hrw43

138fm
−3
.
V tomto vztahu se vykrátilo A. Můžeme proto uvažovat,
že jaderná hmota má pro všechny nuklidy konstantní husto-
tu. Hmotnost nukleonu (neutronu nebo protonu) je přibližně
1,67·10
−27
kg.HustotajadernéhmotyvjednotkáchSIjepo-
tom
rho1 = (0,138fm
−3
)(1,67·10
−27
kg)
parenleftbigg
10
15
fm
m
parenrightbigg
3
.
=
.
= 2·10
17
kg/m
3
. (Odpovědquoteright)
To je hustota zhruba 2·10
14
krátvětší než hustota vody.
PŘÍKLAD 43.3
(a) Kolik energie je třeba k oddělení všech nukleonů, které
tvoří typické středně hmotné jádro
120
Sn?
ŘEŠENÍ: Energii spočteme ze vztahu Q = Delta1mc
2
. Podle
standardního postupu budeme uvažovat hmotnosti neutrál-
ních atomů a ne hmotnosti holých jader. Podle tab.43.1 má
atom
120
Sn(jádroplus50elektronů)hmotnost119,902199u.
Tento atom rozdělíme na 50 vodíkových atomů (50 protonů,
každý s jedním z 50 elektronů) a 70 neutronů. Každý vodí-
kový atom má hmotnost 1,007825u a každý neutron hmot-
nost 1,008665u. Celková hmotnost částic tvořících atom
120
Sn je tedy
m = 50·1,007825u+70·1,008665u =
= 120,99780u.
To je hodnota přesahující hmotnost
120
Sno
Delta1m = 120,99780u−119,902199u =
= 1,095601u
.
= 1,096u.
Vzhledem ktomu, že se hmotnosti 50 elektronů přičetly
iodečetly,jetentovýsledekprorozdílhmotnostiplatnýipro
případ, kdy je (holé) jádro
120
Sn rozděleno na 50 (holých)
protonů a 70 neutronů. Rozdíl hmotností vyjádřený jako
energie je
Q = Delta1mc
2
= (1,096u)(931,5MeV/u) =
= 1021MeV. (Odpovědquoteright)
(b)Jakájehodnotavazebníenergienajedennukleonvtomto
nuklidu?
ŘEŠENÍ: Celková vazební energie Q je celková energie
potřebnáproúplnérozebráníjádra.Vazebníenergienajeden
nukleon je pak
E
n
=
Q
A
=
(1021MeV)
(120)
= 8,51MeV,(Odpovědquoteright)
vsouladu s hodnotou z tab.43.1.
43.3 RADIOAKTIVNÍ ROZPAD
Jakje vidět z obr.43.4, je většina známých nuklidů radio-
aktivní. Radioaktivní nuklid samovolně emituje nějakou
částiciapřeměňujesenajinýnuklid,kterýzaujímáodlišné
políčkonadiagramunuklidů.
Radioaktivní rozpad poskytl první důkaz toho, že zá-
konyřídícísubatomovýsvětmajístatistickýcharakter.Vez-
měme například jako vzorek 1mg kovového uranu. Ten
obsahuje 2,5·10
18
atomů
238
U s velmi dlouhou dobou ži-
vota. Jádra těchto atomů existovala bez rozpadu od doby,
kdy vznikla — dlouho před utvářením naší sluneční sou-
stavy. Během každé sekundy se v našem vzorku rozpadne
pouhých12jader.Přirozpaduemitujejádroα-částiceapře-
měňujesena
234
Th.
Neexistuje vůbec žádný způsob, jakpředpovědět, jestli
určitéjádrozevzorkubudemezijednímzmaléhopočtu
jader,kteráserozpadnouvnásledujícísekundě.Uvšech
jaderjepravděpodobnostrozpadustejná.
1136 KAPITOLA 43 JADERNÁ FYZIKA
Statistickoupodstatuprocesurozpadumůžemevyjád-
řit tvrzením, že pro vzoreks N radioaktivními jádry je
rychlostrozpadu−dN/dt úměrná N:
−
dN
dt
= λN, (43.5)
kde konstanta rozpadu λ má charakteristickou hodnotu
prokaždýradionuklid.JejíjednotkouvsoustavěSIjepře-
vrácenásekunda(s
−1
).Rov.(43.5)lzeintegrovatnatvar
N = N
0
e
−λt
(radioaktivní rozpad), (43.6)
kdeN
0
jepočetradioaktivníchjadervevzorkuvčaset = 0
a N jepočetzbylýchjadervlibovolnémnásledujícímoka-
mžiku t. Všimněme si, že třeba žárovky (pro příklad) se
při zkouškách životnosti v žádném případě nechovají po-
dle zákona exponenciálního rozpadu. Vezmeme-li vzorek
1000žárovek,očekáváme,žekjejich„rozpadu“(přepálení
vlákna) dojde u všech přibližně po stejné době. Rozpady
radionuklidů seřídí zcelarozdílnýmizákony.
Často nás více zajímá rychlost rozpadu R =−dN/dt
nežsamotné N.Derivovánímrov.(43.6) dostaneme
R =−
dN
dt
= λN
0
e
−λt
neboli
R = R
0
e
−λt
(radioaktivní rozpad), (43.7)
což je jiná forma zákona radioaktivního rozpadu (rov-
nice (43.6)). Zde R
0
= λN
0
je rychlost rozpadu v čase
t = 0aR je rychlost rozpadu v libovolném následujícím
čase t.
Celková rychlost rozpadu R vzorku radionuklidu se
nazýváaktivita vzorku.JednotkouaktivityvsoustavěSIje
becquerel,podleobjeviteleradioaktivityHenrihoBecque-
rela:
1 becquerel = 1Bq= 1rozpadzasekundu.
Starší jednotkou,kterásestálečastopoužívá,je curie:
1curie= 1Ci= 3,7·10
10
Bq.
Příklad na užití těchto jednotek je následující vě-
ta: „Aktivita vyhořelé palivové tyče číslo 5658 dne
15. ledna 1997 činila 3,5·10
15
Bq = 9,5·10
4
Ci.“ Zmíně-
néhodnesetedyvpalivovétyčirozpadlokaždousekundu
3,5·10
15
radioaktivních jader. Pro takto zavedenou míru
aktivity vzorku není podstatné, jaké je složení radionukli-
dů,jakéjsouhodnotyrozpadovýchkonstantanijakéčástice
jsoupři rozpaduemitovány.
Častojeradioaktivnívzorekumístěnblízkodetektoru,
kterýnedokáže,atquoterightužkvůligeometriiuspořádánínebokvůli
nedostatečnéúčinnostidetektoru,zaznamenatvšechnyroz-
pady ve vzorku. Údaje detektoru jsou v takovém případě
úměrnéaktivitěajsoumenší,nežjeskutečnáaktivitavzor-
ku. Výsledky měření se pak neuvádějí v becquerelech,ale
prostějakopočetimpulzů zajednotkučasu.
Velmi důležitou veličinou je poločas rozpadu τ de-
finovaný jako doba, po které jak N,takR poklesnou na
polovinusvépůvodníhodnoty.Kdyžvrov.(43.7)položíme
R = R
0
/2 adosadíme t = τ,dostaneme
1
2
R
0
= R
0
e
−λτ
.
Řešenípro τ dávávztahmezipoločasemrozpadu τ akon-
stantourozpadu λ
τ =
ln2
λ
. (43.8)
K
ONTROLA 2: Nuklid
131
I je radioaktivní s poločasem
rozpadu 8,04 dne. V poledne 1. ledna byla aktivita
daného vzorku 600Bq. Na základě definice poločasu
rozpadu určete bez počítání, zda aktivita vzorku bude
24. ledna o něco menší než 200Bq, o něco větší než
200Bq,oněcomenšínež75Bq,nebooněcovětšínež
75Bq.
PŘÍKLAD 43.4
Následující tabulka udává některá měření rychlosti rozpadu
vzorku
128
I. Tento radionuklid se často používá v lékařství
pro měřenírychlosti usazování jodu ve štítné žláze.
ČAS R ČAS R
(min) (IMPULZŮ/s) (min) (IMPULZŮ/s)
4 392,2 132 10,9
36 161,4 164 4,56
68 65,5 196 1,86
100 26,8 218 1,00
Najděterozpadovoukonstantuapoločasrozpaduuvedeného
radionuklidu.
ŘEŠENÍ: Jestliževezmemepřirozenýlogaritmusoboustran
rov.(43.7), máme
lnR = lnR
0
−λt.
Vyneseme-litedylnRvzávislostinat,musímedostatpřímku
se směrnicí −λ. To je provedeno na obr.43.8, ze kterého
43.4 ROZPAD α 1137
dostaneme
−λ =−
(6,2−0)
(225min−0min)
neboli
λ = 0,0275min
−1
.
= 1,7h
−1
. (Odpovědquoteright)
Poločas rozpadu najdeme snadno z rov.(43.8):
τ =
ln2
λ
=
ln2
0,00275min
−1
.
= 25min. (Odpovědquoteright)
Aktivita daného vzorku
128
I poklesne na polovinu počáteční
hodnoty za 25 min bez ohledu na to, jaká byla počáteční
aktivita.Stejnětakpoklesneza25minnapolovinupočáteční
hodnoty počet jader
128
I ve vzorku, bez ohledu na to, kolik
jader
128
I vzorekna počátku obsahoval.
ln
R
(
R
v
i
mpulzech
/
s)
čas(min)
0
2
4
6
50 100 150 200
Obr. 43.8 Příklad43.4. Semilogaritmickézobrazenídat z tabulky
měření rozpadu vzorku
128
I. Poločas rozpadu uvedeného radio-
nuklidu(25 min)lzezískatze směrnicepřímky.
PŘÍKLAD 43.5
VzorekKCl o hmotnosti 2,71g je radioaktivní a rozpadá
se s konstantní aktivitou 4490Bq. Ukazuje se, že se roz-
padádraslík,přesnějijehoizotop
40
K,kterýtvoří1,17%nor-
málního složení draslíku. Vypočtěte poločas rozpadu tohoto
nuklidu.
ŘEŠENÍ: Poločas rozpadu určíme podle rov.(43.8). Poně-
vadž aktivita je téměř konstantní, musí být poločas rozpadu
velmi dlouhý a nemůžeme pro jeho určení použít metodu
z př.43.4. Musíme proto dosadit hodnoty N adN/dt do
rov.(43.5).
V dodatku F najdeme pro molární hmotnost KCl hod-
notu74,6g·mol
−1
,takžepočetdraslíkovýchatomůvevzorku
je
N
K
=
(6,02·10
23
mol
−1
)(2,71g)
(74,6g·mol
−1
)
= 2,187·10
22
.
Ztohoto počtu je počet atomů
40
K
N
40
= (2,187·10
22
)(0,0117) = 2,559·10
20
.
Zrov.(43.5) plyne
λ =−
dN/dt
N
=
R
40
N
40
=
(4490s
−1
)
(2,559·10
20
)
= 1,755·10
−17
s
−1
.
Podle rov.(43.8) je poločas rozpadu
τ =
ln2
λ
=
(ln2)(1y/3,16·10
7
s)
(1,755·10
−17
s
−1
)
=
= 1,25·10
9
y. (Odpovědquoteright)
To je srovnatelné se stářím vesmíru! Není divu, že polo-
čas rozpadu tohoto radionuklidu nemůžeme měřit z poklesu
jeho aktivity. Je zajímavé, že i draslík v našem těle obsa-
huje obvyklý podíl radionuklidu; jsme tedy všichni trochu
radioaktivní.
43.4 ROZPAD α
Radionuklid
238
Userozpadátak,žeemitujeα-částici(jádro
atomuhelia)podlevzorce
238
U →
234
Th+
4
He,Q= 4,25MeV. (43.9)
Th je symbol pro prvekthorium Z = 90; jeho poločas
rozpadu je 4,47·10
9
y. Q je energie reakce (v tomto pří-
paděrozpadu),tedymnožstvíenergieuvolněnépřijednom
rozpadu. Můžeme se oprávněně ptát: uvolní-li se při kaž-
dém rozpadu energie, proč se jádra
238
U nerozpadla již
krátce potom,co vznikla?Proč tak dlouho vyčkávají?Od-
povědquoteright najdeme až při hlubším pohledu na mechanismus
α-rozpadu.
Zvolímesimodel,vekterémseα-částicevytvoříuvnitř
jádrajižpředtím,nežzjádraunikne.Naobr.43.9jeznázor-
něn přibližný průběh potenciální energie E
p
(r) soustavy
α-částice a zbytkového jádra
234
Th v závislosti na jejich
vzdálenosti r. Tento průběh je dán součtem (1) potenciá-
lové jámy dané (přitažlivou) silnou jadernou silou půso-
bící uvnitř jádra a (2) Coulombova potenciálu odpudivé
elektrické síly, která působí mezi dvěma částicemi před
rozpademi po něm.
Vodorovná černá přímka označená Q = 4,25MeV
ukazuje energii rozpadu. Jestliže předpokládáme, že tato
energiepředstavujecelkovouenergiiα-částicepřirozpadu,
potom část křivky E
p
(r) nad touto přímkou představuje
potenciálovoubariéru,podobnějakonaobr.39.13.Přestuto
bariérunelzepřelézt.Kdybyseα-částicevyskytlavoblasti
1138 KAPITOLA 43 JADERNÁ FYZIKA
ener
gie
(
MeV)
vzdálenost(fm)
α
α
0
10
20
20
30
40 60 80 100
E
p
(r)
Q=4,25MeV
Q
prime
=6,81MeV
Obr. 43.9 Potenciální energie při emisi α-částice jádrem
238
U.
VodorovnáčernápřímkaoznačenáQ = 4,25MeVukazujeener-
gii rozpadu. Tlustá šedá částtéto přímky ukazuje vzdálenosti r,
které jsou pro α-částici klasicky zakázané. Částice α je zná-
zorněna jako bod, jak uvnitř potenciálové jámy (nalevo), tak
vně (napravo) poté, co protunelovala. Vodorovná černá přímka
označenáQ
prime
= 6,81MeVukazujeenergiirozpaduproα-rozpad
228
U.(Obaizotopymajístejnoukřivkupotenciálníenergie,pro-
tože majístejný náboj jádra.)
bariéry,bylabyjejípotenciálníenergieE
p
většínežcelková
energie E. To by znamenalo, že její kinetická energie E
k
(která je rovna E − E
p
) by byla záporná. Podle klasické
fyziky jetedyoblastbariérypro částicinedostupná.
Nyní už vidíme, proč nedochází kokamžité emisi
α-částice z jádra
238
U! Jádro je obklopeno výraznou po-
tenciálovoubariérou,kterázaujímá—uvažovánovetřech
rozměrech—objemmezidvěmakulovýmislupkami(opo-
loměrech8fma60fm).Tentoargumentjetakpřesvědčivý,
ženyníobrátímeotázkuabudemeseptát:Jakjemožné,že
α-částice,trvaleuvězněnáuvnitřjádra
238
Upotenciálovou
bariérou,alespoňněkdytotojádroopustí?Odpovědquoterightznáme
z čl.39.9, odkud víme, že existuje konečná pravděpodob-
nost tunelování částice potenciálovou bariérou, kterou by
klasicky překonat nešlo. Rozpad α je tedy ve skutečnosti
výsledkemtunelovánípotenciálovoubariérou.
Poněvadž poločas rozpadu
238
U je velmi dlouhý, ne-
může být potenciálová bariéra příliš „prostupná“. Částice
α, která poskakuje sem a tam uvnitř jádra, musí narazit
na vnitřní stěnu bariéry zhruba 10
38
krát, než se jí podaří
uniknout tunelováním. Toto číslo odpovídá 10
21
nárazům
zasekundupodobu4·10
9
let.Myovšemčekámenavnější
straně a můžeme zaznamenat jen ty α-částice, kterým se
podařilo uniknout.
Naševysvětlenímechanismuα-rozpadumůžemeově-
řit na dalších případech. Abychom uvažovali výrazně od-
lišnýpřípad,vezměmeα-rozpadjinéhoizotopuuranu
228
U,
který má energii reakce Q
prime
= 6,81MeV, zhruba o 60%
vyšší než
238
U. (Hodnota Q
prime
je také vyznačena jako vo-
dorovná černá přímka na obr.43.9). Vzpomeňme si na
výsledky z čl.39.9, které ukazují velmi silnou závislost
koeficientu průchodu potenciálovou bariérou na celkové
energii pronikající částice. Očekáváme tedy, že α-rozpad
bude mnohem snadnější pro tento nuklid než pro
238
U.
A skutečně tomu tak je. Podle tab.43.2 je jeho poločas
rozpadupouhých9,1minut!VzrůsthodnotyQna1,6náso-
bekvedekpoklesupoločasurozpadu(tj.účinnostibariéry)
3·10
14
krát.To užjeopravdusilnázávislost.
Tabulka 43.2 Srovnání dvou zdrojů α-částic
RADIONUKLID Q POLOČAS ROZPADU
238
U4,25MeV4,5·10
9
y
228
U681 91min
PŘÍKLAD 43.6
Mámedány následující hodnoty hmotností atomů:
238
U 238,05079u
4
He 4,00260u
234
Th 234,04363u
1
H 1,00783u
237
Pa 237,05121u
Symbol Pa označuje prvekprotaktinium, Z = 91.
(a) Spočtěte energii uvolněnou při α-rozpadu
238
U. Rozpa-
dová reakceje
238
U →
234
Th+
4
He.
Povšimněme si, jakse v tomto vztahu projevuje zachování
jadernéhonáboje:atomováčíslathoria(90)ahelia(2)dávají
v součtu atomové číslo uranu (92). Zachovává se i počet
nukleonů: 238 = 234+4.
ŘEŠENÍ: Celková hmotnost atomů vzniklých po rozpadu
(234,04363u + 4,00260u) je menší než hmotnost atomu
uranu
238
UoDelta1m = 0,00456u.Energiovýekvivalenthmot-
nostního rozdílu je
Q = Delta1mc
2
= (0,00456u)(931,5MeV/u) =
= 4,25MeV. (Odpovědquoteright)
Tato energie rozpadu se projeví jako kinetická energie vyle-
tující α-částice a odraženéhoatomu
234
Th.
Ještě jednou uvádíme, že pracujeme podle zavedených
zvyklostí s hmotnostmi neutrálních atomů a nikoli s hmot-
nostmiholýchjader.Přivýpočtu Delta1msehmotnosti elektronů
vyruší.
(b)Ukažte,že
238
Usenemůžespontánněrozpadnouttak,aby
emitoval proton.
43.5 ROZPAD β 1139
ŘEŠENÍ: Kdyby krozpadu s emisí protonu mohlo dojít,
mělby tvar
238
U →
237
Pa+
1
H.
(Můžeme se přesvědčit, že se i v této reakci zachovává jak
jadernýnáboj,takpočetnukleonů.)Hmotnostobouatomůpo
rozpadu(237,05121u+1,00783u)jealevětšínežhmotnost
atomu uranu
238
U, Delta1m =−0,00825u a energie rozpadu je
Q =−7,68MeV. Znaménko minus ukazuje, že je potřeba
dodat jádru
238
Uenergii7,68MeV ktomu, aby mohlo emi-
tovat protony; určitě ktomu nedojde spontánně.
43.5 ROZPAD β
Říkáme, že jádro prodělává spontánní β-rozpad, když
emituje elektron nebo pozitron (pozitron je antičástice
k elektronu; má tedy stejnou hmotnost, ale kladný náboj).
Podobně jako α-rozpad probíraný v předchozím článku,
je i β-rozpad spontánní proces charakterizovaný energií
rozpadu a poločasem rozpadu. Stejně jako α-rozpad je
i β-rozpad statistický jev s časovým průběhem popsaným
rov.(43.6) a(43.7).Jakodvapříklady vezměme
32
P →
32
S+e
−
+ν(τ= 14,3d) (43.10)
a
64
Cu →
64
Ni+e
+
+ν(τ= 12,7h). (43.11)
Symbol ν představuje neutrino, neutrální částici s téměř
(pokud ne přesně) nulovou hmotností, kterou během roz-
paduemitujejádrozároveňselektronemnebopozitronem.
Neutrinainteragujíshmotoujenvelmislaběaztohotodů-
vodu se dají neobyčejně obtížně zachytit, takže zůstávala
podlouhou dobunepovšimnuta.*
Voboupopsanýchreakcíchsezachovávánábojanuk-
leonovéčíslo.Napříkladpřirozpadupodlerov.(43.10)mů-
žemezachovánínábojezapsatjako
(+15e) = (+16e)+(−1e)+(0e)
azachovánípočtunukleonůjako
(32) = (32)+(0)+(0),
kdejsmevzalivúvahu,žeanielektron,anineutrinonepatří
mezinukleonya ženeutrinománulový elektrickýnáboj.
* Mezi jevy β-rozpadu patří také záchyt elektronu, při kterém se při
rozpadu jádra pohltí jeden z elektronů jeho atomu a emituje se neu-
trino.Tímto případemse nebudeme zabývat.Poznamenejmeještě, že
neutrálníčásticeemitovanápřirozpadupodlerov.(43.10)jeveskuteč-
nostiantineutrino,tohotorozdílusivšakvtétoúvodníčástinebudeme
všímat.
Může se zdát podivné, že jádro emituje elektrony, po-
zitronyaneutrina,poněvadžjsmetvrdili,žesejádroskládá
pouze z neutronů a protonů. Viděli jsme všakjiž dříve,
že atomy emitují fotony, a určitě neuvažujeme o tom, že
atomy„obsahují“fotony.Fotonyprostěvznikajívprůběhu
procesuemise.
Podobně je to s elektrony, pozitrony a neutriny emi-
tovanými jádry při β-rozpadu: vznikají v průběhu emise.
Uvnitř jádraseneutron změnínaproton podlevztahu
n → p+e
−
+ν, (43.12)
neboproton naneutronpodlevztahu
p → n+e
+
+ν. (43.13)
Oba typy β-rozpadu podávají důkaz toho, že — jak už
jsmesezmínili—neutronyaprotonynejsouskutečnéfun-
damentálníčástice.Všimněmesi(vrov.(43.10)a(43.11)),
že se při β-rozpadu nemění hmotnostní číslo A nuklidu;
pouze jeden z nukleonů jádra změní svůj charakter podle
rov.(43.12),neborov.(43.13),alecelkovýpočetnukleonů
zůstávástejný.
Při každém rozpadu α i β se uvolní množství ener-
gie charakteristické pro danou reakci. Při α-rozpadu da-
ného radionuklidu má každá emitovaná α-částice přesně
definovanou kinetickou energii. (Někdy může radionuklid
emitovat několik skupin α-částic, pak má každá skupina
přesně definovanou kinetickou energii.)Při β-rozpadu po-
dlerov.(43.12),kterápopisujerozpadsemisíelektronu,je
všakenergierozpadu Qrozdělenamezielektronaneutrino,
atovrůznýchpoměrech.Někdyzískátéměřvšechnuener-
giielektron,jindyneutrino.Vždyvšakdávásoučetenergie
elektronu a neutrina stejnou hodnotu Q. Takové sdílení
energie, kdy součet dává vždy stejnou hodnotu, nastává
i v případě β-rozpadu podle rov.(43.13), která popisuje
rozpadsemisípozitronu.
Při β-rozpadu může tedy energie emitovaného elek-
tronunebopozitronunabývathodnotodnulydonějakéma-
ximálníhodnoty E
k,max
.Naobr.43.10jerozděleníenergií
pozitronů emitovaných při β-rozpadu
64
Cu (rov.(43.11)).
Maximální hodnota energie pozitronů E
k,max
musí být
rovna energii rozpadu Q, když neutrino neodnáší žádnou
energiiapozitronodnášícelouenergii E
k,max
.Platítedy
Q = E
k,max
. (43.14)
Neutrino
JakoprvnípředpokládalexistencineutrinaWolfgangPauli
v roce 1930. Jeho neutrinová hypotéza nejen umožnila
1140 KAPITOLA 43 JADERNÁ FYZIKA
relativní
četnost
pozitronů
kinetickáenergie(MeV)
E
k,max
00,20,40,6
Obr. 43.10 Rozdělení kinetických energií pozitronů emitova-
ných při β-rozpadu
64
Cu.Maximální hodnota kinetické energie
v tomto rozdělení (E
k,max
) je 0,653MeV. V obecném případě
rozpadujádra
64
Cujetatoenergierozdělenamezipozitronane-
utrino. Nejpravděpodobnější energie emitovaného pozitronu je
0,15MeV.
porozumět energiovému rozdělení elektronů nebo pozit-
ronů při β-rozpadu,ale vyřešila také jinou dřívější záhadu
β-rozpadu,totiž„chybějící“momenthybnosti.
Neutrino je vskutku nepolapitelná částice; vypočítaná
střední volná dráha neutrina s vysokou energií je několik
tisíc světelných let. Přitom neutrina zbylá po Velkém třes-
ku,který asioznačujestvořenívesmíru,jsou nejpočetnější
částicevefyzice.Miliardyjichprocházejíkaždousekundu
našimitěly,anižbyzanechalyjedinoustopu.
Bez ohledu na jejich nepolapitelnost byla nakonec
neutrina v laboratořích detegována. Poprvé to dokázali
v roce 1953 F. Reines a C.L. Cowan se svazkem neu-
trin vytvořených v jaderném reaktoru o velkém výkonu.
(V roce 1995 obdržel za tuto práci Reines Nobelovu ce-
nu, Cowan v té době již nebyl naživu.) Přes velké obtíže
s detekcí je dnes experimentální neutrinová fyzika značně
rozvinutá oblastexperimentálnífyziky,s nadšenýmibada-
teliv několikalaboratoříchpo celémsvětě.
Slunce emituje neutrina velmi hojně z jaderné pece
vesvémnitru,atoivnoci,kdyknámpřicházejítitoposlové
ze středu Slunce zdola, nebotquoteright Země je pro ně téměř zcela
průhledná.Vúnoru1987knámdorazilosvětlozhvězdného
výbuchu ve Velkém Magellanově mračnu (blízká galaxie)
po cestě trvající 170000 let. Při výbuchu vzniklo také ob-
rovské množství neutrin a asi 10 z nich bylo zachyceno
velmicitlivýmdetektoremvJaponsku;záznamtohotoprů-
chodu neutrinjenaobr.43.11.
Radioaktivita a nuklidový diagram
Zkoumánírozpaduα iβ námumožňujezískatnovýpohled
nanuklidovýdiagramzobr.43.4.Přidejmekdiagramutřetí
rozměr, a nanášejme na osu kolmou k rovině NZ hmot-
nostní nadbytek příslušného nuklidu. Hmotnostní nadby-
teknukliduje(nehleděnanáze