Ненуклонныe метастабильные возбуждения в ядерной материии и e^–-катализ как кварк-кумулятивный механизм инициирования низкоэнергетических ядерно-химических процессов: феноменология

全文:

ВВЕДЕНИЕ

Первые указания на существование в атомных ядрах ненуклонных степеней свободы, которые в настоящее время ассоциируются с кварками, были получены в 1957 году, когда в Дубне, на протонном пучке с энергией 660 МэВ Г. А. Лексиным с сотр. при исследовании упругого рассеяния протонов на дейтронах с большими передачами импульса был зарегистрирован неожиданно большой выход протонов в заднюю полусферу, а группой М. Г. Мещерякова при облучении легких ядер протонами с энергией 675 МэВ – необычно большой выход дейтронов в направлении «вперед» [1–3]. При этом в работе [1] отмечалось, что «вылет быстрых фрагментов из ядер, видимо, можно рассматривать как результат квазиупругих взаимодействий налетающего нуклона с сильно связанной в момент соударения группой нуклонов в ядре». Для объяснения наблюдаемых эффектов в том же, 1957 году Д. И. Блохинцевым [4] была выдвинута гипотеза о существовании в ядре флуктуаций плотности ядерной материи, получивших впоследствии наименование «флуктонов».

В развитие этих представлений А. М. Балдиным [5] была предложена гипотеза о кумулятивной природе образования флуктуаций плотности ядерной материи, согласно которой частицам, образующимся при столкновении релятивистского ядра с мишенью, может передаваться энергия, значительно превосходящая энергию, приходящуюся на один нуклон налетающего ядра, хотя, согласно кинематике, передача такой энергии запрещена законами сохранения энергии и импульса при свободных столкновениях «частица–частица». Такой характер столкновений возможен, если налетающая релятивистская частица (протон, в рассматриваемых примерах) взаимодействует эффективно более, чем с одним нуклоном ядра-мишени, и рассматриваемый эффект представляется как следствие ненуклонных, «партон-кварковых» взаимодействий, реализующихся на больших внутриядерных расстояниях по сравнению с размерами нуклона. Поэтому, согласно [5], изучение такого кварк-кумулятивного эффекта может вносить ясность в вопрос о взаимодействии кварков на больших расстояниях, что очень важно для понимания «кваркового плена». Следует указать, что последующие экспериментальные исследования кумулятивного эффекта, которые были выполнены в Дубне в группе В. С. Ставинского [3], стали основанием для принятия гипотезы Балдина. Поэтому в настоящее время кварк-кумулятивный эффект Балдина в ядерной материи при столкновениях релятивистских ядер с мишенью представляется как результат «недвухчастичного» механизма происходящих столкновений с инициированием ненуклонных метастабильных возбуждений, связанных с «обобществлением» кварков, принадлежащих группе нуклонов. Именно вследствие такого характера столкновений продуцируются аномально высокоэнергетические продукты, энергия которых может значительно выходить за пределы кинематически разрешенной области в импульсном пространстве для двухчастичных «ядро – ядро мишени» столкновений.

Однако результаты исследований в последнее десятилетие т. н. «низкоэнергетических ядерных реакций» (Low Energy Nuclear Reactions – LENR [6–11]) или (другое определение) «ядерно-химических процессов» [12–17], которые охватывают широкий круг ядерных процессов – инициирование a- и b-радиоактивных распадов, процессы ядерного синтеза и трансмутации ядер, инициирование искусственной радиоактивности, дают основания для переосмысливания и расширения такого взгляда на кумулятивные явления в ядерной материи как феномена, связанного только с релятивистскими энергиями сталкивающихся ядер. Действительно, энергия инициирования таких процессов оказывается на 6 порядков меньшей характерных энергий (~ МэВ), которые обычно необходимы для преодоления исходными частицами (протонами, a-частицами, другими ядрами) кулоновских энергетических барьеров и осуществления ядерных процессов при взаимодействии падающих частиц с атомными ядрами исследуемых мишеней. Более того, «низкоэнергетические» ядерные реакции практически не сопровождаются характерными для «нормальных» ядерных превращений ионизирующими излучениями и испусканием нейтронов, что обычно требует использования специальной защиты при проведении исследований. Оба указанных фактора вызывают настороженно-критическое, если выразиться предельно мягко, отношение части специалистов к результатам таких исследований, хотя соответствующие статьи в последние несколько лет публикуются и в высокорейтинговых специальных журналах (см., например, [8, 9, 16]).

Возможные механизмы реализации ядерно-химических процессов с пояснением физических причин проявления указанных аномалий в достаточно общем случае инициирования таких процессов – в условиях низкотемпературной неравновесной плазмы, формируемой при лазерной абляции металлов в водных средах [12–15] и при тлеющем разряде в протий и дейтерий содержащих газовых средах [16, 17], были предложены в указанных работах. Прежде всего, были введены, как оказалось, уже вводимые ранее в ядерную физику А. М. Балдиным [2, 5] представления о возможности образования в ядерной материи ненуклонных метастабильных возбуждений, инициированных взаимодействием с атомами (ионами) низкотемпературной плазмы, правда, не релятивистских частиц (протонов), как у А. М. Балдина, а электронов высоких, но по химическим масштабам, кинетических энергий E_e ~3–5 эВ. Именно такие возбуждающие воздействия на электронные подсистемы атомов (ионов) обусловливают взаимодействие электронов внутренних оболочек соответствующих атомов (ионов) с атомными ядрами.

Полагалось, что если исходное ядро ${}_Z{}^{A}N$ (Z и А – порядковый номер и массовое число ядра N соответственно) не претерпевает К-захват, то взаимодействие инициированного электрона с приповерхностной областью ядра приводит к испусканию нейтрино и образованию векторного W^–-бозона, при взаимодействии которого с u-кварком одного из протонов ядерной материи образуется d-кварк, но нейтрон при этом в ядерной материи не образуется из-за дефицита массы для такого изотопа. Поэтому нуклонная структура ядра M, образующегося при таком процессе:

${}_Z{}^{A}N+e_{he}^{-}\to {}_{Z-1}{}^{A}M_{isu}+v$, (1)

локально нарушена (существуют три «свободных» кварка!), и ядро M оказывается в метастабильном состоянии «внутренней встряски» («inner shake-up» или isu-состояние). Нижний индекс при записи электрона в левой части (1) указывает (high energy) на активируемый характер этой стадии процесса, а нижний индекс в обозначении ядра в правой части соотношения (1) указывает на его метастабильное состояние.

Последующий релаксационный распад такого ядра (эти ядра будем определять как «isu-ядра»):

${}_{Z-1}{}^{A}M_{isu}\to {}_Z{}^{A}N+e^{-}+\tilde{v}$, (2)

как и реакция (1), определяется слабыми ядерными взаимодействиями. По этой причине общий процесс рассматриваемого инициирования ядра и последующего β-распада ядра в isu-состоянии представляет собой неупругое рассеяние электрона на ядре по каналу слабого взаимодействия с испусканием нейтрино-антинейтринной пары. Энергетический порог такого процесса составляет 0.3 эВ [18]. Именно с последней величиной связаны указанные величины E_e кинетической энергии электронов в неравновесной низкотемпературной плазме, достаточные для реализации рассматриваемых в [12–17] ядерно-химических превращений. При повышении кинетической энергии электронов выше указанных значений вероятность инициирования рассматриваемых ядерно-химических процессов уменьшается из-за преимущественных потерь энергии электронов в плазме на процессы ионизации атомов и ионов.

Введение представлений о существовании ненуклонных метастабильных возбуждений в ядерной материи и возможности реализации при этом кварк-кумулятивных механизмов инициирования ядерных процессов является основой для понимания физической сущности ядерно-химических превращений в условиях протий- или дейтерий-содержащей плазмы тлеющего разряда, когда реализуется достаточно мягкий механизм контролируемого воздействия на состояние ядерной материи и ядерные процессы, который может быть определен как «e^–-катализ». В данной статье будет рассмотрено два варианта такого типа каталитических превращений. Первый тип e^–-катализа состоит в непосредственном инициировании кварк-кумуляционных процессов в ядерной материи исходно a- и b-радиоактивных ядер, заряд которых после образования тройки «свободных» кварков уменьшился на единицу. В процессах e^–-катализа 2-го типа активную роль играют простейшие isu-ядра, каковыми являются isu-нейтрон ¹n_isu и isu-динейтрон ²n_isu, которые образуются, согласно (1), при взаимодействии высокоэнергетических электронов с протонами ₁¹H или дейтронами ₁²H соответственно. Поскольку для таких нейтральных ядер какие-либо барьеры при взаимодействии с другими ядрами отсутствуют, то прежде всего, возникает вопрос о характерных временах существования указанных isu-состояний, чтобы понять, насколько ядра ¹n_isu и ²n_isu, образующиеся в низкотемпературной плазме, могут целенаправленно использоваться в ядерной физике.

Для разрешения этого вопроса ранее был поставлен специальный эксперимент, результаты которого [15] позволили понять, насколько isu-состояние ядра ²n_isu может себя проявить в процессе синтеза трития t⁺ при лазерной абляции металлов в тяжелой воде, когда при лазерном воздействии в прилегающей к металлической пластинке области формировалась низкотемпературная неравновесная плазма.

Полагалось, что процесс синтеза трития должен был происходить при взаимодействии ядра трития t⁺ с ядром ²n_isu:

$d^{+}+{}^{2}n_{isu}\to t^{+}+n+Q(3.25 МэВ)$, (3)

где n – нейтрон. При этом наряду с (3) должен был происходить и процесс:

$d^{+}+{}^{2}n_{isu}\to {}_2{}^{3}He+n+e^{-}+\tilde{\nu }+Q(3.27 МэВ)$, (4)

определяемый, как и процесс (3), слабым ядерным взаимодействием.

В работе [15] постулировалась также возможность образования при взаимодействии электронов с ядрами трития t⁺ гипотетического isu-тринейтрона ³n_isu:

$t^{+}+e_{he}^{-}\to {}^{3}n_{isu}+v$. (5)

Масса покоя вводимого нейтрального ядра ³n_isu полагалась равной массе покоя атома трития. Именно через образование ядра ³n_isu должен был идти обнаруженный в работе [15], наряду с процессом синтеза ядер трития, процесс инициированного распада ядер трития в условиях лазерной абляции металлов в водных средах:

$\begin{array}{c}{t}^{+}+e_{he}^{-}\to {}^{3}n_{isu}+\nu \to {}_2{}^{3}He+2e^{-}+\nu +2\tilde{\nu }+\\ +Q(0.019 МэВ).\end{array}$ (6)

Согласно представленным в работе [15] данным, активность трития в тяжелой воде превышала фоновую активность исходной системы на порядок и на три порядка – при подаче катодного смещении на используемые металлы. При этом всю полученную совокупность результатов можно было понять, полагая, что период T_1/2 полураспада как ядер ²n_isu, так и ядер ³n_isu составляет не менее 10 минут. Такие же времена полураспада характерны и для ядер ¹n_isu, как это может следовать из последующих экспериментов [16]. Здесь следует отметить, что приводимая величина периода T_1/2 полураспада ядра ³n_isu оказывается на много порядков меньше, нежели период полураспада ядра трития (T_1/2 = 12.3 года), что указывает на инициирующий характер распада трития в условиях низкотемпературной неравновесной плазмы.

ЭЛЕКТРОННЫЙ ФАКТОР В ИНИЦИИРОВАНИИ РАСПАДА ИСХОДНО РАДИОАКТИВНЫХ ИЗОТОПОВ: e^–-КАТАЛИЗ 1-ГО ТИПА

Более всесторонне процесс распада радиоактивных изотопов был рассмотрен в [12, 14, 19]. Полагалось, что образование в процессе (1) метастабильных isu-состояний в ядерной материи приводило к нарушению общей устойчивости ядра ${}_{Z-1}{}^{A}M_{isu}$, определяемой радиальной компонентой тензора давления, которое формируется нулевыми колебаниями ЕМ-вакуума [20] и связывается с изменением граничных условий для компонентов вектора напряженности электрического поля ЕМ вакуума на поверхности этого ядра. В качестве показателя неустойчивости образующегося ядра ${}_{Z-1}{}^{A}M_{isu}$, определяющего последующую скорость его радиоактивного распада с испусканием дочерних продуктов, рассматривалась абсолютная величина дефицита структурной энергии $\Delta Q_{NM}^A$ ($\Delta Q_{NM}^A$ < 0) этого ядра, которой не хватает до формирования базового состояния ядерной материи в ядре ${}_{Z-1}{}^{A}M$, так что $\Delta Q_{NM}^A=(m_{{}_{Z-1}{}^{A}M_{isu}}-m_{{}_{Z-1}{}^{A}M})c^2$. При этом за массу ядра ${}_{Z-1}{}^{A}M_{isu}$ принимается $m_{{}_{Z-1}{}^{A}M_{isu}}=m_{{}_Z{}^{A}N}+m_e$, где $m_{{}_Z{}^{A}N}$ – масса ядра ${}_Z{}^{A}N$ и m_e – масса покоя электрона.

Последнее заключение было сделано на основе результатов работы [12] по инициированию радиоактивного распада изотопа ${}_{92}{}^{238}\mathrm{U}$ при лазерной абляции металлических образцов разной природы в водном растворе уранил-хлорида, когда в прилегающей к поверхности металла паровой среде формируется низкотемпературная неравновесная плазма. При этом полагалось, что воздействия высокоэнергетических по химическим масштабам электронов (E_e ~3–5 эВ [21]) такой плазмы на электронную подсистему атомов ${}_{92}{}^{238}\mathrm{U}$ обусловливают колебания подсистемы электронов, которая, в соответствии с [20] рассматривается как единая система «повязанных» («запутанных») электронов, формирующаяся при казимировской поляризации электронами ЕМ вакуума. Именно такие вынужденные колебания единой электронной подсистемы атома ${}_{92}{}^{238}\mathrm{U}$ инициируют взаимодействие этой подсистемы с атомным ядром, приводящие к процессу (1) с образованием неустойчивого ядра «isu-протоактиния» и последующему β^– -распаду ядер ${}_{91}{}^{238}P{a}_{isu}$ с образованием ядер тория-234 и гелия-4 как продуктов распада исходного ядра урана-238:

$\begin{array}{c}{}_{92}{}^{238}U+e_{he}^{-}\to {}_{91}{}^{238}P{a}_{isu}+\nu \to {}_{90}{}^{234}Th+{}_2{}^{4}He+e^{-}+\\ +\nu +\tilde{\nu }+Q(4.27 МэВ).\end{array}$ (7)

При этом эффективная константа k скорости таких инициируемых распадов ядра ${}_{92}{}^{238}\mathrm{U}$, связанная с периодом полураспада ядра T_1/2 = ln2/k, как показано в [12], возрастала на 9 порядков, что указывало на реализацию e^–-катализа. Дефицит $\Delta Q_{UPa}^{238}$ структурной энергии образующегося ядра isu-протоактиния составляет $\Delta Q_{UPa}^{238}$ ≈ – 3.46 МэВ. В то же время изменения константы k скорости распадов ядра ${}_{92}{}^{235}\mathrm{U}$ (в этом случае $\Delta Q_{UPa}^{235}$ ≈ – 1.41 МэВ) в пределах ошибок практически не фиксировалось.

Неожиданный результат был получен при проведении экспериментов с бериллиевым и с золотым образцами. Оказалось, что наночастицы бериллия, образовавшиеся в растворе после завершения лазерного воздействия в течение часа, проявляли аномально высокую скорость образования ядер тория-234 в течение более 500 дней после завершения лазерной абляции. Для наночастиц золота количественно такой же эффект был выражен слабее. Период полураспада для инициируемых в условиях лазерной абляции ядер ${}_{91}{}^{238}P{a}_{isu}$, продуцирующих торий-234, составлял 2.5 года. Этот феномен естественным образом можно было связать с аккумуляцией в наночастицах бериллия и золота ядер isu-протоактиния в процессе лазерной абляции, длившейся всего в течение часа.

Введенный параметр $\Delta Q_{NM}^A$ следует рассматривать как показатель эффективности e^–-катализа в инициировании не только a- распада, но и b- распада радиоактивных ядер с образованием конечных ядер в определенном возбужденном или основном состоянии. Это следует, в частности, из результатов работы [22], где анализировались данные работы [23] по исследованию β^–-активных ядер ${}_{27}{}^{60}\mathrm{Co}$, ${}_{55}{}^{137}\text{Cs}$ и ${}_{56}{}^{140}\text{Ba}$ в условиях их инициирования в концентрированной массе различных типов метаболически активных микроорганизмов. Процессы e^–-катализа для β^–-распадов указанных ядер представлялись следующим образом [22]:

$\begin{array}{c}{}_{27}{}^{60}Co+e_{he}^{-}\to {}_{26}{}^{60}F{e}_{isu}+\nu \to {}_{28}{}^{60}Ni+2e^{-}+\nu +\\ +2\tilde{\nu }+Q(2.82 МэВ),\end{array}$ (8)

$\begin{array}{c}{}_{55}{}^{137}Cs+e_{he}^{–}\to {}_{54}{}^{137}X{e}_{isu}+\nu \to {}_{56}{}^{137}Ba+2e^{-}+\nu +\\ +2\tilde{\nu }+Q(1.18 МэВ),\end{array}$ (9)

$\begin{array}{c}{}_{56}{}^{140}Ba+e_{he}^{-}\to {}_{55}{}^{140}C{s}_{isu}+\nu \to {}_{57}{}^{140}La+2e^{-}+\nu +\\ +2\tilde{\nu }+Q(1.05 МэВ).\end{array}$ (10)

В данных случаях величины дефицита структурной энергии $\Delta Q_{NM}^A$ (в дальнейшем для упрощения записи будем опускать верхние и нижние индексы у этой величины, если они очевидны из контекста), которой не хватает ядрам ${}_{26}{}^{60}F{e}_{isu}$, ${}_{54}{}^{137}X{e}_{isu}$ и ${}_{55}{}^{140}C{s}_{isu}$ в «in-shake-up» состоянии до формирования базового состояния ядерной материи, свойственного дочерним ядрам ${}_{26}{}^{60}F{e}_{isu}$, ${}_{54}{}^{137}X{e}_{isu}$ и ${}_{55}{}^{140}C{s}_{isu}$, составляют –0.237 МэВ, –4.17 МэВ и –6.22 МэВ, соответственно. Можно ожидать, что в наибольшей степени инициирующее воздействие электронов на β^–-распад ядер в низкотемпературной плазме будет проявляться в случаях, когда для формирующихся ядер в isu-состоянии «рассогласование» по абсолютной величине дефицита ΔQ структурной энергии наибольшее. Поэтому в рассматриваемых случаях эффект ускорения радиоактивного распада должен был проявляться для ядер ${}_{55}{}^{137}Cs$ и ${}_{56}{}^{140}Ba$, а для ядер ${}_{27}{}^{60}Co$ быть минимальным. Представленные в [23] экспериментальные данные по инициируемым распадам исследуемых β^– -активных ядер ${}_{55}{}^{137}Cs$, ${}_{56}{}^{140}Ba$ и ${}_{27}{}^{60}Co$ вполне соответствуют такому заключению: периоды T_1/2 полураспада ядер ${}_{55}{}^{137}Cs$ и ${}_{56}{}^{140}Ba$, равные 30.1 лет и 12.8 сут, соответственно, уменьшались до 380 сут и 2.7 сут, тогда как период полураспада ${}_{27}{}^{60}Co$, равный 1925 сут, практически не изменялся.

При этом возникает естественный вопрос: если величина энергетического параметра $\Delta Q_{NM}^A$ для исходного радиоактивного ядра положительна, как это имеет место при электронном или К-захвате, насколько активация таких ядер при столкновении с электроном и формирование isu-состояния ядерной структуры в таких ядрах также является необходимым условием радиоактивного распада. Положительный ответ на этот вопрос следует из результатов работы [24], в которой была решена загадка 50-летней давности – установлены физические причины аномалий кажущегося снижении фундаментальной константы связи при расчетах вероятностей процессов β-распада, в том числе, и электронного захвата, если ориентироваться на предсказания теоретических расчетов, базирующихся на анализе экспериментальных данных по β-распаду свободных нейтронов. Аномалии выражались в том, что β-распады нестабильных атомов происходили примерно на 25% реже, чем это следовало из указанных теоретических расчетов. В работе [24], где на основе модельных расчетов на мощных суперкомпьютерах с использованием методов квантовой химии и при учете внутриядерных взаимодействий двух, трех и большего числа нуклонов было показано, что в реализующихся посредством слабого ядерного взаимодействия процессах β-распада и электронного захвата одновременно участвуют два нуклона, и при этом в ядерной материи проявляются сильные дальнодействующие корреляции. Фактически, речь идет о реализации в ядерной материи, причем не только при β-распадах, но и в процессах электронного захвата, когда величины $\Delta Q_{NM}^A>0$, кварк-кумулятивного эффекта Балдина. Так что фактором, определяющим динамику релаксации isu-состояния ядерной материи, является величина $\left|\Delta Q_{NM}^A\right|$ для α- и β-распадов, когда релаксационная динамика в соответствии с принципом наименьшего действия ориентирована на формирование дочерних ядер как продуктов распада исходного ядра, и положительная величина $\Delta Q_{NM}^A$ для электронного захвата, когда релаксационная динамика ядерной материи ориентирована на завершение формирования нуклонной структуры дочернего ядра. Природа, согласно Аристотелю, действительно, «ничего не делает напрасно и во всех своих проявлениях избирает кратчайший или легчайший путь». Именно в соответствии с этой истиной радиоактивные распады реализуются при достаточно «глубоком» возбуждении ядерной материи, когда в ее релаксационных перестройках участвуют кварки разных нуклонов, так что в полной мере может проявляться фазовый объем ядерной материи и материализуется принцип наименьшего действия.

В работе [14] (см. также [13]) приведены представляемые ниже фейнмановские диаграммы инициированных β^–- и β⁺- распадов, К-захвата, а также инициируемого α-распада, иллюстрирующие динамику инициирования соответствующих распадов. При этом надо иметь в виду, что процессы эти реализуются на пространственных масштабах, превышающих масштабы отдельных нуклонов и, возможно, охватывающих значительную часть объема ядра, конкретно – кварки разных нуклонов. Именно такого типа пространственная динамика соответствует реализации общей идеи Балдина о кварк-кумулятивном механизме концентрирования энергии на отдельных степенях свободы в ядерной материи.

В связи с развиваемыми представлениями об инициировании β^–- и β⁺- распадов, а также α-распада в условиях e^–-катализа возникает естественный вопрос: насколько участие в процессах радиоактивного распада инициирующих электронов изменит хорошо устоявшиеся представления о форме энергетических спектров фиксируемых частиц – непрерывном спектре электронов при β-распаде и дискретном спектре α-частиц при α-распаде? Поскольку в случае инициируемого β^–-распада вся энергия процесса распределяется между двумя электронами, нейтрино и двумя антинейтрино (доля энергии ядер отдачи в этих процессах пренебрежимо мала), а экспериментально фиксируется энергия только одного электрона, то фактически при этом исследуется спектр инклюзивного процесса – энергетический спектр только одной из конечных частиц. В этом случае вся совокупность остальных частиц эффективно учитывается как одна нефиксируемая в эксперименте частица. Поэтому форма энергетического спектра фиксируемого электрона имеет обычный, характерный для спектра β-распада вид. Возможно, именно из-за указанной инклюзивности процесса ни в одном из исследуемых до сих пор β-распадов, насколько это известно автору, не фиксировалась β-частица с кинетической энергией, равной энергии распада, в отличие от энергетического спектра фиксируемых при α-распаде α-частиц, имеющего вид пика с максимумом при энергии исследуемого процесса. Участие в этом процессе инициирующего электрона может проявляться как некоторый вклад в обычно фиксируемое размытие пика, а также как повышение исходного электронного фона. Очевидно, что для установления адекватности развиваемых представлений об активируемом характере процессов b-распада необходим анализ этих процессов с фиксацией обоих испускаемых электронов и реализующихся времен задержки между их последовательным испусканием.

При анализе представленных на рис. 1 процессов надо иметь в виду, что слабые ядерные взаимодействия являются не такими уж слабыми, как часто полагается: величина соответствующей безразмерной константы α_F почти на порядок превосходит величину α_e = 1/137 постоянной тонкой структуры [20]. Действительно, это следует уже из значения a_Z = 2^1/2ħ/m_Zc ≈ 3.3 × 10^–16 см – характерного размера, связанного с массой промежуточного Z⁰ векторного бозона (m_Z = 91.2 ГэВ/c² = 1.62 × 10^–22 г), и величины G_F = 1.17∙10^–5(ħc)³/(ГэВ)² – константы Ферми четырех-фермионного взаимодействия. В этом случае, величина квадрата «элементарного заряда слабого ядерного взаимодействия» равна $q_F^2\equiv G_F/a_Z^2$, так что для безразмерной величины константы α_F слабого взаимодействия получаем: ${\alpha }_F=\frac{q_F^2}{\hslash c}$ ≈ 4.9 × 10^–2, и α_F/α_e = 6.7. К сожалению, в литературе часто при оценках безразмерной константы слабого ядерного взаимодействия в качестве нормировочной массы, следуя существующей до 80-х годов прошлого века традиции (промежуточные векторные бозоны были открыты в ЦЕРНе в 1983 году), до сих пор используют массу протона, которая почти в 100 раз меньше массы Z⁰ векторного бозона. По этой причине величина константы α_F оказывается заниженной почти на 4 порядка величины. И такое незнание существенно затрудняет понимание масштабов всеобщности в проявлениях слабых ядерных взаимодействий.

Рис. 1. Фейнмановские диаграммы инициируемого β^–-распада (a), β⁺ распада (б), К-захвата (в) и инициируемого α-распада (г, д)

В связи с приводимой оценкой величины безразмерной константы α_F следует сделать еще одно пояснение, связанное с использованием для этой оценки введенной Ферми в 1933 г. константы четырех-фермионного взаимодействия G_F, а не величин, соответствующих трех-частичным вершинным частям с участием открытых полвека спустя промежуточных векторных бозонов. В то же время, для введения характерного размера, на котором разыгрываются процессы, связанные со слабыми ядерными взаимодействиями, что необходимо для определения «заряда» слабого взаимодействия, использовалась масса промежуточного Z⁰ векторного бозона. Как полагает автор, применительно к обсуждению процесса β-распада необходимость использования такой эклектики указывает на ключевой момент процесса, состоящий в том, что при взаимодействии векторного W^– бозона с u-кварком одного из протонов ядерной материи одновременно с образованием d-кварка в ядерной материи оказываются еще два кварка – u-кварк и d-кварк. Фактически, при этом речь идет о реализации четырех-фермионного взаимодействия, инициированного векторным бозоном. И это существенно для инициирования «релаксационной» кварк-кумулятивной динамики ядерной материи, при которой, как указывалось выше, реализуется принцип наименьшего действия при формировании конечных продуктов распада. Так что использование при этом константы G_F вполне оправдано. Полагаем также, что в этом случае проявлению возможных аномалий в кинематике кумулятивных процессов способствует понижение устойчивости поверхности ядра из-за нарушения нуклонной структуры ядерной материи [20].

Помимо e^–-каталитического инициирования процессов радиоактивного распада, который будем определять как «e^–-катализ 1-го типа», рассматриваемые ядерно-химические процессы могут инициироваться в низкотемпературной неравновесной плазме при непосредственном взаимодействии находящихся в плазме ядер с образующимися в плазме нейтральными ядрами ¹n_isu и ²n_isu, характерные времена жизни которых достаточно продолжительны (см. выше). Такие процессы будем определять как «e^–-каталитические процессы 2-го типа».

ИНИЦИИРОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ ТРАНСМУТАЦИИ ЯДЕР И ИСКУССТВЕННОЙ РАДИОАКТИВНОСТИ: e^–-КАТАЛИЗ 2-ГО ТИПА

В соответствии с экспериментальными результатами работ [16] и [17], ядра ¹n_isu и ²n_isu при слиянии с исходными ядрами-мишени и образовании при этом «составных» ядер не только привносили в ядерную материю исходных ядер энергию ~10 МэВ, но и могли обусловливать образование «составных» ядер как isu-ядер в разбалансированном isu-состоянии с потерей устойчивости. Именно такие неустойчивые «составные» ядра, формирующиеся при воздействии дейтерий содержащей плазмы тлеющего разряда на примесные ядра Pt в Pd-катоде, могли распадаться, как это следует из процессов (18) – (20) в работе [16], с образованием изотопов тяжелых элементов (изотопов вольфрама, в частности) и испусканием N-14 или C-12 в качестве «легких» ядер:

$\begin{array}{c}{}_{78}{}^{195}Pt{+}^2{n}_{isu}\to {}_{78}{}^{197}P{t}_{isu}^{*}\to {}_7{}^{14}N+{}_{74}{}^{183}W+3e^{-}+\\ +3\tilde{\nu }+\nu \tilde{\nu }+Q(23.83 МэВ),\end{array}$ (11)

$\begin{array}{c}{}_{78}{}^{198}Pt{+}^2{n}_{isu}\to {}_{78}{}^{200}P{t}_{isu}^{*}\to {}_7{}^{14}N+{}_{74}{}^{186}W+3e^{-}+\\ +3\tilde{\nu }+\nu \tilde{\nu }+Q(22.96 МэВ),\end{array}$ (12)

$\begin{array}{c}{}_{78}{}^{A}Pt{+}^2{n}_{isu}\to {}_{78}{}^{A+2}P{t}_{isu}^{*}\to {}_6{}^{12}C+{}_{74}{}^{A-10}W+2e^{-}+\\ +2\tilde{\nu }+\nu \tilde{\nu }+Q_A,\end{array}$ (13)

где А = 190, 192, 194 и 196, а величины энерговыделения для указанных А при образовании изотопов вольфрама-180, 182, 184 и 186 равны, соответственно, 25.45, 25.09, 24.06 и 22.98 МэВ. Такого типа ядерные реакции с участием исходно нерадиоактивных изотопов, когда при распаде составного ядра помимо тяжелого изотопа испускаются указанные «тяжелые» легкие ядра, не свойственны процессам инициирования искусственной радиоактивности при облучении мишени протонами и a-частицами. В рамках современных представлений такого типа продукты ядерных столкновений, скорее, должны реализоваться в r-процессах нуклеосинтеза при взрывах сверхновых, при слиянии нейтронных звезд [25–27].

Что же касается т. н. кластерной радиоактивности – явления самопроизвольного испускания ядерных фрагментов (кластеров) массивнее, чем α-частица, то этот феномен впервые был обнаружен в 1984 году [28, 29]. При исследовании α-активности ядер ${}_{88}{}^{223}Ra$ авторы [28] обнаружили, что эти ядра вместо α-частиц иногда (с вероятностью, меньшей почти на 10 порядков) испускают ядра ${}_6{}^{14}C$, так что реализуется «кластерный» распад:

${}_{88}{}^{223}Ra\to {}_6{}^{14}C+{}_{82}{}^{209}Pb+Q(31.84 МэВ)$. (14)

В настоящее время экспериментально обнаружено более 20 ядер от ${}_{56}{}^{114}Ba$ до ${}_{96}{}^{242}Cm$, которые в процессе радиоактивного распада иногда испускают ядра, массивнее α-частицы. Среди испускаемых ядер были зафиксированы ${}_6{}^{14}C$, ${}_8{}^{20}O$, ${}_{10}{}^{24}Ne$, ${}_{10}{}^{26}Ne$, ${}_{12}{}^{28}Mg$, ${}_{12}{}^{28}Mg$, ${}_{14}{}^{32}Si$, и ${}_{14}{}^{34}Si$ [30]. Правда, вероятность таких процессов предельно мала, на 10–17 порядков меньше вероятности испускания α-частицы этими же ядрами.

Поэтому необычность самого феномена инициирования ядерно-химических процессов в условиях низкотемпературной неравновесной плазмы, да еще при испускании помимо тяжелых изотопов «легких» ядер C-12, N-14, O-16, однозначно связывается с образованием нарушенной isu-структуры ядерной материи составных ядер в рассмотренных в [16, 17] ядерных реакциях и последующей реализацией своего рода «кварк-кумулятивных механизмов» происходящих превращений.

Если вернуться к анализу рассмотренных в работах [16, 17] ядерно-химических процессов, инициированных в условиях тлеющего разряда воздействием плазменных потоков на образцы Pd, Ni в [16] и Pb в [17], содержащие примесные элементы, то удивление вызывает жесткая «согласованность» в соотношениях изотопов образующихся в объеме образцов элементов, если ориентироваться при оценках относительного содержания изотопов конкретного элемента на фиксируемые при ICP MS анализе числа импульсов. Здесь наиболее показателен пример образования в образцах Pd и Pb изотопов W, содержание которых в исходном образце Pd вообще фиксировалось на уровне фона. При этом неожиданным явился сам факт близкого соответствия относительных долей образующихся изотопов W известным природным соотношениям этого элемента, а не долям соответствующих изотопов Pt и Pb, которые согласно представляемыми в [16, 17] ядерно-химическим процессам рассматривались как базовые материнские ядра. Это обстоятельство, равно как и заведомые различия в величинах фазовых объемов (из-за различий в общем числе конечных частиц, образующихся в соответствии со стехиометрией в конкретных ядерных реакциях) для рассматриваемых изотопов W, также могут указывать на выход ядерно-химических процессов за рамки кинематической области, запрещенной законами сохранения энергии-импульса для свободных «частица-частица» столкновений, то есть на специфический характер превращений в таких процессах, который может быть охарактеризован как кварк-кумулятивный.

Здесь следует также иметь в виду, что в формировании дочерних изотопов в исследуемых в [13] и [16] ядерно-химических процессах может играть существенную роль динамика релаксационной перестройки нарушенной нуклонной isu-структуры составного ядра, которая сопровождается не процессами испускания гамма-квантов, как это имеет место при протон-нейтронной организации ядерной материи, а в условиях определяющей роли слабых ядерных взаимодействиях – процессами испускания нейтрино-анитнейтринных пар, или URCA-процессами Гамова-Шёнберга [31]. Именно поэтому низкоэнергетические ядерно-химические процессы оказывается безопасными для окружения. И именно поэтому и существует жизнь на нашей планете, поскольку процессы низкоэнергетического синтеза и трансмутации химических элементов сопровождают жизнь любого организма [22, 32].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В связи с введением представлений об инициируемом характере процессов b-распада и электронного захвата возникает ряд дискуссионных вопросов. Один из таких вопросов относится к разрешенной, казалось бы, проблеме – причине дефицита солнечного нейтрино. В термоядерных реакциях на Солнце, когда при горении из четырех атомов водорода образуется атом гелия и выделяется 26.7 МэВ энергии, рождается два нейтрино, которые уносят энергию около 0.6 МэВ (при этом энергетический спектр солнечных нейтрино оказывается довольно протяженным, вплоть до энергий 14 МэВ) [33]. На основе таких данных и известной величины светимости Солнца была получена оценка для потока солнечных нейтрино, падающего на Землю – около 10¹¹ частиц/(см² с).

Для регистрации таких потоков обычно используют нейтринные детекторы – хлор-аргоновые и галлий-германиевые. Полагается, что в таких детекторах солнечные нейтрино ν_he с достаточно высокой энергией E_nhe взаимодействуют с базовыми изотопами. В хлор-аргоновых детекторах потоки n_he при E_νhe > 0.814 МэВ взаимодействуют с изотопами ${}_{17}{}^{37}Cl$, которые превращаются в изотопы ${}_{18}{}^{37}Ar$ при испускании электрона e^– и антинейтрино $\tilde{\nu }$. В галлий-германиевых детекторах потоки n_he при E_νhe> 0.232 МэВ взаимодействуют с изотопами ${}_{31}{}^{71}Ga$, которые превращаются в изотопы ${}_{32}{}^{71}Ge$ с испусканием e^– и $\tilde{\nu }$. Поток нейтрино измеряется в солнечных нейтринных единицах (SNU): такая единица соответствует потоку нейтрино, при котором происходит 10^–36 реакций в секунду на один выбранный атом. Для галлий-германиевого эксперимента наблюдаемый поток нейтрино составлял около 70 SNU, в то время как теория предсказывала значение в 122 SNU. Для хлор-аргонового эксперимента наблюдаемое значение составляло около 2.5 SNU, то есть лишь около трети теоретического значения 8.0 SNU.

Но если иметь в виду результаты представляемой работы, именно дефицит т. н. «измеряемых» по используемым методикам «потоков нейтрино» и должен фиксироваться. Действительно, в соответствии с развиваемыми в данной работе представлениями, рассматриваемые ядерные превращения возможны лишь при взаимодействии потоков нейтрино указанных энергий с предварительно активируемыми в процессах (1) ядрами ${}_{17}{}^{37}Cl$ и ${}_{31}{}^{71}Ga$, т. е. конкретно, с ядрами ${}_{16}{}^{37}S_{isu}$ и ${}_{30}{}^{71}Z{n}_{isu}$:

$\begin{array}{c}{\nu }_{he}+{}_{16}{}^{37}S_{isu}\to {}_{18}{}^{37}Ge+2e^{-}+\tilde{\nu }+\\ +Q(E_{\nu he}-0.814 МэВ),\end{array}$ (15)

$\begin{array}{c}{\nu }_{he}+{}_{30}{}^{71}Z{n}_{isu}\to {}_{32}{}^{71}Ge+2e^{-}+\tilde{\nu }+\\ +Q(E_{\nu he}-0.232 МэВ).\end{array}$ (16)

Но при этом возникает естественный вопрос, какова доля таких активируемых isu-ядер находится, соответственно, в массивах используемого в хлор-аргоновых детекторах тетрахлорэтилена, а в галлий-германиевых детекторах – галлия. Очевидно, что доля эта зависит от конкретного радиационного фона в месте нахождения детектора и может быть целенаправленно увеличена. Не исключено, что при решении комплекса возникающих вопросов придется пересмотреть используемые значения для сечения ядерных процессов, инициируемых нейтрино. Укажем также, что возникающие в последнее время проблемы с неопределенностью поперечного сечения поглощения нейтрино галлием в установках для детектирования солнечного нейтрино [34], возможно, имеют отношение к обсуждаемому вопросу. Полагаем, что более широкое обсуждение совокупности поднимаемых вопросов может привнести и большую физическую ясность в существующее решение проблемы дефицита солнечного нейтрино за счет вклада в общий нейтринный поток от нейтрино двух других типов (мюонного и тау-нейтрино), которые ненаблюдаемы в нейтринных детекторах описанного типа для электронных нейтрино, хотя все три типа нейтрино могут превращаться друг в друга («осцилляции нейтрино»).

作者简介

С. Тимашев

编辑信件的主要联系方式.
Email: serget@mail.ru
俄罗斯联邦, Москва

参考

补充文件

附件文件

动作

1. JATS XML

下载

2. Fig. 1. Feynman diagrams of initiated β--decay (a), β+ decay (b), K-capture (c) and initiated α--decay (d, e)

下载 (241KB)

索引源数据