В таблице 1.2 для всех обнаруженных химических элементов приведены порядковый номер, символ, название и минимальное и максимальное массовое число обнаруженных изотопов. Химическим элементам с Z = 113–118 названия пока не присвоены, они приводятся в специальных международных обозначениях.
    На рис. 1.1 показана N-Z диаграмма атомных ядер. Черными точками показаны стабильные ядра. Область расположения стабильных ядер обычно называют долиной стабильности. Для ядер долины стабильности характерно следующее отношение числа нейтронов N к числу протонов Z:

N/Z = 0/98 + 0/015A^2/3,

где A = N + Z − массовое число.
    Легкие стабильные ядра (A < 40) имеют приблизительно равные числа нейтронов и протонов. В области более тяжелых ядер отношение числа нейтронов к числу протонов начинает возрастать и достигает величины 1.6 в районе A = 250. Это изменение легко понять, если учесть короткодействующий характер ядерных сил и возрастающую роль кулоновского взаимодействия протонов в ядре с ростом массового числа A. Тяжелые ядра оказываются энергетически более устойчивыми, если содержат большее число нейтронов N по сравнению с числом протонов Z. Наиболее тяжелыми стабильными ядрами являются изотопы свинца ^{206, 207, 208}Pb (Z = 82) и висмута ²⁰⁹Bi (Z = 83). Стабильность атомного ядра характеризуется его периодом полураспада. Целый ряд ядер долины стабильности считаются стабильными. Однако они на самом деле могут распадаться с очень большими периодами полураспада, часто превышающими время существования Вселенной t = 13.7·10⁹ лет. В качестве примера можно привести изотопы ¹⁰⁰Mo, ⁷⁶Ge, которые считаются стабильными изотопами, однако в настоящее время измерен их период полураспада в результате двойного β-распада

            T_1/2(¹⁰⁰Mo → ¹⁰⁰Ru + 2e^- + 2) = (7.6±0.4)·10¹⁸ лет,
            T_1/2(⁷⁶Ge → ⁷⁶Se + 2e^- + 2) = (1.5±0.1)·10²¹ лет,

    Аналогичная ситуация имеет место и в случае некоторых четно-четных тяжелых ядер Z = 64–78, которые считаются стабильными, однако имеют положительную энергию относительно α-распада. Их относят к стабильным ядрам, например, изотопы ^176–179₇₂Hf. С левой стороны от стабильных ядер находятся ядра, перегруженные протонами (протоноизбыточные ядра), справа − ядра, перегруженные нейтронами (нейтроноизбыточные ядра). Темным цветом на рис. 1.1 выделены атомные ядра, обнаруженные в настоящее время. На основе различных моделей считается, что общее число атомных ядер может составлять ~7000.
    Связанное состояние атомного ядра определяется как состояние, стабильное относительно испускания нейтронов или протонов. Линия B_p = 0 (B_p − энергия отделения протона) ограничивает область существования атомных ядер слева (proton drip-line). Линия B_n = 0 (B_n − энергия отделения нейтрона) − справа (neutron drip-line). Вне этих границ атомные ядра существовать не могут, так как они распадаются за характерное ядерное время (~ 10^-22 c) с испусканием одного или нескольких нуклонов. Если среднее время жизни ядра τ < 10^-22 c, обычно считается, что ядро не существует, т.к. за это время не успевает образоваться структура характерная для данного ядра. Обычно считается, что времена жизни радио­актив­ных ядер τ > 10^-16 c. Времена жизни ядер, обусловленные испусканием нуклонов, 10^-23 c < τ < 10^-16 c. Ядра, имеющие такие времена жизни, обычно наблюдаются в виде резонансов в сечениях ядерных реакций. Среднее время жизни ядра τ и ширина резонанса Г связаны соотношением

τ = ћ/ Г,  τ[c] = 6.6·10^-22/Г[МэВ].

    Рассчитать границы испускания нуклонов довольно сложно, так как точность, с которой известны энергии связи ядер (несколько сотен кэВ), недостаточна для того, чтобы определить, будет ли ядро радиоактивным, или оно будет распадаться с испусканием нуклона.
    Поэтому точность предсказания границы существования атомных ядер составляет 4–5 единиц по A. В первую очередь это относится к границе, где расположены атомные ядра нестабильные относительно испускания нейтрона.
    В правом верхнем углу N–Z диаграммы расположена интенсивно исследуемая в настоящее время область сверхтяжелых атомных ядер. Исследование сверхтяжелых атомных ядер с Z = 109÷118 показало, что в этой области ядер существенную роль в повышении их стабильности играют ядерные оболочки. Достаточно хорошее согласие теоретических расчетов с полученными в последнее время экспериментальными данными позволяет прогнозировать существование острова стабильности в районе Z = 110÷116 и N = 178÷186. Ядра острова стабильности должны иметь повышенную устойчивость по отношению к α- и β-распадам и спонтанному делению. Теоретические оценки показывают, что времена жизни ядер, расположенных в центре острова стабильности могут составлять ~10⁵ лет. Сложность проникновения на остров стабильности связана с тем, что трудно подобрать комбинации соответствующих ядер, использование которых в качестве мишени и налетающей частицы позволило бы попасть в центр острова стабильности.

Свойства свободных нейтрона и протона

Характеристика	n	p
Масса, МэВ/c2	939.56536±0.00008	938.27203±0.00008
Квантовое число − спин	1/2	ћ[1/2(1/2 + 1)]1/21/2
Спин, ћ = 6.58×10–22МэВ·c	ћ[1/2(1/2 + 1)]1/2
Электрический заряд, qe= (1.602176487 ± 40)×10-19Кл	(–0.4 ± 1.1)×10-21qe	|qp+qe|/qe< 10-21
Магнитный момент, μ = eћ/2mpc = 3.15×10-18 МэВ/Гс	–1.9130427±0.000005	+2.792847351±000000028
Электрический дипольный момент d, e·см	< 0.29×10–25	< 0.54×10–23
Барионный заряд В	+1	+1
Зарядовый радиус, Фм		0.875±0.007
Радиус распределения магнитного момента, Фм	0.89±0.07	0.86±0.06
Изоспин I	1/2	1/2
Проекция изоспина Iz	–1/2	+1/2
Кварковый состав	udd	uud
Квантовые числа s ,c, b, t	0	0
Среднее время жизни	(885.7±0.8)с	> 2.1×1029 лет
Четность	+	+
Статистика	Ферми-Дирака
Схема распада	n → p + e- + e

Радиоактивность

    Радиоактивностью называется способность атомного ядра самопроизвольно распадаться с испусканием частиц.
    Радиоактивный распад ядра возможен в том случае, когда он энергетически выгоден, т.е. сопровождается выделением энергии. Условием этого является превышение массы M исходного ядра суммы масс m_i продуктов распада,

M > ∑m_i.

    Это условие является необходимым, но не всегда достаточным. Радиоактивный распад может быть запрещен другими законами сохранения – сохранения момента количества движения, электрического заряда, барионного заряда и другими.
    Радиоактивный распад характеризуется временем жизни радиоактивного изотопа, типом испускаемых частиц, их энергиями.
    Основными видами радиоактивного распада являются:

• α-распад – испускание атомным ядром α-частицы;

• β-распад – испускание атомным ядром электрона и антинейтрино, позитрона и нейтрино, захват ядром атомного электрона с испусканием нейтрино;

• γ-распад – испускание атомным ядром γ-квантов;

• спонтанное деление – распад атомного ядра на два или три осколка сравнимой массы.

    К более редким видам радиоактивного распада относятся:

• двойной β-распад − испускание атомным ядром двух электронов и двух антинейтрино, испускание атомным ядром двух позитронов и двух нейтрино, захват атомным ядром электрона с испусканием позитрона и двух нейтрино,
• кластерная радиоактивность − испускание атомным ядром лёгких ядер от ¹²C до ³²S,
• протонная радиоактивность − испускание протонов из основного состояния ядра,
• двухпротонная радиоактивность − испускание двух протонов из основного состояния ядра,
• нейтронная радиоактивность − испускание нейтронов из основного состояния ядра.

    Во всех типах радиоактивного распада (кроме γ-распада) изменяется состав ядра – число протонов Z, массовое число A или и то и другое одновременно.
    На характеристики радиоактивного распада существенное влияние оказывает взаимодействие, вызывающее распад. α‑распад вызывается сильным взаимодействием. β-распад вызывается слабым взаимодействием, а гамма-распад − электромагнитным.
    Существуют различные причины, в силу которых времена жизни нестабильных ядер могут изменяться на несколько порядков.

• Малая интенсивность взаимодействия, за счет которого происходит распад.
• Испускание тяжелых положительно заряженных частиц сильно подавляется потенциальным барьером.
• Время жизни радиоактивного ядра сильно зависит от энергии, выделяющейся при распаде. Если эта энергия мала, то время жизни резко возрастает. Сильной зависимостью от энергии распада Q характеризуются α-распад и слабое взаимодействие.
• Время жизни радиоактивного ядра сильно зависит от разности значений спинов исходного и конечного ядер.

    Для характеристики скорости (вероятности) радиоактивного распада используются три взаимосвязанные величины - постоянная распада λ, среднее время жизни τ и период полураспада T_1/2.

Закон радиоактивного распада

    Постоянная распада λ − вероятность распада ядра в единицу времени. Если в образце в момент времени t имеется N радиоактивных ядер, то количество ядер dN, распавшихся за время dt, пропорционально Nλ и интервалу времени dt:

dN = −λNdt.

Знак «–» означает, что в результате распада количество радиоактивных ядер в образце уменьшается.
    Закон радиоактивного распада имеет вид:

N(t) = N₀e^−λt,

где N₀ – количество радиоактивных ядер в образце в исходный момент времени t = 0, N(t)  – количество радиоактивных ядер, не распавшихся в образце к моменту времени t.
    Среднее время жизни τ:

.

Период полураспада T_1/2 – время, в течение которого первоначальное количество радиоактивных ядер уменьшается в два раза:

T_1/2 = ln2/λ=0.693/λ = τln2.

 Активность источника

    Активность источника I − среднее количество распадов ядер источника в единицу времени.

За единицу активности принимают число распадов, происходящих за 1 с в 1 г радия, находящегося в равновесии с продуктами распада. Эта единица активности называется «Кюри» и равна 3.7·10¹⁰ распадов в секунду. В системе СИ используется единица активности «Беккерель», которая равна 1 распаду в секунду.

1 Кюри = 3.7·10¹⁰ распадов в секунду.
1 Беккерель = 1 распад в секунду.
1 Кюри = 3.7·10¹⁰ Беккерель.

    Измеряя активность источника I(t) можно определить постоянную распада λ. Для изотопов с малыми постоянными распада и, соответственно, большими периодами полураспада используется соотношение (1.1). В этом случае количество ядер N во время измерения практически не изменяется и может быть определено методами масс-спектрометрии. Для изотопов с большими постоянными распада используется соотношение

I(t) = I₀e^−λt.

Если построить зависимость активности источника I(t) от времени t в полулогарифмическом масштабе ln I(t), то угол наклона φ прямой к оси t будет определять величину λ.

Рис. 1.2. График распада радиоактивного препарата в полулогарифмическом масштабе. Сплошная линия соответствует закону радиоактивного распада I(t) = I₀e^−λt.

    Сказанное выше относится к одному изотопу с одним каналом распада. Зависимость активности от времени может быть представлена суммой двух или нескольких экспонент, т. е.

(1.2)

Последнее показывает, что в источнике присутствует несколько радиоактивных изотопов с различными периодами полураспада. При этом распад каждого из радиоактивных элементов происходит независимо.
    В случае, если радиоактивный препарат содержит два различных радиоактивных изотопа, не связанных между собой цепочкой последовательных распадов

Если периоды полураспада изотопов сильно различаются λ₁ >> λ₂, а первоначальное число радиоактивных ядер каждого изотопа сравнимо, то при малых t выполняется соотношение

ln(−dI/dt) ≈ ln(N₁λ₁).

При больших t

ln(−dI/dt) ≈ ln(N₂λ₂).

    На рис. 1.3 в полулогарифмическом масштабе показано изменение во времени активности источника, состоящего из двух компонентов с различными постоянными распада λ₁ и λ₂.

Рис.1.3. Изменение во времени усредненной активности источника, состоящего из двух изотопов, не связанных между собой цепочкой последовательных распадов. Тангенсы углов φ₁ и φ₂ наклона этих прямых равны, соответственно, постоянным распада λ₁ и λ₂, т.е. tgφ₁ = λ₁, tgφ₂ = λ₂.

    Соотношение (1.2) справедливо только в том случае, если радиоактивные изотопы не связаны между собой генетически. Часто ядро II, возникающее в результате радиоактивного распада ядра I, также радиоактивно и имеет другую постоянную распада λ₂. В ряде случаев такое последовательное превращение радиоактивных ядер приводит к образованию большого числа различных радиоактивных изотопов (рис. 1.4). В этом случае зависимость активности источника от времени будет более сложная.

Рис. 1.4. Цепочка последовательных β^--распадов ядер-изобар A = 92.

    Для двух последовательных распадов N₁(t) → N₂(t) → N₃(t) изменение числа ядер N₁(t) и числа ядер N₂(t) описывается системой уравнений

Число ядер N₁(t) уменьшается за счет их распада. Число ядер N₂(t) уменьшается за счет их распада и увеличивается за счет распада ядер N₁.
   В случае начальных условий t = 0, N₁(0) = N₁₀, N₂(0) = 0 решение системы уравнений (1.3) имеет вид

    Если λ₁ > λ₂, кривая распада будет иметь ту же форму, как и в случае независимого распада двух изотопов с различными периодами полураспада. Если λ₁ < λ₂, кривая логарифма активности будет иметь максимум (рис. 1.5). Подъём на начальном участке обусловлен накоплением ядер N₂. При больших временах (λ₁t >> 1) вклад от экспоненты с λ₁ становится пренебрежимо малым и наступает радиоактивное равновесие, при котором активности сравниваются, а соотношение между числами N₁ и N₂ становится независимым от времени.

N₁/N₂ = λ₂/λ₁.

Рис. 1.5. Зависимость логарифма активности от t для цепочки распадов N₁(t) → N₂(t) → N₃(t) при
λ₁ < λ₂.

Распады изотопов ³⁶Cl и ²¹²Bi, имеющих несколько каналов распада.

Изотоп ³⁶Cl распадается по трем различным каналам.

• β^--распад с вероятностью 98.1%
• β⁺-распад с вероятностью 1.9%
• е-захват с вероятностью 0.001%

Изотоп  ²¹²Bi распадается по двум различным каналам.

• β^--распад с вероятностью 64%
• α-распад с вероятностью 36%

Вековое равновесие

    В случае нескольких последовательных распадов

N₁(t) → N₂(t) → N₃(t) → ...,

когда период полураспада ядер N₁ намного превосходит периоды полураспада остальных ядер

T_1/2(N₁) >> T_1/2(N₂), T_1/2(N₃),...

число ядер различных изотопов связаны между собой соотношением

N₁(t) : N₂(t) : N₃(t) : ... = T_1/2(N₁) : T_1/2(N₂) : T_1/2(N₃) : ...

Это состояние называется вековым равновесием.
    Часто радиоактивный изотоп может иметь несколько различных каналов распада, например, как это имеет место в случае распада изотопа ³⁶Cl. Изотоп ³⁶Cl c вероятностью 98.1% распадается в результате β^--распада, с вероятностью 1.9% в результате β⁺-распада, е-захват составляет 0.001%. В этом случае полная вероятность распада λ складывается из вероятностей распада по различным каналам

λ = λ₁ + λ₂ + λ₃.

    Относительная вероятность распада ω_i по каналу i определяется соотношением ω_i = λ_i/λ.
    Если за время измерения число ядер изотопа изменяется мало, то активность источника I и парциальные интенсивности распадов по отдельным каналам I₁, I₂, I₃ связаны соотношением

I = λN = I₁ + I₂ + I₃ = λ₁N + λ₂N + λ₃N,

при этом выполняется соотношение

I₁ : I₂ : I₃ = λ₁ : λ₂ : λ₃.

В случае, если интенсивность изотопа со временем уменьшается, интенсивность распада по отдельным каналам I_i будет описываться соотношением

I_i(t) = λ_iN(t) = λ_iN(0)e^−λt,

т.е. изменение интенсивности распада по каналу i I_i(t) будет определяться величиной λ. Величина T_i = ln2/λ_i называется парциальным периодом полураспада.

Активация изотопа

    Активацией называется процесс получения радиоактивного вещества при облучении стабильных ядер нейтронами, протонами и другими видами излучения. Количество активированных ядер зависит от количества атомов в мишени, времени облучения и эффективного сечения ядерной реакции, в которой образуется исследуемый изотоп.
    Эффективное сечение σ некоторого процесса характеризует вероятность рассматриваемого взаимодействия частицы с ядром и определяется как отношение числа событий данного типа в единицу времени, приходящееся на одно ядро мишени, к потоку налетающих частиц через единицу поверхности мишени. Если слой вещества, содержащий n_с ядер, пересекают ν частиц/см²с, то число актов взаимодействия m, вызванных ими в единицу времени, будет равно

m = vn_сσ.

Эффективное сечение измеряется в барнах: 1 б = 10^-24 см².
    Пусть на образец, содержащий n ядер, падает поток ν частиц/см²с, а эффективное сечение захвата падающих частиц с образованием радиоактивного ядра равно σ. Тогда в образце в секунду образуется νnσ радиоактивных ядер. Необходимо учесть, что часть вновь образовавшихся ядер в процессе активации распадается. За время dt образуется νnσdt ядер, а распадается λNdt, где N − количество накопленных к моменту времени t активируемых ядер. В результате изменение количества радиоактивных ядер описывается соотношением

dN = νnσdt − λNdt, или
dN/dt = νnσ − λN.

При больших временах активации t > 1/λ рост числа радиоактивных ядер практически прекращается (dN/dt → 0). Это происходит, когда число образующихся радиоактивных ядер окажется практически равным числу распадающихся, т.е. когда число радиоактивных ядер N(t) → N_н = νnσ/λ.

Величина N_н называется активацией насыщения.
    Зависимость активации N(t) от времени облучения t имеет вид

N(t) = N_н(1 − e^−λt).

Рис. 1.6. Зависимость активации образца от времени.

    Зависимость активации образца от времени показана на рис. 1.6. Практически насыщение достигается за время облучения, соответствующее 4–5 периодам полураспада. При t << T распадом можно пренебречь. В этом случае N(t) = νnσt, т. е. в начале облучения число радиоактивных ядер растёт линейно со временем.
    Для получения радиоактивных изотопов часто используют нейтроны, так как для них не существует электростатических сил отталкивания от ядра. В 1935 г. Ферми обнаружил, что наведенная радиоактивность во много раз увеличивается, если источник нейтронов и облучаемую мишень окружить водородосодержащим веществом, например парафином.
    Как оказалось, это связано с тем, что нейтроны при соударениях с равными им по массе протонами быстро теряют энергию и распространяются в среде с тепловыми ско­ростями. Вероятность захвата тепловых нейтронов атомными ядрами обратно пропорциональна их скорости и достигает максимальной величины. Кроме того, тепловые нейтроны, испытывая в парафине большое число соударений, движутся хаотично и могут пересекать облучаемую мишень несколько раз.
    При захвате теплового нейтрона ядром с массовым числом A образуется «компаунд» − ядро A+1 в возбужденном состоянии. Избыток энергии, рав­ный энергии связи нейтрона в ядре A+1 (5–8 МэВ), может выделиться в виде γ-квантов. Такие реакции носят название радиационного захвата нейтрона. Они могут быть представлены в общем виде как

где В − исходное ядро, C* и C − ядро-продукт соответственно в возбужденном и основном состояниях.

Пучки радиоактивных ядер

    Используется два основных метода получения пучков радиоактивных ядер. Эти два метода взаимно дополняют друг друга и могут быть использованы в зависимости от конкретной физической задачи.
    Сравнение методов ISOL и IN-FLIGHT показано на рис. 1.7.

Рис. 1.7. Сравнение методов получения и сепарации вторичных пучков
ISOL и IN-FLIGHT.

    Пучки радиоактивных нейтроноизбыточных ядер, образующихся в реакции деления, могут быть получены также с помощью интенсивных источников нейтронов − ядерных реакторов − или ускоренных дейтронов.

Метод ISOL (Isotop Separation On Line).

    Этот метод основан на образовании ионов тепловых скоростей в твердой, жидкой или газовой среде; извлечении, разделении, ионизации и последующем ускорении их до энергий требуемых для эксперимента.
    В результате бомбардировки ускоренным пучком толстой мишени (Thick Production Target) в ней образуются радиоактивные ядра в широком диапазоне Z и A, которые остаются в веществе мишени. Образовавшиеся ядра затем извлекают из мишени. После извлечения из мишени ионы разделяются с помощью масс-сепаратора (Isotope Separator) и могут быть использованы в прецизионных экспериментах с низкими энергиями (10–500 кэВ) или ускорены во втором ускорителе. Таким образом, в методе ISOL используются две ускорительные системы. Одна для получения первичного пучка (Driver Accelerator) и создания вторичных частиц в толстой мишени, вторая (Post Accelerator) − для ускорения вторичных частиц. Второй ускоритель обеспечивает необходимую для физических исследований энергию пучка радиоактивных ядер.
    В методе ISOL генерируются пучки вторичных частиц высокой интенсивности с энергией до 25 МэВ/нуклон. Время извлечения радиоактивных ядер из мишени, в которой они образуются, и время их транспортировки к ускорителю вторичных пучков, определяет диапазон времен жизни экзотических ядер, которые могут быть исследованы этим методом.

Метод In-Flight (метод фрагментации ускоренных ионов на мишени)

    Метод In-Flight оптимален для получения вторичных пучков короткоживущих изотопов со временем жизни от 100 нс.
    В этом методе пучки радиоактивных ядер получаются в периферических столкновениях тяжелой заряженной частицы с легким ядром мишени и последующей сепарацией выделенных по Z и A продуктов фрагментации. Первичный пучок имеет энергию от 50 МэВ/нуклон до 1 ГэВ/нуклон. Радиоактивные осколки-фрагменты, образующиеся в результате столкновений, летят преимущественно вперед по направлению падающей частицы со скоростями ~0.9-1.0 от скорости падающей частицы. Для получения радиоактивных пучков в этом методе используются тонкие мишени. Для короткоживущих изотопов интенсивность вторичных пучков в методе In-Flight может превосходить интенсивность пучков, полученных методом ISOL.
    Для разделения изотопов и выделения определенных изотопов используются электромагнитные сепараторы (Fragment Separator). Пучки частиц на выходе сепаратора могут либо непосредственно использоваться в эксперименте, либо после замедления в газовой среде (Gas Ion-Stopper) разделяться на отдельные пучки по Au Z и снова ускоряться (Post-accelerator) для проведения экспериментов с ускоренными радиоактивными пучками.

Методы регистрации радиоактивных ядер

    Прогресс в исследовании радиоактивности в значительной мере связан с развитием методов получения и регистрации радиоактивных ядер и излучений. Явление радиоактивности было открыто в результате воздействия излучения на фотографическую пластинку. Регистрация вспышек света, возникавших при попадании α-частиц в экран, покрытый сернистым цинком, лежала в основе детектора, с помощью которого Г. Гейгер и Э. Мардсен исследовали рассеяние α-частиц атомами золота.
    Информативность любого эксперимента определяется возможностями тех детекторов, которые в нём используются. История ядерной физики и физики частиц это, по существу, история создания всё новых методов регистрации частиц и совершенствования старых. Создание новых методов детектирования частиц неоднократно отмечалось Нобелевскими премиями.
    Детекторы служат как для регистрации частиц, так и для определения их энергии, импульса, траектории движения частицы и других характеристик. Для регистрации частиц часто используют детекторы, которые максимально чувствительны к регистрации определенной частицы и не чувствуют большой фон создаваемый другими частицами.
    Часто в экспериментах приходится выделять «нужные» события на гигантском фоне «посторонних» событий, которых может быть в миллиарды раз больше. Для этого используют различные комбинации счётчиков и методов регистрации, применяют схемы совпадений или антисовпадений между событиями, зарегистрированными различными детекторами, отбор событий по амплитуде и форме сигналов и т. д. Часто используется селекция частиц по времени пролёта ими определённого расстояния между детекторами, магнитный анализ и другие методы, которые позволяют надёжно выделить различные частицы.
    Один из принципов регистрации частицы состоит в следующем. Заряженная частица, двигаясь в нейтральной среде детектора (газ, жидкость, твердое тело, аморфное или кристаллическое), вызывает в результате электромагнитных взаимодействий ионизацию и возбуждение атомов среды. Таким образом, вдоль пути движения частицы появляются свободные заряды (электроны и ионы) и возбужденные атомы. Если среда находится в электрическом поле, то в ней возникает электрический ток, который фиксируется в виде короткого электрического импульса. Детекторы, использующие этот принцип, называют ионизационными.
    При возвращении возбужденных атомов в основное состояние излучаются фотоны, которые могут быть зарегистрированы в виде оптической вспышки в видимой или ультрафиолетовой области. Этот принцип используется в сцинтилляционных детекторах.
    При определенных условиях траекторию пролетающей заряженной частицы можно сделать видимой. Этот способ реализуется в так называемых трековых детекторах.
    Гамма-кванты также регистрируются по вторичным заряженным частицам – электронам и позитронам, возникающим в среде вследствие фотоэффекта, комптон-эффекта и рождения электрон-позитронных пар.
    Нейтрино, возникшее в результате реакции, в силу исключительно малого сечения взаимодействия со средой (≈ 10^-20 барн) в большинстве случаев вообще не регистрируется детектором. Тем не менее, факт его появления может быть установлен. Дело в том, что ускользнувшее от непосредственного наблюдения нейтрино уносит с собой определённую энергию, импульс, спин, лептонный заряд. Недостачу обнаруживают, регистрируя все остальные частицы и используя законы сохранения энергии, импульса, момента количества движения, электрического заряда, лептонного заряда и др. Такой анализ позволяет не только убедиться, в том, что нейтрино действительно образовалось, но и установить его энергию и направление вылета из точки реакции.
    Быстрораспадающиеся атомные ядра детектор «не успевает» зафиксировать. В этом случае они регистрируются по продуктам распада.
    Общие требования к детектирующей аппаратуре сводятся к определению типа частицы (идентификации) и её кинематических характеристик (энергии, импульса и др.). Часто тип частицы известен заранее и задача её наблюдения упрощается. Во многих экспериментах, используются сложные комплексы, состоящие из большого числа детекторов различного типа. Такие комплексы, фиксируя практически все частицы, возникающие в результате взаимодействия, дают достаточно полное представление об изучаемом явлении.
    Основными характеристиками детектора являются:

• эффективность −вероятность регистрации частицы при попадании её в детектор;
• временнóе разрешение − минимальное время, в течение которого детектор фиксирует две частицы как отдельные;
• мёртвое время или время восстановления − время, в течение которого детектор после регистрации частицы либо вообще теряет способность к регистрации следующей частицы, либо существенно ухудшает свои характеристики;
• энергетическое разрешение − точность определения энергии частицы;
• пространственное разрешение − точность определения координаты частицы.

Радиоактивный распад – статистический процесс

    Каждое радиоактивное ядро может распасться в любой момент. Закономерности распада атомного ядра наблюдаются только в среднем, в случае распада достаточно большого количества радиоактивных ядер.
    Если радиоактивный источник содержит N радиоактивных ядер и их число практически не изменяется за время измерения, то вероятность ω(n) того, что за время t распадется n радиоактивных ядер, описывается распределением Пуассона

Величина Nλt характеризует среднее число частиц, распадающихся за время t, и представляет собой среднее число отсчетов , которое получается в случае многократного проведения измерений с одинаковым временем измерения t

= Nλt.

Используя величину , распределение Пуассона можно переписать в виде