian-Carlo Wick nun artigo de 1934, e posteriormente desenvolvida por Hideki Yukawa e outros investigadores. A captura electrónica da capa K foi observada por primeira vez en 1937 por Luis Alvarez, no nuclido ⁴⁸V. Alvarez continuou estudando a captura electrónica en ⁶⁷Ga e noutros nuclidos.

Non conservación da paridade

Artigo principal: Experimento de Wu.

En 1956, Tsung-Dao Lee e Chen Ning Yang advertiron que non existían probas de que a paridade se conservase nas interaccións débiles, polo que postularon que esta simetría podería non ser respectada pola interacción débil. Deseñaron un experimento para comprobar a conservación da paridade no laboratorio.

Máis tarde ese mesmo ano, Chien-Shiung Wu e os seus colaboradores demostraron experimentalmente que unha emisión beta asimétrica do cobalto-60 probaba que a paridade non se conserva na desintegración beta.

Este resultado sorprendente derrubou as antigas suposicións sobre a paridade e a interacción débil. En recoñecemento ao seu traballo teórico, Lee e Yang recibiron o Premio Nobel de Física en 1957. Porén, Wu, por ser muller, non recibiu o premio Nobel.

Desintegración β⁻

Diagrama de Feynman de primeira orde para a desintegración
β−
dun neutrón nun protón, un electrón e un antineutrino electrónico a través dun bosón
W−
virtual.

Na desintegración
β−
, a interacción débil transforma un núcleo atómico nun núcleo cun número atómico incrementado nunha unidade, emitindo simultaneamente un electrón (
e−
) e un antineutrino electrónico (
ν
e). A desintegración
β−
prodúcese xeralmente en núcleos ricos en neutróns.

A
ZX
→ A
Z+1X′
+
e−
+
ν
e

Captura electrónica (captura K / captura L)

Artigo principal: Captura electrónica.

Naqueles casos nos que a desintegración
β+
(emisión de positróns) dun núcleo é enerxeticamente posible, tamén o é a captura electrónica. Trátase dun proceso no que o núcleo captura un dos seus electróns atómicos, dando lugar á emisión dun neutrino:

A
ZX
+
e−
→ A
Z−1X′
+
ν
e

Transmutación nuclear

Se o protón ou o neutrón forma parte dun núcleo atómico, os procesos de desintegración descritos anteriormente transmutan un elemento químico noutro.

A desintegración beta non cambia o número (A) de nucleóns no núcleo, senón que só modifica a súa carga Z. Así, pode introducirse o conxunto de todos os nuclidos co mesmo A; estes nuclidos isobáricos poden transformarse uns noutros mediante desintegración beta. Para un valor dado de A existe un que é o máis estable. Dise que é estable fronte á desintegración beta porque presenta un mínimo local do exceso de masa: se tal núcleo ten números (A, Z), os núcleos veciños (A, Z−1) e (A, Z+1) teñen un exceso de masa maior e poden desintegrarse beta cara a (A, Z), pero non á inversa. Para todos os números de masa impares A, só se coñece un isóbaro estable fronte á desintegración beta. Para valores pares de A, coñécense experimentalmente ata tres isóbaros estables fronte á desintegración beta. Existen arredor de 350 nuclidos estables fronte á desintegración beta coñecidos.

Competencia entre os tipos de desintegración beta

Normalmente, os nuclidos inestables son claramente ou ben «ricos en neutróns» ou ben «ricos en protóns», sufrindo os primeiros desintegración beta e os segundos captura electrónica (ou máis raramente, debido aos maiores requirimentos enerxéticos, desintegración por emisión de positróns). Porén, nalgúns poucos casos de radionúclidos con número impar de protóns e impar de neutróns, pode ser enerxicamente favorable que o radionúclido se desintegre cara a un isóbaro con número par de protóns e número par de neutróns mediante desintegración beta positiva ou beta negativa.

Tres tipos de desintegración beta en competencia están ilustrados polo isótopo único cobre-64 (29 protóns e 35 neutróns), que ten unha semivida duns 12,7 horas. Este isótopo ten un protón desemparellado e un neutrón desemparellado, polo que tanto o protón como o neutrón poden desintegrarse. Este nuclido particular ten case a mesma probabilidade de sufrir desintegración do protón (por emisión de positróns, 18 %, ou por captura electrónica.

Estabilidade dos nuclidos que aparecen na natureza

A maioría dos nuclidos que aparecen naturalmente na Terra son estables fronte á desintegración beta. Os nuclidos que non son estables fronte á desintegración beta teñen semividas que van desde menos dun segundo ata períodos significativamente maiores que a idade do universo. Un exemplo común dun isótopo de longa vida é o nuclido con número impar de protóns e impar de neutróns Modelo:Nuclide, que experimenta os tres tipos de desintegración beta (
β−
,
β+
e captura electrónica).

Leis de conservación na desintegración beta

Consérvase o número bariónico

$$B={\frac {n_{\text{q}}-n_{\bar {\text{q}}}}{3}}$$

onde

• $n_{\text{q}}$ é o número de quarks constituíntes, e
• $n_{\overline {\text{q}}}$ é o número de antiquarks constituíntes.

A desintegración beta simplemente transforma un neutrón nun protón ou, no caso da desintegración beta positiva (captura electrónica), un protón nun neutrón, polo que o número total de quarks individuais non cambia. O único que cambia é o sabor bariónico, etiquetado aquí como isoespín.

Os quarks arriba e abaixo teñen un isoespín total ${\textstyle I={\frac {1}{2}}}$.

Todos os demais quarks teñen I = 0.

En xeral,

$$I_{\text{z}}={\frac {1}{2}}(n_{\text{u}}-n_{\text{d}})$$

Consérvase o número leptónico

$$L\equiv n_{\ell }-n_{\bar {\ell }}$$

polo que a todos os leptóns se lles asigna un valor de +1, aos antileptóns −1 e ás partículas non leptónicas 0.

Momento angular

Para as desintegracións permitidas, o momento angular orbital neto é cero, polo que só se consideran os números cuánticos de espín.

O electrón e o antineutrino son fermións, obxectos de espín 1/2; por tanto, poden acoplarse a un espín total $S=1$ (paralelo) ou $S=0$ (antiparalelo).

Para as desintegracións prohibidas, tamén debe terse en conta o momento angular orbital.

Enerxía liberada

O valor Q defínese como a enerxía total liberada nunha determinada desintegración nuclear. Na desintegración beta, o valor Q é tamén a suma das enerxías cinéticas da partícula beta emitida, do neutrino e do núcleo de retroceso. (Debido á gran masa do núcleo en comparación coa partícula beta e o neutrino, a enerxía cinética do núcleo de retroceso pode normalmente desprezarse). As partículas beta poden emitirse, polo tanto, con calquera enerxía cinética comprendida entre 0 e Q. Un valor típico de Q é duns 1 MeV, aínda que pode variar desde algúns keV ata varias decenas de MeV.

Como a masa en repouso do electrón é de 511 keV, as partículas beta máis enerxéticas son ultrarrelativistas, con velocidades moi próximas á velocidade da luz. No caso do ¹⁸⁷Re, a velocidade máxima da partícula beta é só o 9,8 % da velocidade da luz.

A desintegración β⁻ do tritio utilízase na busca experimental KATRIN de neutrinos estériles, que podería detectalos.

β⁻ desintegración

Considérese a ecuación xenérica da desintegración beta

A
ZX
→ A
Z+1X′
+
e−
+
ν
e.

O valor Q para esta desintegración é

$Q=\left[m_{\text{N}}\left({\ce {^{\mathit {A}}*{\mathit {Z}}X}}\right)-m*{\text{N}}\left({\ce {^{\mathit {A}}*{{\mathit {Z}}+1}X'}}\right)-m*{\text{e}}-m_{{\overline {\nu }}_{\text{e}}}\right]c^{2}$,

onde $m_{\text{N}}\left({\ce {^{\mathit {A}}*{\mathit {Z}}X}}\right)$ é a masa do núcleo do átomo A
ZX
, $m*{\text{e}}$ é a masa do electrón e $m_{{\overline {\nu }}_{\text{e}}}$ é a masa do antineutrino electrónico.

Noutras palabras, a enerxía total liberada é a enerxía de masa do núcleo inicial menos a enerxía de masa do núcleo final, do electrón e do antineutrino. A masa nuclear m_N relaciónase coa masa atómica estándar m mediante

$$m\left({\ce {^{\mathit {A}}*{\mathit {Z}}X}}\right)c^{2}=m*{\text{N}}\left({\ce {^{\mathit {A}}*{\mathit {Z}}X}}\right)c^{2}+Zm*{\text{e}}c^{2}-\sum _{i=1}^{Z}B_{i}.$$

É dicir, a masa atómica total é a masa do núcleo máis a masa dos electróns menos a suma de todas as enerxías de ligazón electrónicas B_i do átomo.

β⁺ desintegración

As ecuacións para a desintegración β⁺ son semellantes. A ecuación xenérica

A
ZX
→ A
Z−1X′
+
e+
+
ν
e

dá lugar a

$$Q=\left[m_{\text{N}}\left({\ce {^{\mathit {A}}*{\mathit {Z}}X}}\right)-m*{\text{N}}\left({\ce {^{\mathit {A}}*{{\mathit {Z}}-1}X'}}\right)-m*{\text{e}}-m_{\nu _{\text{e}}}\right]c^{2}.$$

Porén, nesta ecuación as masas dos electróns non se cancelan, polo que obtemos

$$Q=\left[m\left({\ce {^{\mathit {A}}*{\mathit {Z}}X}}\right)-m\left({\ce {^{\mathit {A}}*{{\mathit {Z}}-1}X'}}\right)-2m_{\text{e}}\right]c^{2}.$$

Como a reacción só pode producirse cando o valor de Q é positivo, a desintegración β⁺ só pode ocorrer cando a masa do átomo A
ZX
excede a do átomo A
Z−1X′
en polo menos dúas veces a masa do electrón.

Captura electrónica

O cálculo análogo para a captura electrónica debe ter en conta a enerxía de ligazón dos electróns. Isto débese a que o átomo queda nun estado excitado tras capturar o electrón, e a enerxía de ligazón do electrón máis interno capturado é significativa. Empregando a ecuación xenérica da captura electrónica

A
ZX
+
e−
→ A
Z−1X′
+
ν
e

obtense

$$Q=\left[m_{\text{N}}\left({\ce {^{\mathit {A}}*{\mathit {Z}}X}}\right)+m*{\text{e}}-m_{\text{N}}\left({\ce {^{\mathit {A}}*{{\mathit {Z}}-1}X'}}\right)-m*{\nu _{\text{e}}}\right]c^{2},$$

que se simplifica a

$$Q=\left[m\left({\ce {^{\mathit {A}}*{\mathit {Z}}X}}\right)-m\left({\ce {^{\mathit {A}}*{{\mathit {Z}}-1}X'}}\right)\right]c^{2}-B_{\text{n}},$$

onde B_n é a enerxía de ligazón do electrón capturado.

Como a enerxía de ligazón do electrón é moito menor que a masa do electrón, os núcleos que poden experimentar desintegración β⁺ tamén poden sufrir captura electrónica, pero o contrario non é certo.

Espectro de emisión beta

Espectro beta do ²¹⁰Bi. E_max = Q = 1.16 MeV é a enerxía máxima

A desintegración beta pode considerarse unha perturbación descrita pola mecánica cuántica e, por tanto, pode aplicarse a regra de ouro de Fermi. Isto conduce á seguinte expresión para o espectro de enerxía cinética N(T) das partículas beta emitidas:

$$N(T)=C_{L}(T)F(Z,T)pE(Q-T)^{2}$$

onde T é a enerxía cinética, C_L é unha función de forma que depende do grao de prohibición da desintegración (é constante para as desintegracións permitidas), F(Z, T) é a función de Fermi (véxase máis abaixo), con Z a carga do núcleo final, E = T + mc² é a enerxía total,

$p={\sqrt {(E/c)^{2}-(mc)^{2}}}$

é o momento lineal, e Q é o valor Q da desintegración. A enerxía cinética do neutrino emitido é aproximadamente igual a Q menos a enerxía cinética da partícula beta.

Como exemplo, o espectro de desintegración beta do ²¹⁰Bi (orixinalmente chamado RaE) móstrase á dereita.

Función de Fermi

A función de Fermi que aparece na fórmula do espectro beta ten en conta a atracción ou repulsión coulombiana entre a partícula beta emitida e o núcleo final. Aproximando as funcións de onda correspondentes como esfericamente simétricas, a función de Fermi pode calcularse analiticamente como:

$$F(Z,T)={\frac {2(1+S)}{\Gamma (1+2S)^{2}}}(2p\rho )^{2S-2}e^{\pi \eta }|\Gamma (S+i\eta )|^{2},$$

onde p é o momento final, Γ é a función gamma e (se α é a constante de estrutura fina e r_N o raio do núcleo final)

$S={\sqrt {1-\alpha ^{2}Z^{2}}}$,

$\eta =\pm Ze^{2}E/(\hbar cp)$

(+ para electróns, − para positróns), e

$\rho =r_{\text{N}}/\hbar$.

Para partículas beta non relativistas (Q ≪ m_ec²), esta expresión pode aproximarse por:

$$F(Z,T)\approx {\frac {2\pi \eta }{1-e^{-2\pi \eta }}}.$$

Na bibliografía poden atoparse outras aproximacións.

Gráfica de Kurie

Unha gráfica de Kurie (tamén coñecida como gráfica de Fermi–Kurie) é unha representación gráfica utilizada no estudo da desintegración beta, desenvolvida por Franz N. D. Kurie, na que se representa a raíz cadrada do número de partículas beta cuxo momento (ou enerxía) se atopa dentro dun determinado intervalo estreito, dividida pola función de Fermi, fronte á enerxía da partícula beta.

É unha liña recta para as transicións permitidas e algunhas transicións prohibidas, de acordo coa teoría da desintegración beta de Fermi. A intersección co eixe das enerxías (eixe X) dunha gráfica de Kurie corresponde á enerxía máxima transferida ao electrón ou positrón (o valor Q da desintegración). Mediante unha gráfica de Kurie pódese determinar un límite para a masa efectiva dun neutrino.

Helicidade (polarización) dos neutrinos, electróns e positróns emitidos na desintegración beta

Tras o descubrimento da non conservación da paridade (véxase § Historia), comprobouse que, na desintegración beta, os electróns son emitidos maioritariamente con helicidade negativa; é dicir, móvense, de maneira intuitiva, como parafusos esquerdos que se introducen nun material (presentan unha polarización de espín lonxitudinal negativa).

Pola contra, os positróns presentan maioritariamente helicidade positiva, é dicir, móvense como parafusos destros. Os neutrinos (emitidos na desintegración por positróns) teñen helicidade negativa, mentres que os antineutrinos (emitidos na desintegración por electróns) teñen helicidade positiva. A maior é a velocidade (enerxía) das partículas, maior é a súa polarización de helicidade; isto reflicte a selección absoluta de quiralidade no decaemento do bosón W.^{[Cómpre referencia]}

Tipos de transicións de decaemento beta

Artigo principal: Beta decay transition.

Os decaementos beta poden clasificarse segundo o momento angular (valor de L) e o espín total (valor de S) da radiación emitida. Como o momento angular total debe conservarse, incluíndo o momento angular orbital e o de espín, o decaemento beta prodúcese mediante unha variedade de transicións entre estados cuánticos cara a distintos estados de momento angular ou espín nuclear, coñecidos como transicións de «Fermi» ou de «Gamow–Teller». Cando as partículas do decaemento beta non transportan momento angular (L = 0), o decaemento denomínase «permitido»; noutro caso denomínase «prohibido».

Outros modos de decaemento, pouco frecuentes, coñécense como decaemento a estado ligado e dobre decaemento beta.

Transicións de Fermi

Unha transición de Fermi é un decaemento beta no que os espíns do electrón (positrón) emitido e do antineutrino (neutrino) se acoplan para formar un espín total $S=0$, o que conduce a unha variación do momento angular $\Delta J=0$ entre os estados inicial e final do núcleo (supoñendo unha transición permitida). No límite non relativista, a parte nuclear do operador para unha transición de Fermi vén dada por

$${\mathcal {O}}*{\text{F}}=G*{\text{V}}\sum _{a}{\hat {\tau }}_{a\pm }$$

onde $G_{\text{V}}$ é a constante de acoplamento vectorial débil, $\tau _{\pm }$ son os operadores de subida e baixada do isospín, e $a$ percorre todos os protóns e neutróns do núcleo.

Transicións de Gamow–Teller

Unha transición de Gamow–Teller é un decaemento beta no que os espíns do electrón (positrón) emitido e do antineutrino (neutrino) se acoplan para formar un espín total $S=1$, o que conduce a unha variación do momento angular $\Delta J=0,\pm 1$ entre os estados inicial e final do núcleo (supoñendo unha transición permitida).

Neste caso, a parte nuclear do operador vén dada por

$${\mathcal {O}}*{\text{GT}}=G*{\text{A}}\sum _{a}{\hat {\sigma }}*{a}{\hat {\tau }}*{a\pm }$$

onde $G_{\text{A}}$ é a constante de acoplamento axial-vectorial débil e $\sigma$ son as matrices de Pauli, que poden producir un cambio de espín no nucleón que decae.

Transicións prohibidas

Artigo principal: Beta decay transition.

Cando L > 0, o decaemento denomínase «transición prohibida». As regras de selección nucleares requiren que valores elevados de L vaian acompañados de cambios no espín nuclear (J) e na paridade (π). As regras de selección para as transicións prohibidas de orde L son:

$$\Delta J=L-1,L,L+1;\quad \Delta \pi =(-1)^{L},$$

onde Δπ = 1 ou −1 corresponde, respectivamente, a ausencia de cambio de paridade ou a cambio de paridade. O caso especial dunha transición entre estados análogos isobáricos, na que a estrutura do estado final é moi semellante á do estado inicial, denomínase «superpermitida» para o decaemento beta e prodúcese moi rapidamente.

Modos raros de decaemento

Decaemento β⁻ a estado ligado

Unha proporción moi pequena dos decaementos dos neutróns libres (aproximadamente catro por millón) son «decaementos de dous corpos»: prodúcense un protón, un electrón e un antineutrino, pero o electrón non consegue adquirir os 13,6 eV de enerxía necesarios para escapar do protón e, por tanto, permanece ligado a el formando un átomo de hidróxeno neutro. Neste tipo de decaemento beta, practicamente toda a enerxía de decaemento do neutrón é transportada polo antineutrino.

Nos átomos completamente ionizados (núcleos espidos), tamén é posible que os electróns non escapen do átomo e sexan emitidos desde o núcleo cara a estados atómicos ligados de baixa enerxía (orbitais). Isto pode ocorrer teoricamente tamén en átomos neutros, xa que o decaemento abre sempre un novo estado ligado, pero raramente resulta apreciable.

Os decaementos β⁻ a estado ligado foron preditos por Daudel, Jean e Lecoin en 1947, e o fenómeno en átomos completamente ionizados foi observado por primeira vez para ¹⁶³Dy⁶⁶⁺ en 1992 por Jung e colaboradores do Centro de Investigación con Ións Pesados de Darmstadt. Aínda que o ¹⁶³Dy neutro é estable, o ¹⁶³Dy⁶⁶⁺ completamente ionizado sofre decaemento β⁻ cara ás capas K e L cun período de semidesintegración de 47 días.

O núcleo resultante, ¹⁶³Ho⁶⁶⁺, só é estable neste estado case totalmente ionizado e decae mediante captura electrónica de novo a ¹⁶³Dy cando é neutro. De maneira semellante, aínda que é estable en estado neutro, o ²⁰⁵Tl⁸¹⁺ completamente ionizado sofre decaemento β⁻ a ²⁰⁵Pb⁸¹⁺ cun período de semidesintegración de 291+33
−27 días.

Os períodos de semidesintegración do ¹⁶³Ho e do ²⁰⁵Pb neutros son, respectivamente, 4570 anos e 1.70×10⁷ anos. Ademais, estímase que o decaemento β⁻ é enerxeticamente imposible para átomos naturais, pero teoricamente posible cando están completamente ionizados tamén para ¹⁹³Ir, ¹⁹⁴Au, ²⁰²Tl, ²¹⁵At, ²⁴³Am e ²⁴⁶Bk.

Outra posibilidade é que un átomo completamente ionizado experimente un decaemento β fortemente acelerado, como se observou para ¹⁸⁷Re por Bosch e colaboradores, tamén en Darmstadt. O ¹⁸⁷Re neutro sofre decaemento β⁻ cun período de semidesintegración de 4.12×10¹⁰ anos, pero para ¹⁸⁷Re⁷⁵⁺ completamente ionizado este redúcese a só 32,9 anos. Isto débese a que, ademais do grande incremento da enerxía de decaemento, ¹⁸⁷Re⁷⁵⁺ pode decaer β⁻ cara ao primeiro estado excitado de ¹⁸⁷Os⁷⁵⁺, un proceso prohibido enerxeticamente para o ¹⁸⁷Re natural.

De modo similar, o ²⁴¹Pu neutro sofre decaemento β⁻ cun período de semidesintegración de 14,3 anos, pero no estado completamente ionizado ²⁴¹Pu⁹⁴⁺ este período redúcese a 4,2 días.

Dobre decaemento beta

Artigo principal: Double beta decay.

Algúns núcleos poden experimentar dobre decaemento beta (2β), no que a carga do núcleo cambia en dúas unidades. O dobre decaemento beta é difícil de estudar porque presenta períodos de semidesintegración extremadamente longos. Nos núcleos nos que son posibles tanto o decaemento β como o 2β, o proceso 2β é tan raro que resulta practicamente imposible observalo. Porén, nos núcleos nos que o decaemento β está prohibido pero o 2β está permitido, o proceso pode observarse e medirse o seu período de semidesintegración.

Así, o 2β adoita estudarse unicamente en núclidos beta-estables. Igual que no decaemento beta simple, o dobre decaemento beta non modifica A; polo tanto, polo menos un dos núclidos cun determinado valor de A debe ser estable tanto fronte ao decaemento beta simple como ao dobre.

O 2β «ordinario» produce a emisión de dous electróns e dous antineutrinos. Se os neutrinos son partículas de Majorana (é dicir, son as súas propias antipartículas), producirase un proceso coñecido como dobre decaemento beta sen neutrinos. A maioría dos físicos especializados en neutrinos consideran que este proceso aínda non foi observado.

Véxase tamén

Outros artigos

• Common beta emitters
• Neutrino
• Betavoltaics
• Particle radiation
• Radionuclide
• Tritium illumination, unha forma de iluminación fluorescente alimentada polo decaemento beta
• Pandemonium effect
• Total absorption spectroscopy

Bibliografía

• Jensen, Carsten (2012). Controversy and Consensus: Nuclear Beta Decay 1911–1934. Springer. ISBN 9783034884440. 
• Tomonaga, S.-I. (1997). The Story of Spin. University of Chicago Press. 

Ligazóns externas

• The Live Chart of Nuclides – IAEA con filtro por tipo de decaemento
• Simulación do decaemento beta