1. Бета-распад есть самопроизвольный процесс, в котором нестабильное ядро ${ }_{Z}^{A} \mathrm{X}$ превращается в ядро-пзобар ${ }_{Z+1}^{A} \mathrm{X}$ или ${ }_{Z-1}^{A} \mathrm{X}$. Копечным результатом этого процесса является превращепие в ядре нейтропа в протон или протона в нейтрон. Можно сказать, тто $\beta$-расиад есть не внутриядерный, а внутринуклонный процесс. При пем, следовательно, происходят более глубокие измепения вещества, пем при $\alpha$-превращении. Поэтому и его теория более сложна и разработана с меньшей полпотой, чсм теория $\alpha$ распада.
Различают три вида $\beta$-распада:
1) электронный $\beta^{-}$-расцад, в котором ядро испускает әлектрон, а потому зарядовое число $Z$ увеличивается на едипицу;
2) позитронный $\beta^{+}$-распад, в котором ядро испускает позитров и по этой причине его варядовое число уменьшается па единицу;
3). электронный захват (е-захват), в котором ядро поглощает один из электронов электронной оболочки, а потому зарядовое число уменьшается на единицу. Обычно электрон поглощается пз $K$-слоя атома, поскольку этот слой ближе всего находится от ядра. В этом случае $e$-захват называют также $K$-захватом. Электрон может поглощаться и из $L$ — или $M$-слоя и т. д., но эти процессы значительпо менее вероятны. Электропный захват пмеет особенно существснное значение в случае тяжелых ядер, у которых $K$-слої расположен близко к ядру. Можно сказать, что в этом случае у электрона $K$-слоя имеется конечная вероятность паходиться внутри ядра. Электронный захват всегда сопровождается рентгеновским излучением. Допустим, например, что был захвачен электроп из $K$-слоя. На освободившееся место в $K$-слое переходит электрон из $L$-слоя. На освободившееся место в $L$-слое в свою очередь переходит электроп из $M$-слоя и т. д. В результате возбуждается весь спектр характернстического рептеновского излучения атома. По наблюдению такого споптанного характеристического излучения и было открыто явление $e$-захвата.
2. Сформулируем условие энергетической возможности всех перечисленных процессов. В случае $\beta^{-}$-распада в конечном состоянии получается ядро, әлектроп и, возможно, какая-то одна или несколько неизвестных частиц, которые при обычных условиях опыта ускользают от наблюдения. Но эти неизвестные частицы, если они действительно существуют, упосят определенпую энергию. Поэтому для возможности $\beta^{-}$-распада энергия (масса) начального ядра во всяком случае должна превосходить сумм энергий (масс) конечного ядра и электрона:
\[
M(Z, A)>M(Z+1, A)+m_{\mathrm{e}},
\]

где $M$ означает массу ядра. Одпажо в таблицах всегда прпводятся не массы ядер $M$, а массы атомов $M_{\text {ат }}$. Поэтому целесообразно выразить условие (74.1) через $M_{\text {ат }}$. Для этого к обеим частям неравенства (74.1) прибавпм массу $Z$ электронов $Z m_{\mathrm{e}}$. Тогда получим
\[
M_{\text {aт }}(Z, A)>M_{\text {aт }}(Z+1, A) \quad\left(\beta^{—}\right. \text {-распад). }
\]

Здесь мы пренебрегли различием энергий связи электронов в атомах. Это различие находится за пределами точности самых прецизионных измерений. Смысл условия (74.1а) легко также уяснить из следующих соображений. Электронный $\beta^{-}$-распап есть процесс, происходящий внутри атома. Одип из нейтронов ядра превращается в протон с рождением электрона. Электроп захватывается электронной оболочкой, а заряд ядра возрастает на единиду. В конечном состоянии возникает атом с зарядовым числом $Z+1$. Этот внутренний процесс может идти самопроизвольно только с уменьшением массы атома, что и выражает условие $(74.1 \mathrm{a})$.
Аналогично, для $\beta^{+}$-распада
\[
M(Z, A)>M(Z-1, A)+m_{\mathrm{e}},
\]

так как масса позитрона равна массе электрона. После прибавдения $Z m_{0}$ к обеим частям неравенства получается
\[
M_{\text {ат }}(Z, A)>M_{\text {ат }}(Z-1, A)+2 m_{\mathrm{e}} \quad\left(\beta^{+}-\text {распад }\right) .
\]

Позитронный $\beta^{+}$-распад есть также процесс, пропсходящий впутри ядра атома. В результате этого процесса один из протонов ядра превращается в нейтрон с рождением позитрона. Освобождается, кроме того, один электрон из электронной оболочки атома. В результате возникаст система, состоящая пз атома с числом электронов $Z-1$, освободившихся электрона и позитрона (общей массої $2 m_{e}$ ). Условпе (74.2a) и выражает, что для возможности $\beta^{+}$-распада необходимо, чтобы масса атома в начальном состояши превосходила суммарную массу образовавшейся системы.

Наконец, в случае $e$-захвата в начальном состоянии имеются ядро $(Z, A)$ и электрон, а в конечном — ядро $(Z-1, A)$ без электропа. Поэтому энергетическое условие $e$-захвата записывается в виде
\[
M(Z, A)+m_{\mathrm{e}}>M(Z-1, A),
\]

пли после прибавления к обеим частям неравенства по $Z m_{\text {в }}$
\[
M_{\text {ат }}(Z, A)>M_{\text {ат }}(Z-1, A) \quad(e-\text {-зхват }) .
\]

Это условие также непосредственно очевидно, так как в пачальпом состоянии имеется атом $(Z, A)$, а в результате $e$-захвата в конечном состоянии возникает только атом $(Z-1, A)$ и большо ничего, что обычпо доступпо паблюдению.
3. Для некоторых ядер могут одновременпо выполняться условля (74.1) и (74.2). Из второго из них следует, что будет выполпяться и условие (74.3). В таком случае ядро $(Z, A)$ может пспытывать все три вида $\beta$-превращений. Например, ядра ${ }_{2 !}^{64} \mathrm{Cı}$ в $40 \%$ случаев пспускают электроны, в $20 \%$ — позитропы, а в $40 \%$ пспытывают $е$-захват.

Позитронпый $\beta$-распад и электронный захват в случае псхогвых ядер одного и того же сорта приводят к одипаковым окончательным состояниям. Поэтому эти два процесса часто идут одновремегно, конкурпруя друг с другом. Как уже выясвено, условие (74.2а) позитронного распада вытекает из условия (74.3a) электроного захвата. Поэтому принято говорить, что әлектронный захват энергетически более выгодеп, чем позитронный $\beta$-распад. В частпости, если
\[
M_{\text {ат }}(Z-1, A)<M_{\text {aт }}(Z, A)<M_{\text {aт }}(Z-1, A)+2 m_{\text {e }},
\]

шли
\[
0<\left[M_{\text {ar }}(Z, A)-M_{\text {aт }}(Z-1, A)\right]<2 m_{e},
\]

то әлектронный захват разрешен, а позитронщый $\beta$-распад запрещен. Примером может служить ядро бериллия ${ }_{4}^{7} \mathrm{Be}$. В этом случае $Z=4, A=7$. По таблицам находим $M_{\text {ат }}(4,7)-M_{\text {ат }}(3,7)=$ $=0,8616 \mathrm{MэB}$, тогда как $2 m_{\mathrm{e}}=1,022 \mathrm{MəB}$. Поэтому электронный захват наблюдается, а позитронный $\beta$-распад невозможен.

Если энергетитески возможны оба конкурирующих процесса — $\beta^{+}$-распад и $e$-захват, — то для легких и средних ядер обычно преобладает позитронный распад, который часто практически полностью подавляет $e$-захват. Это связано с тем, что при электронном захвате вероятность обнаружения электрона даже из $K$-слоя в объеме, занятом ядром, исчезающе мала по сравнению с вероятностью обнаружения его вне ядра. Отношение этих вероятностей порядка $\left(R / r_{0}\right)^{3}$, где $R$ — радиус ядра $\left(10^{-12}-10^{-13} \mathrm{cм}\right)$, а $r_{0}$ — радиус $K$-слоя $\left(10^{-8}-10^{-10} \mathrm{~cm}\right)$, так что указанное отношение меняется в пределах $10^{-15}-10^{-6}$. При переходе к тяжелым ядрам $R$ увеличивается, а $r_{0}$ уменьшается. Оба эти обстоятельства ведут к увеличению $\left(R / r_{0}\right)^{3}$. Поэтому для тяжелых ядер, перегруженных протонами, обычно основным $\beta$-процессом является электронный захват. Отметим попутно, что в мезоатомах, где электрон замещен отрицательным мюоном, масса которого шримерно в 207 раз больше массы электрона (а следовательно, $r_{0}$ во столько же раз меньше), отношение $\left(R / r_{0}\right)^{3}$ возрастает на семь порядков. Поэтому в этом случае вероятность $K$-захвата (мюона) увеличивается примерно па семь порядков, и в тяжелых ядрах әтот процесс становится более вероятшым, чем распад мюона, среднее время жизни которого $2,2 \cdot 10^{-6}$ c.
4. Масса нейтрона $m_{\mathrm{n}}=939,5731 \mathrm{MэВ}$ несколько больше массы протона $m_{\mathrm{p}}=938,2796$ МэВ. Разница масс составляет 1,2935 МәВ. Поэтому энергетически возможно самопроизвольне превращение свободного нейтрона в протон. Такое превращение действительно наблюдается — среднее время жизни свободного пейтрона составляет около 15,3 мин, а период нолураспада 10,6 мин. Самопроизвольное превращение свободного протона в нейтров энергетически невозможно. Но превращение протопов в нейтроны возможно и действительно идет внутри атомных ядер — именно в этом состоит само явление позитронного $\beta$-распада. Недостаток энергии протона пополняется за счет әнергин атомного ядра.

Альфа-распад наблюдается только у самых тяжелых ядер и пекоторых ядер редкоземельных элементов. Напротив, $\beta$-активные ядра гораздо более многочисленны. Для каждого $Z$ (по крайпей мере для надежно исследованных $Z<100$ ) без исключения существуют нестабильные изотопы, обладающие $\beta^{ \pm}$-активностью. Эпергия, выделяющаяся в продессе $\beta$-распада, лежит в пределах от $0,0186 \mathrm{MəB}\left({ }_{1}^{3} \mathrm{H} \rightarrow{ }_{2}^{3} \mathrm{He}\right)$ до $16,6 \mathrm{MəB}\left({ }_{7}^{12} \mathrm{~N} \rightarrow{ }_{6}^{12} \mathrm{C}\right)$. Период полураспада $\beta$-активных ядер меняется от $10^{-2}$ с (для ${ }_{4}^{12} \mathrm{Be}$ ) до $4 \cdot 10^{12}$ лет (для ${ }_{75}^{187} \mathrm{Re}$ ).

Простейшим примером әлектронного $\beta$-распада (после $\beta$-распада нейтрона) является распад трития:
\[
{ }_{1}^{3} \mathrm{II} \frac{\beta^{-}}{12 \text { лет }} \rightarrow{ }_{2}^{3} \mathrm{He} .
\]

Примером позптронного $\beta$-распада может служить распад ядра ${ }_{6}^{11} \mathrm{C}$ :
\[
{ }_{6}^{11} \mathrm{C} \frac{\beta^{+}}{20,4 \text { мин }} \rightarrow{ }_{5}^{11} \mathrm{~B} .
\]

Наконец, в качестве примера радиоактивных ядер, испытывающих $K$-захват, приведем легкий изотоп берилия ${ }_{4}^{7} \mathrm{Be}_{3}$ который после $K$-захвата превращается в изотоп лития ${ }_{3}^{7} \mathrm{Li}$ :
\[
{ }_{4}^{7} \mathrm{Be} \rightarrow \frac{\mathrm{K}}{53,6 \text { дня }} \rightarrow{ }_{3}^{7} \mathrm{Li} .
\]
‘(Во всех приведенных примерах время означает период полураспада.)
5. При $\beta$-распаде ядро превращается в соседний с ним изобар, т. е. меняется зарядовое число $Z$, но массовое число $A$ остастся непзменным. Применим к этому процессу полуэмпирическую формулу Вейцзеккера (64.6). Для исследования зависимости эпергии ядра ( $-\mathscr{E}_{\text {св }}$ ) от $Z$ в этой формуле следует положить $A=$ const. Тогда пайдем формулу вида
\[
-\mathscr{E}_{\text {св }}=a Z^{2}+b Z+c
\]

где $a, b, c$ — постоянные. Графиком функции $-\mathscr{E}_{\text {св }}=-\mathscr{E}_{\text {св }}(Z)$ будет парабола, причем, разумеется, аргумент $Z$ может принимать только целочисленные зпачения. Даже получатся целых три параболы, сдвинутые одна отпосительно другой вверх и впиз. Ниже всех лежит парабола для четно-четных ядер ( $Z$ четное, $N$ четное), выше всех — для нечетно-нечетных ядер ( $Z$ нечетное, $N$ нечетное), а посередине между ними — парабола для нечетных $A$.

Рассмотрим сначала случай нечетных $A$. Тогда функция — $\mathscr{E}_{\text {св }}(Z)$ однозначна. Возможные значения $Z$ при заданном $A$ изображены кружками па рис. 130. Однако не все ядра, соответствуюцие этим значениям, стабильны. Стабильным ядрам соответствует минимум энергии — $\mathscr{E}_{\text {св }}$. Поэтому ядра $1,2,3, \ldots$ будут испытывать последовательные $\beta$-превращения с испусканием электронов и с повышением зарядового числа $Z$ на единицу. Ядра же $8,7,6, \ldots$, испустив нозитрон или испытав $е$-захват, будут в свою очередь уменьпать зарядовое число на единицу Одно из оставшихся двух ядер, у которого энергия больше, так же испытает $\beta$-превращение. В результате останется, вообща говоря, только одно стабильное ядро. Поэтому при нечетпом $A$, как правило, может существовать только один изобар. Но возможны и исключення из этого правила. Это будет тогда, когда в результате $\beta$-превращениї возникнут два ядра 4 и 5 с одіпаковыми значениями энергии — два стабильных изобара. Зарядовые числа этих пзобаров должны отличаться на единшц. Известны всего три такіх изобарных пары: ${ }_{48}^{113} \mathrm{Cd}$ и ${ }_{49}^{113} \mathrm{In},{ }_{4}^{115} \mathrm{In}$ и ${ }_{50}^{115} \mathrm{Sn}$, а также ${ }_{75}^{187} \mathrm{Re}$ и ${ }_{76}^{187} \mathrm{Os}$.

В случае четпых $A$ функция $-\mathscr{E}_{\text {св }}(Z)$ двузначна и представляется двумя параболами. Нижней параболе соответствуют четные, верхнеї — нечетные зпачения $Z$. Здесь также путем соответствующих $\beta$-превращений осуществляется переход ядра в
Puc. 131
Рис. 132
энергетически более низкие состояния. На рис. 131 оп завершается двумя изобарами 3 и 4 , лежащими на нижней параболе, т. е. имеющими тетные значения $Z$. В подобпых случаях массовому числу $A$ соответствуют два изобара, зарядовые числа которых отличаются на два. Переход одного из этих изобар в другой, более устоїчивый, может быть осуществлеп путем одновремепного испускаши либо двух әлектронов, либо двух позитронов. Но такой двойной $\beta$-распад хотя в принципе и возможен, по крайне мало вероятен. Рис. 132 соответствует случаю, когда процессы $\beta$-распада заканчиваются тремя стабильпыми изобарамп 2,4 и 6 . Все ои также лежат на нижней параболе, причем зарядовые числа $Z$ соседних пзобаров отличаются на 2. Превращения каждого пз изобаров в соседний, энергетически более устойчивый, могли бы осуществляться путем двойного $\beta$-распада, а поэтому они не наблюдаются.

Таким образом, в случае четного $A$ могут существовать два и даже три стабильных изобара. Разумеется, может существовать и только одип стабильный изобар. Такое положение имеет место, в особенности для легких ядер. Наиболее легкой при четных $A$ является стабильпая изобарная пара ${ }_{18}^{40} \mathrm{Ar}$ и ${ }_{20}^{40} \mathrm{Ca}$.

Особо следует отметить случай, изображеншый на рис. 133. Здесь четно-четные ядра 1 и 3 , лежащие на нижпей параболе, энергетически менее устойчивы, чем нететно-нететное ядро $2_{r}$ лежащее на верхпей параболе. Ядро 1 испытывает электронныї, а ядро 3 — позитронный $\beta$-распад, и в обоих случаях возникает ядро 2. Этим можно объяснить существование всех печетно-нечетных (с четными A) стабильных ядер: ${ }_{1}^{2} \mathrm{H},{ }_{3}^{6} \mathrm{Li},{ }_{5}^{10} \mathrm{~B}$ и ${ }_{7}^{14} \mathrm{~N}$, о которых уже говорилось выше (см. §64).
6. Энергии $\alpha$ — и $\beta$-частиц, испускаемых радиоактивными вецествами, поскольку әти частицы заряжешы, можно измерить методом отклонения их в электромагнитных полях. Такие измерения показали, что каждое радиоактивное вещество испускает $\alpha$-частицы вполне определенной энергии, присущей только этому ве-
Рис. 133
цеству. Этот результат вполне естествен. Ядро перед испусканием $\alpha$-частицы паходится в певозбуліценном квантовом состоянии с определенной энергией. После испускапия получаются $\alpha$-частица и дочернее ядро также в невозбужденном состоянии с определеншой энергией. Разность этих энергий поэтому также имеет вполне определенное значепие и проявляется в виде кинетической энергии дочернего ядра и $\alpha$-частицы. А так как масса последией очепь мала по сравнению с массой ядра, то практически вся кинетитеская энергия уносптся $\alpha$-частицей. Наличие тонкой структуры в $\alpha$-спектрах мпогих $\alpha$-активных ядер пичего не меняет прицципиально, так как оно свизапо с тем, что при распаде или материнское ядро, или дочернее ядро оказываются в определенном возбужденном состояии. Все это можно рассматривать как экспериментальное доказательство, что состояния материнского и дочернего ядер квантованны, а потому вполне определенны.

Совсем иной результат получается при пспускании $\beta$-частид. Радиоактивные атомы одного и того же сорта испускают электроны самых различных әнергий, начиная от нуля и кончая пежоторым предельным значением, характерным для рассматриваемого $\beta$-излучателя. Это предельное значение называется верхней границей $\beta$-спектра. Для примера на рис. 134 приведен $\beta$-спектр,上озникающий при распаде ${ }_{83}^{210} \mathrm{Bi}$. Казалось бы, тто и к $\beta$-распаду прпменимо рассуждепие, приведепное пами лля $\alpha$-распада. В самом деле, пусть ядро $A$ получилось, в результате $\alpha$-распада п, следовательно, на основании сказанного выне находится во вполне определенном энергетическом состояпии. Пусть затем опо пспустило $\beta$-частицу и превратилось в ядро В. Допустим, далее, что получившееся ядро В опять $\alpha$-радиоактивно. Тогда оно также будет находиться в определенпом энергетическом состоянии. Но ядро $\mathrm{B}$ получается из $A$ путем $\beta$-распада. Поэтому естественным представляется заключешие, что $\beta$-частицы должны получать,ся вполие опрелеленной энергии, а их энергетический спектр в действительности оказывается сплошным, как это было устапон-
Рис. 134 лено Чедвиком уже в 1914 г. Получилось противоречие, готорое требовало разъяспения.
7. Существование верхией грапицы $\beta$-спектра дало повод пеsоторым ученым высказать предположение, что в момепт испускаипя все $\beta$-частицы получают одипаковые эпергии, соответствуюцие границе $\beta$-спектра. Однако па пути к детектору пе все опи сохраняют эту энергию, а по-разпому растрачивают ее па излугение. Другие предполагали, что $\beta$-пзлучение всегда сопровождается $\gamma$-излутением, так тто энергия определепным образом распределяется между $\beta$ — и $\gamma$-лучами. Правдоподобность последнего предполонения, казалось, подтверждалась тем, что $\beta$-излучение часто сопровождается $\gamma$-излучением, тогда как при $\alpha$-распаде $\gamma$-лучи наблюдаются реже. При справедливости любого из этих предположений полная энергия, освобождающаяся при $\beta$-распаде ядра, должна быть строго определенной, поскольку одиозначно определены эшергетические состояния материнского и дотерпего ядер. Этот вывод допускает экспериментальпю проверку.

Эллис (1895-1980) и Вустер (р. 1903) поставили соответствующий опыт \& 1927 г. Они окружали $\beta$-излучатель ( $\left.{ }_{83}^{210} \mathrm{Bi}\right)$ свицдовой оболочкой такой толщины, что она полностью поглоцала әлектроны, а также рентгеновское и $\gamma$-излучение, исходившие от $\beta$-излучателя. По нагреванио свинцовой оболочки из-за $\beta$-распада радиоактивного препарата и по числу распадов за определенное время можно было определить среднюю полную энергию, приходящуюся на одии акт распада. Правда, калориметрические опыты очень трудны ввиду незначительности нагреванпя свинцовой оболочки. Эту трудность экспериментаторы преодолели, изготовив два совершенно одинаковых свинцовых калориметра, в один из которых помещался радпоактивный излучатель, а другої оставался пустым. По разности температур калорпметров можно было с достаточной точпостью измерить искомую величніу. Оказалось, тто полная энергия, приходящаяся в среднем на одии акт $\beta$-распада, составляет $0,35 \mathrm{MaB}$. С другой сторопы, максимальная әнергия $\beta$-частиц (верхняя граница $\beta$-спектра). для ${ }_{\$ 3}^{210} \mathrm{Bi}$ составляет $1,05 \mathrm{M}$, т. е. в три раза больше среднего зиачепия, пайдешпого калорпметрически. Зпая же полный $\beta$ спектр рассматриваемого излучателя, можно было вычислпть средию эиергию, упосимую одним электропом при $\beta$-распаде. Опа оказалась равной $0,39 \mathrm{M}$. Это знатение в пределах погрешностейі измерепиї хорошо согласуется с величиной, найденної калориметрически. Отсюда следует, что никакой дополнительной әпергии, о которой говорилось выше в обоих предположепиях, ири $\beta$-расиаде не выделяется. Оба предположения должны быть отвергнуты.
8. Не останавливаясь более на истории вопроса, приведем сразу решение его. предлоненное Паули в 1930 г. Паули выдвинул гиотезу, позднео доказапную әкспериментально, согласно которой при $\beta$-раснаде наряду с электропом вылетает еще какаято неизвестиая пейтральная частица, не регистрируемая в калориметре. Благодаря этому закон сохрапспия энергии соблюдается и прп $\beta$-распаде. В редких случаях вся освобождающаяся эпергия уносится электроном. Такая энергия соответствует верхиё̈ грапице электронного $\beta$-спектра. Подтверждением этого может служить опытный факт, что указаниая граница совпадает с разностью энергий материиского и дочериего ядер. В других редких случаях вся әнергия уносится гипотетитеской частицей. Но чаще всего энергия уносится и этой частицей, и электроном. Распределепие энергии между ними носит случайпый характер, чем и объясняется форма $\beta$-спектра.

Чтобы согласовать свою гипотезу с результатами опытов Эллиса и Вустера, Паули шредположил, что гипотетическая частица очень слабо взапмодействует с вецеством. Она не понизует атомы среды, с которыми сталкивается, и поэтому свободно проходит через свиповую оболочку п не улавливается последией, как это и было в опытах Эллиса и Вустера. Это заставило предноложить, что частица Паули не обладает электрическим зарядом, так как заряженпая частида с энергией порядка миллиона электронвольт не могла бы пройти через толстый слой свинда. Гипотеза Паули появилась еще до открытия нейтропа. Ферми назвал эту незаряженную гипотетическую частиду нейтрино (что в переводе с птальянского ознатает уменьшительное «нейтрончик»). Масса пейтрино, если таковая имеется у этой частицы, должна быть во всяком случае меньше массы әлектрона. Это видно уже из того, что при $\beta$-распаде, когда должен соблюдаться и закон сохранения импульса, электроны уносят меньше половины освобождающейсл эпергии. Нейтрипо не может быть пейтроном, таг как в противном случас при пспускапии нейтрино заметно пзмешялась бы масса ядра, а это при $\beta$-распаде не наблюдается. Кроме того, если бы нейтрино и нейтрон были одной и той же частицеӥ, то опа обпаружилась бы при столкновепии с другими атомными ядрами.

Поскольку нейтрино не иопизует атомы, магнитный момент этой тастицы также должен равняться нулю (или, во всяком с.тутае, быть весьма малым). Сппн нейтрино должен быть полуцсльм. Действительно, характер спина ядра (пелый или полуделый) целиком определяется значением массового числа $A$ (см. § 68). При $\beta$-распаде $A$ не меняется, а потому не должеп меняться и характер спина ядра. Но вылетающий электрон (позитрон) уносит спин, равный $1 / 2$. Поэтому спип другой частицы — нейтрино,- во всяком случае, должен быть полуделым. Теоретические расчеты энергетического спектра электронов (позитронов), рождающихся при $\beta$-распаде, вышолненные ири разных предшоложениях относительно спина нейтрино, показали, что спип этой частицы равен $1 / 2$.
9. На основе гипотезы Паули в 1933 г. Ферми построил количественную теорию $\beta$-распада. Подробное изложение ее далеко выходит за рамки этой кинги; ограпитимся общими замечаниями. Основная идея Ферми состоит в том, тто $\beta$-частицы и нейтрино не существуют в атомпых ядрах, а рождаются в них в процессе $\beta$-распада, подобно тому как фотон не является составной тастью атома, а появляется в процессе лучеиспускапия. Ферми потребовалось ввести гинотезу о существовашип особого типа лороткодействующих сил, которые и вызывают в ядре процессы превращения нейтропа в протон или протопа в нейтроп с пспускапием $\beta$-частиц и нейтрио в обоих случаях. Соответствующие силы пазываются слабыми силами, а взаимодействия, осуществлломые под их действием,— слабыми взаимодействиями. Чтобы составить представление о величине слабых взаимодействиї, укажем, что теоретические соображения и последующие опытные пзмерения показали, что средняя длина свободного пробега неїтрино с энергией $1 \mathrm{M}_{э}$ в воде $^{21}$ равна примерно $10^{21}$ световых лет). Это намного превышает лишейные размеры звезд, т. е. дли́ны порядка $10^{13}$ см. Такие нейтрино свободно пропизывают Солице, а тем более земной шар. С уменьшением әшергии нейтрино их пропиающая способность становится еще меньше. Радпус действия слабых взаимодействий не превышает $10^{-15} \mathrm{cм}$.
10. Для полноты заметим, что постулированная Паули частица, появляющаяся при $\beta^{-}$-распаде вместе с электроном, позднее стала называться электронным антинейтрино $\left(\bar{v}_{e}\right)$, а частица, появляющаяся прл $\beta^{+}$-распаде вместе с позитроном,-электрониыл нейтрино ( $v_{e}$ ). Конечно, деление на тастицы и античастицы условно. Что называть частицей и тто античастицей — это вопрос соглашения, но условиться об этом пеобходимо. В соответствии с принятым соглашением продессы $\beta^{-}$- и $\beta^{+}$-распадов пишутся в виде
\[
\begin{array}{l}
n \rightarrow p+e^{-}+\bar{v}_{e}, \\
p \rightarrow n+e^{+}+v_{e} .
\end{array}
\]

Дело в том, что в дальиейнем были открыты другие типы пейтршио ч антинсӥтрино: мюониые нейтрнио $\left(v_{n}\right)$ пт антинейтрио $\left(\bar{v}_{\mu}\right)$, таониые пейтрино $\left(v_{\mathrm{r}}\right)$ п антинейтрино $\left(\bar{v}_{t}\right)$. Этп частшңы появнются в пропессах взанмде ӥствия совместио с другими частицами: моонами п $\tau^{ \pm}$-лентонами (масса $\tau$-лентона $m_{\tau t}=$ $=1,78$ ГэВ, среднее время жизни норядка $\left.3 \cdot 10^{-13} \mathrm{c}\right)$. ющих в сильных взаимодействих, т. е. участвующи в плектромагпитном, слабом и гравитациониом взаимодействиях. Нейтрино и антинеїтрино сверх того не участвуют и в әлектромагитиом взапмоденістви (если масса пейтрино отлична от нуля, то нө пскипено наличе у пейтипо магитного момента, пе превнmaюmero $10^{-10} \mu_{n}$ ). Все лентоны имеют спин $1 / 2$, т. е. являютея ферминами. If лептонам относятся элентрон, мюоп, тяжелый щие пм аптичастицы.

Мюопиые пейтрино и аптиеӥтрипо появляются ири распаде заряжених понов одновременио с моонами. Пионами (старов название $\pi$-лезоиы) пазывают семейство из трех нестабилыих элементариых частиц — двух заряжених ( $\pi^{+}$п $\left.\pi^{-}\right)$и одной незаряженпої $\left(\pi^{0}\right)$. Времена дизип обенх заряжениы тастид равны $2,6 \cdot 10^{-8} \mathrm{c}$, масса $m_{s t}=273 n_{6}$, а дия пейтральною пнона соответственио $0,83 \cdot 10^{-16} \mathrm{c}, \quad m_{x^{0}}=262 m_{\mathrm{e}}$. Пионы относятся к классу мезонов, который в свою отередь относится к обпирной труппе аөронов, т. е. частид, участвующих в сильнх ваимодейстиях. Пиоиы — папболее легкие адропы. Интересующие нас процессы распада заряженных пионов записываются следующим образом:
\[
\begin{array}{l}
\pi^{-} \rightarrow \mu^{-}+\bar{v}_{\mu}, \\
\pi^{+} \rightarrow \mu^{+}+v_{\mu} .
\end{array}
\]

Что әлектронные и мюонные нейтриво (а также пх античастици) пе тождественны — это доказано әкспериментально. Поэтому заменять $v_{\mathrm{e}}$ и $\bar{v}_{\text {е }}$ соответствено на $v_{\text {и }}$ и $\bar{v}_{\text {и }}$ и обратно нельзя. Так, папример, процессы
\[
\begin{array}{c}
\mathrm{n}
rightarrow \mathrm{p}+\mathrm{e}^{-}+\bar{v}_{\mu}, \quad \mathrm{p}
rightarrow \mathrm{n}+\mathrm{e}^{+}+v_{\mu}, \\
\pi^{-}
rightarrow \mu^{-}+\bar{v}_{\mathrm{e}}, \quad \pi^{+}
rightarrow \mu^{+}+v_{\mathrm{e}},
\end{array}
\]

получаюшиеся из (74.4)-(74.7) путем такой замены, не пдут, что доказано и экспериментально. Поэтому они и снабжены перечеркнутої стрелкой. Доказано также, что $v_{\text {е }}$ и $v_{\mu}$ не тождественны со своими античастицами $\bar{v}_{\theta}$ п $\bar{v}_{\mu}$. Существование $v_{\tau}$ и $\bar{v}_{\tau}$ прямыми эксшеримептами пока не доказано, но подтверждается теоретическими соображениями и косвенными эксперименталыиыми дапными.

Каждый лептоп характеризуется определепным кваптовым числом, называемым лептонным зарядом или лептонным ислом. Следует различать олектронный (для $\mathrm{e}^{-}, \mathrm{e}^{+}, v_{\mathrm{e}}, \bar{v}_{\mathrm{e}}$ ), мюонный (для $\mu^{-}, \mu^{+}, v_{\mu}, \bar{v}_{\mu}$ ) и таонный (для $\tau^{-}, \tau^{+}, v_{\tau}, \bar{v}_{\tau}$ ) лептонные заряды, обозначаемые соответственіо через $L_{\mathrm{e}}, L_{\mu}, L_{\tau}$. Это существенно различные величины, хотя им условно и приписываютел одинаковые чпсловые значепия. Условились для всех отрицательшо заряженных частиц ( $e^{-}, \mu^{-}, \tau^{-}$) считать лептонные заряды равнымп +1. Лептоные зариды всех остальных частиц иаходнтся из эксперимептально установленного факта, согласно которому в замкнутой системе разность между тислом лептонов II аптилептонов каждого тпа остается постоянной. Для этого надо этому факту придать форму закона сохранения лептонного заpsда. ІІри этом леитонные заряды всех других частиц, за исклютешием лептонов, иринимаются равиыми нулю, так как у этшх частиц свойства, связанпые с существованием лептошного заряда, пе обнаружнанотся. Закон сохраненпя лештошого заряда требует, чтобы все положительно зарижениые лептоны $\left(\mathrm{e}^{+}, \mu^{+}, \tau^{+}\right)$ имели лештонныї заряд -1 . Это видпо из того, что возмониы реакциіт
\[
\mathrm{e}^{-+} \mathrm{e}^{+} \rightarrow 2 \gamma, \quad \mu^{-}+\mu^{+} \rightarrow 2 \gamma, \quad \tau^{-}+\tau^{+} \rightarrow 2 \gamma .
\]

Только тогда суммарный лептопиый заряд в левой тасти бугет равен пулю, а әго пеобхоцимо, так как $\gamma$-квант лептонного заряда пе пмеет. Иа возможности процессов (74.5) и (74.7) следует, что лентонный заряд $v_{\theta}$ п $v_{\mu}$ равеп +1 , а пз возможностп реакциї (74.4) и (74.6) — тто лептонпый заряд $\bar{v}_{\mathrm{e}}$ п $\overline{v_{\mu}}$ равен -1 . Апалогичо, надо прицисать $v_{\mathfrak{r}}$ лептопиый заряд +1 , а $\vec{v}_{\mathfrak{r}}$ — лептошиый заряд -1. Таким образом, лентониые заряды всех отрицательно заряженных лептонов п всех пейтрино равпы +1 , а положительно заряжепих лентонов и всех антинейтрино — 1 .

Примером пролессов, в которых соблюдается закон сохрапения лептоних зарядов $L_{\theta}$ п $L_{\mu}$, могут служить процессы
\[
\mu^{-} \rightarrow \mathrm{e}^{-}+\bar{v}_{\mathrm{e}}+v_{\mu}, \mu^{+} \rightarrow \mathrm{e}^{+}+v_{0}+\vec{v}_{\mu},
\]

которые действительно происходят.
Іродесс (74.4) происходит в ядерных реакторах. Iри делепии ядер освобожядатся нейтропы, после распада которых возникают антинейтрино. Антинейтрино $\vec{v}_{\mathrm{e}}$ образуется в ядерных реакторах также и в процессах распада $\beta^{-}$-активных продуктов реакдии деления, Таким образом, ядерный реактор является источником аптинейтрино. В педрах Солнца происходят термоядерныө реакии, конечным результатом которых является превращения водорода в гелий:
\[
4 \mathrm{p} \rightarrow{ }_{2}^{4} \mathrm{He}+2 \mathrm{e}^{+}+2 v_{\mathrm{e}} .
\]

Закоп сохрашения лептопного заряда требует, чтобы из недр Солица псходпл поток уже иейтрино, а не аптинейтрппо.
11. Для упроденпя теорип $\beta$-распада Ферми построил ее в прелположенип, что масса нейтрино равна нулю. Но это предположение пе является обязательным требованием теории и нө монет считаться доказаншим. Нет шрннципа, заставляющего полагать массу нейтрино равної пулю, тогда каћ в случае фотона такоӥ прищци существует.

Вопрос о массе пейтрино постоянпо обсуждался с момента появлешия гипотезы Паули. Верхний предел для массы электронпого нейтрино (и антинейтрино) был получен из анализа формы электронного спектра $\beta$-распада трития. Оказалось, что верхний шредел для массы электрониоо неїтрино $m_{v_{\mathrm{e}}}<35$ эВ, что примерно в 15000 раз меньше массы электрона. В 1980 г. Е. (D. Третьяков, В. А. Любимов и другие сотрудники Института экенериментальпой и теоретпческой физики опубликовали результаты своих мпоголетних измерешиї массы әлектронного пейтрино. Согласпо этим измерениям масса әлептроного нейтрино хотя и очень мала по сравпению с массой электрона, по все же отлична от пул. (Было пайдешо $14<m_{v_{\mathrm{e}}}<46$ эВ.) Этот результат нө вссми призпается как окончательный. Вопрос о массе электропного нейтрипо остается открытым.

Оценка верхиего предела массы $v_{\mu}$ была полутена в результате псследоващия распадов $\pi$-мезонов. Оказалось, $m_{v_{\mu}}<0,57$ МзВ. Оцеша верхнего предела массы $v_{\tau}$ производилась из рассмотрения распада $\tau^{-} \rightarrow \mathrm{e}^{-}+\bar{v}_{\mathrm{e}}+v_{\tau}$. Оказалось, $m_{v_{\tau}}<250$ МәВ.

Нейтрино играло первостепепиую фупдаментальшую роль в происхождении Вселенной и продолжает играть эту роль и сейчас в ее развитии, чего, разумеется, не мог предполагать Паули и даже Ферми при создании теории $\beta$-распада. Если масса нейтрино отлічна от нуля, то многие теоретитеские представления о продессах с участием нейтрино долнны быть шересмотрены. Роль нейтрино во Вселешиой окажется более значштельной, чем в случае безмассовых нейтрино.

Если бы масса нейтрино была равна пулю, то эта частица нө могла бы находиться в состояніи покоя. Она всегда двигалась бы со скоростью света $c$ относительно любой системы отсчета. Проекция вектора спина этой частицы па направление движения может быть равна либо $+1 / 2$, либо $-1 / 2$. В первом случае условились говорить, что частпи пмеет правую, или положительную, спиральность $\lambda=+1$, во втором — левую, или отрицательную,
спиральность $\lambda=-1$. Понятие спиральности, конечно, имеет определенный смысл только для безмассовых частиц. Только в этом случае тастица имеет определенную спиральность независимо от системы отсчета. Если же масса частицы отлична от нуля, то понятие определенной спиральности лишепо смысла: одна и та же частица имела бы то правую, то левую спиральность, в зависимости от того, в какой системе отсчета рассматривается ее движение. Прямым опытом установлено, что $\bar{v}_{\text {е }}$ имеет спин, паправленный по имшульсу. Поэтому если $m_{v}=0$, то пейтришо будет обладать левой, а антинейтрипо — правой спиральностью.
12. Введенное Ферми слабое взаимодействпе оказалось болео упиверсальным, чем предполагалось в первопатальной теории $\beta$-распада. Оказалось, что слабые взаимодействия с участием нейтрино всех видов проявляются пе только при $\beta$-распаде, по и во многих других процессах, связанных с иревращенпем этементарных частид. Не входя в существо вопроса, ограничимсл замечанием, что представилось возможным устаповить единую природу слабых и электромагнитных сил и создать теоричо единого электрослабого взаимодействия. Согласно этой теори слабые взаимодействия возникают в результате обмена виртуальными тяжелыми частицами со спином, равпым 1: промежуточным бозоном $Z^{0}$, а электромагнитшые взаимодействия — обменом виртуалыными фотонами — безмассовыми частицами также со спґпом, равным 1. Нанрнмер, раснал $n \rightarrow p+e^{-}+\bar{v}_{e}$ происходит следующим образом: нейтрон превранается в протоп и па короткое время иснускает иромежуточный $\mathrm{W}^{-}$-бозон, который распадает’я ватем па әлектроп и аптинейтрнпо $\bar{v}_{\mathrm{e}}$. Теория предсказала п массы $\mathrm{W}^{ \pm}$и $\mathrm{Z}^{0}$-бозонов. Бозоны $\mathrm{W}^{ \pm}$и $\mathrm{Z}^{0}$ былш открыты в 1983 г. Их массы оказались близкими к предсказанным теорией: $M_{W \pm} \approx$ $\approx 80 \Gamma_{
i} \mathrm{B}, M_{Z^{0}} \approx 90$ ГэВ.

Основные представлепия и главные результаты теории $\beta$-распада Ферми сохрапили свое зиачепие и в современных теориях ( при энергиях, значительно меныших $M_{\mathrm{w}}$ ).
13. В заключение этого параграфа остановимся па вопросе об экспериментальном доказательстве существования нейтрино. В дальнейшем имеются в виду только электронные нейтрипо п аптицейтрино. Соответствующие ошыты отень трудно осуществить из-за слабости взаимодействия нейтрино с веществом (см. пупкт 9). Поэтому вначале опыты по обнаружению пейтрино носили косвенный характер. Первый опыт такого рода был поставлен в 1936 г. А. И. Лейпунским (1903-1972), который исследовал реакцию $\beta$-распада ${ }_{6}^{11} \mathrm{C} \rightarrow{ }_{5}^{11} \mathrm{~B}+\mathrm{e}^{+}$. Не останавливаясь на деталях опыта, ограничимся изложением липь его идеи. Если бы пө было нейтрино, то импульсы позитрона $e^{+}$и ядра отдачи ${ }_{5}^{11} \mathrm{~B}$

были бы равшы шо модулю, но противоноложны по знаку. Поскольку обе частицы заряжены, их импульсы можно измерить п таким образом сравнить энергетические спектры ядра ${ }_{5}^{11} \mathrm{~B}$ п позитрона. С другой стороны, можно было бы и непосредственно измерить распределение по энергии ядер отдачи ${ }_{5}^{11} \mathrm{~B}$. Это распределение оказалось не соответствуюцим безнейтринной схеме расчета, хотя количественные результаты получить и не удалось.

Более совершенная, по все же косвениая удея опыта прппадлежала А. И. Алихапову $(1904-1970)$ и А. И. Алихапяну (1908-1978), предложившим использовать процесс $К$-захвата электрона ядром ${ }_{4}^{7} \mathrm{Be}$, при котором возникает ядро ${ }_{3}^{7} \mathrm{Li}$. Спин ядра с нечетным $A$ полуцелый. При $K$-захвате $A$ не меняется, а потому не должна меняться и четность спина ядра. С другой стороны, электрон имеет спин $1 / 2$. Поэтому спин яцра после поглощешия элентрона должеп меняться на $1 / 2$, т. е. стать четным. Противоречне устраняется, если предположить, что и при $К$-захвате образуется нейтрино, которое и уносит нечетный спин. IІреимущество схемы опыта, предложеного Алихановым и А.иханьяном, состопт в том, что при $K$-захвате образуются только две частицы: ядро отдачи ${ }_{3}^{7} \mathrm{Li}$ и пейтрино, а потому распределение кинетической энергии между пии определяется однозначпо. Полная ішетическая энергия, выделяющаяся при $K$-захватө ядер ${ }_{4}^{7} \mathrm{Be}$, равна
\[
\mathscr{E}=\left[M_{\text {ат }}\left({ }_{4}^{7} \mathrm{Be}\right)-M_{\text {ат }}\left({ }_{3}^{7} \mathrm{~L}\right)\right] c^{2}=0,864 \mathrm{MoB} .
\]

В силу закона сохранения импульса $\boldsymbol{P}_{\text {яд }}+p_{v}=0$, где $\boldsymbol{P}_{\text {яд }}-$ импульс яцра отдачи, а $p_{v}$ — импульс нейтрино. Ядро отдачи получает кинетическую энергию

Но нейтрино — релятивистская частица, так что ее кинетическая энергия $\mathscr{E}_{v}=c p_{v}$. Опа уносит подавляющую часть эпергип, а потому в шредыдущем соотношенпи с большой точностью можно принять $c p_{v}=\mathscr{E}_{v}=\mathscr{E}$. Таким образом, на долю ядра отдачи ${ }_{3}^{7} \mathrm{Li}$ приходится кинетическая энергия
\[
\mathscr{E}_{\text {нд }}=\mathscr{E}^{2} / 2 M_{\text {нд }} c^{2} .
\]

Кинетпческую эпергию ядра отдачи ${ }_{3}^{7} \mathrm{Li}$ можно измерить непосредственно и сравнить ее с выранением (74.11). К этому и сводится идея опыта. При этом, как показывает формула (74.11), выгодпо использовать легкие ядра. Вот почему в качестве исходного ядра Алиханов п Алиханьян предложили взять наиболее легкое ядро ${ }_{4}^{7} \mathrm{Be}_{2}$ в котором наблюдается $K$-захват.

IІз-за начавшейся войны самими Алихановым ит Алиханьяном опыт поставлен не был. Он был осуществлен только в 1942 г. Алленом (р. 1908) в США и прпвел к положительному результату, т. с. указывал па участие нейтрипо в процессе $K$-захвата. Однако и катественный опыт Леӥпунского и количествепиыї опыт Аллена еще не могут рассматриваться как экспериментальное доказательство существования нейтршо, поскольку в этих опытах еще пе наблюдалось взаимодействие свободного неӥтрино с веществом. Опыт Аллена доказывает только, что в реаљцип $K$-захвата гипотеза пейтрипо согласуется с законами сохранония энергии и пмпульса.
14. Зарегистрировать действие свободных антинеїтрино стало возможыым только после появления мощных ядерных реакторов. Оскотки делепия тяжелых ядер перегружены нейтронами, а потому опи иснытывают $\beta^{-}$-распад. Радиоаттивные продукты $\beta^{—}$-распада в свою очередь подвергаются $\beta^{-}$-распаду, пока этот процесс не закончится образованием стабилыны ядер. В процессе же $\beta$-распада шспускаются антинейтрино. При каждом акте деления пспускаются в среднем 5-6 аптинейтрино. Поэтому я,териые реакторы являются моциыми источниками антинейтрино. Прл мощности реактора около 100 МВт плотность потока аитиеіітрипо за толстой степої, защищающей от пейтронов и $\gamma$-квантов, но легко проницаемой для нейтрино, составляет ирлимерно $10^{19} \mathrm{c}^{-1} \cdot \mathrm{cм}^{-2}$.
Впервье опыт был осуществлен в США Рейнесом (р. 1918) п Коуәном (р. 1919) в 1953 г. п повторен ими в более соверпенном виде в 1954 г. (краткое онисание этого второго опыта и приводится ниже). Им удалось зарегистрировать реакцию обратного $\beta^{-}$-распада
\[
\bar{v}+\mathrm{p} \rightarrow \mathrm{n}+\mathrm{e}^{+} .
\]

Эта реажция возможна, если эшергия аптинейтрино превыпает 1,8 МэВ, так как имепно на тапую величину масPис. 135 са $\left(\mathrm{n}+\mathrm{e}^{+}\right)$больше массы протона $p$.

Схема установи Реїнеса и Коуэна представлена на рис. 135. Она состояла из трех больших ( $1,9 \times 1,3 \times 0,6$ м) баков-детекторов $D_{1}, D_{2}$ и $D_{3}$, наполнених сцинтплирующим водным раствором, объем которого «просматривался» 110 фотоумножптелями. Между детекторами помещались мишени $M_{1}$ и $M_{2}$-два слоя воды (толщиной 7 см каждый), содержащие растворнмю соль кадмия $\mathrm{CdCl}_{2}$, для поглощения нейтронов. Каждыї слої — мишень с двумя соседними баками-детекторами — образовыват пезависимую триаду. Для защиты от нейтронного іл $\gamma$-нзлучения установка была заключена в свннцово-парафнновую оболочку п помещена глубоко под землей. Там она п облучалась потоком антинейтрино от ядерного реактора.

Позитрон, возникающиї в реакции (7’千12) через короткое время порядка $10^{-8} \mathrm{c}$, аннигилировал с электроном с образованием двух $\gamma$-квантов (онергия которых равна энергил аниигитяции), которые регистрировались детекторами $D_{1}$ и $D_{2}$, вктюченпыми в схему совпадениї. Неїтрон, возникающий в тої же реакцип (74.12), замедляется в результате последовательных столкновений с протопами, диффупдирует и в конце концов за время порядка $10^{-6}$ с поглощается кадмием. При этом испуспантея песколько $\gamma$-квантов (с суммарпой эиергией до $10 \mathrm{MюB}$ ), которые также регистрируются детекторами. Сигналы с детекторов нередавались по коаксиальпым кабелям па вход специального электронного устроїства, где они апализировались по высоте и времени сдвига совпадений. Проводилось фотографировапе сигналов с помоцьо трехлутевого осциллографа, каждая из пластин которого была соединена с одии из детекторов. Акт взапмодействия аптишейтрино с веществом (74.12) обнаруживался по появтени в устаповке двух скоррелировапих пмпульсов, сдвинуты по нремени на время замедления п диффузии пейтрона (от 1 до 25 мкс). В процессе длительної (около 1400 т) работы установки детектор регпстрнровал в среднем $2,88 \pm 0,22$ импульса в час. Этому соответствует эффективпое сечение реании (74.12) $\quad \sigma_{\bar{v}} \sim$ $\sim 10^{-43} \mathrm{~cm}^{2}$.

Для повышешия точности полученных результатов авторами ставились многочисленные и разнообразные контрольные опыты, па описани которых мы останавливаться пе будем.

Следует заметить, что в противоположпость реакции (74.12) реакция
\[
v+\mathrm{p}
rightarrow \mathrm{n}+\mathrm{e}^{+}
\]

запрещена, как это показал Дэвис. Это указывает на то, что нейтрино и антинейтрино — действительно разные частицы, отличающиеся одна от другой характером взаимодействия.
15. В порядке краткой информации скажем еще об обнаружении солнечных нейтрино, т. е. нейтрино, исходящих из недр Солнца при термоядерных реакциях. Здесь речь идет именно о нейтрино, а не об антинейтрино, как об этом уже говорнлось в пункте 10. Вопрос этот систематически исследуется Дэвисом с группой сотрудников из Брукхейвенской национальной лаборатории (СІА), а сами опыты производятся в шахте на глубине 1490 м для уменьшепия фона космических лучей (сами измерения, не считая подготовительной работы, длятся уже болео 15 лет). Для регистрадии нейтринного пзлучения от Солшца используется хлор-аргоновый метод, предложенный Б. М. Поптекорво (р. 1913) еце в 1946 г. Детектором служит резервуар, заполнешный 615 т жидкого перхлорэтилена $\left(\mathrm{C}_{2} \mathrm{Cl}_{4}\right)$. В пего препварительно вводится около $1 \mathrm{~cm}^{3}$ неактивного пзотопа аргона ${ }_{18}^{3}$ Ar. Под действием солпечных нейтрино происходпт реагция
\[
{ }_{17}^{3 \pi} \mathrm{Cl}+v_{e} \rightarrow{ }_{18}^{37} \mathrm{Ar}+\mathrm{e}^{-},
\]

в которої образуется изотоп ${ }_{18}^{37} \mathrm{Ar}$. Последниї радиоактивеп и испытывает $K$-захват с периодом полураспада 35 днеї. Накопившийся радиоактивный ${ }_{19}^{37} \mathrm{Ar}$ пзвлекается методом носптеля, в качестве которого применяется неактивий пзотоп аргона ${ }_{18}^{: 36} \mathrm{Ar}$. $\mathrm{B}$ этом методе через объем бака с $\mathrm{C}_{2} \mathrm{Cl}_{4}$ в течение нескольких тасов пропускается гелиї. Последний в виде мелких пузырьков ироходит терез жндкиї $\mathrm{C}_{2} \mathrm{Cl}_{4}$ и «вылавливает» нз него атомы аргона вместе с радиоактивным атомами ${ }_{18}^{37} \mathrm{Ar}$. Затем гелиіс поступает в ловушки, заполнениые активировапным углем п охлаждаемые жидким азотом. Аргоп копденсируется и адсорбируется углем, а гелий свободно проходит через ловушки. Повторив такую операцию нескольк раз, ловушки отделяют, соеднияют с-детентором и пагревают. Уголь выделяет адсорбірованый аргоп и последпий поступает в пропорциональшй счетчик. Зная количество аргопа, добавлепного $\mathrm{K}_{2} \mathrm{C}_{2} \mathrm{Cl}_{4}$ и поступившего в счетчик, а также тисло актов, зарегистрировапных счетчиком, монно получить п полшое количество радиоактивных атомов ${ }_{18}^{37} \Lambda \mathrm{r}$, образовавшихся в $\mathrm{C}_{2} \mathrm{Cl}_{4}$. Было пайдено, что под действнем солиечпых пейтрино в одной тонне $\mathrm{C}_{2} \mathrm{Cl}_{4}$ образуется в среднем 0,330 атомов ${ }_{18}^{87} \mathrm{Ar}$ в год. Это примерно в 3-4 раза меньше теоретических предсказаний, осповапиы па традиционных представлепия о свойствах нейтрино и структуре центральных областей Солпца (см. § 102, пункт 4). Такое расхождение получило назвапие «загадки солнечных нейтрино». Мы не будем более останавливаться на этом вопросе, так как его еще нельзя ститать решенным ні теоретитески, ни экспериментально.

Заметим только, что в Приәльбрусье близится к завершению строительство Баксанской нейтринной обсерватории Института ядерных исследований АН СССР. Обсерватория располагается на глубине около 2 км под горой Андырчи. Хлор-аргоновая устаповка по объему будет в пять раз превышать установку Дэвиса. $\mathrm{C}$ помощью реакции превращения хлора в аргон можно зарегистрировать лишь относительно малоинтенсивную часть спектра солнечных нейтрино, обладающих высокими энергиями. Поэтому будет пспользован еще и повый метод, предложепный В. А. Кузьминым, основанный на превращении ${ }_{31}^{73} \mathrm{Ga}$ в ${ }_{32}^{71} \mathrm{Ge}$. Метод позволит регистрировать и осповную часть нейтриного пзлучени Солпца — неїтрино болсе низки эпергий от реакции $\mathrm{p}+\mathrm{p} \rightarrow$ $\rightarrow d+\mathrm{e}^{+}+v_{\mathrm{e}}$, задающей скорость энерговыделения в Солнце.

Можно надеяться, что этп исследовация прояснят «загадку солнечных нейтрино», а также приведут к выяспению вопросов о внутрешнем строени Солнца, что можно сделать только методами «нейтрпнной астрономп»\»