베타 붕괴

원자핵의⁻
β 붕괴(반중성미자는 생략).삽입물은 자유 중성자의 베타 붕괴를 보여준다.이러한 묘사는 모두 중간 가상
⁻
W 보손을 나타내지 않습니다.

핵물리학에서 베타 붕괴(β-decay)는 원자핵에서 베타 입자(빠른 에너지 전자 또는 양전자)가 방출되어 원래 핵종을 해당 핵종의 이소바로 변환하는 방사성 붕괴의 일종이다.예를 들어 중성자의 베타 붕괴는 반중성미자를 동반한 전자의 방출에 의해 양성자로 변환되거나, 반대로 양성자는 소위 양전자 방출에서 중성자와 중성자의 방출에 의해 중성자로 변환된다.베타 입자 및 관련 중성미자는 베타 붕괴 전에 핵 내에 존재하지 않지만 붕괴 과정에서 생성된다.이 과정을 통해 불안정한 원자는 양성자와 중성자의 보다 안정된 비율을 얻는다.베타와 다른 형태의 붕괴로 인한 핵종의 붕괴 확률은 핵 결합 에너지에 의해 결정된다.현존하는 모든 핵종의 결합 에너지는 소위 핵 밴드 또는 ^[1]안정성의 계곡이라고 불리는 것을 형성합니다.전자 또는 양전자 방출이 에너지적으로 가능하려면 에너지 방출(아래 참조) 또는 Q 값이 양수여야 합니다.

베타 붕괴는 약한 힘의 결과로, 상대적으로 긴 붕괴 시간을 특징으로 합니다.핵자는 업쿼크와 다운쿼크로 ^[2]구성되며, 약한 힘에 의해 W보손의 방출에 의해 전자/반중성자 또는 양전자/중성자 쌍이 생성됨으로써 쿼크가 그 풍미를 변화시킨다.예를 들어, 두 개의 다운 쿼크와 업 쿼크로 구성된 중성자는 다운 쿼크와 두 개의 업 쿼크로 구성된 양성자로 분해됩니다.

약한 힘에 의해 매개되는 기본적인 핵 과정이 동일하기 때문에 전자 포획은 베타 ^[3]붕괴의 한 종류로 포함되기도 한다.전자포착에서는 원자핵 내의 양성자에 의해 내부 원자전자가 포획되어 중성자로 변환되어 전자 중성미자가 방출된다.

묘사

베타 붕괴의 두 가지 유형은 베타 마이너스 및 베타 플러스로 알려져 있습니다.베타 마이너스(β⁻) 붕괴에서는 중성자가 양성자로 변환되어 전자 및 전자 반중성미자가 생성되고, 베타 플러스⁺(β) 붕괴에서는 양성자가 중성자로 변환되어 양전자 및 전자 중성미자가 생성된다.β⁺ 붕괴는 양전자 ^[4]방출이라고도 한다.

베타 붕괴는 렙톤 수, 또는 전자와 관련된 중성미자의 수라고 알려진 양자 수를 보존합니다.이 입자들은 렙톤 번호 +1을 가지고 있는 반면, 그들의 대입자들은 렙톤 번호 -1을 가지고 있다.양성자 또는 중성자는 렙톤 번호 0을 가지므로 β 붕괴(양전자 또는 반전자)는⁺ 전자 중성미자를 동반해야 하며⁻ β 붕괴(전자)는 전자 반중성미자를 동반해야 한다.

전자 방출(β⁻ 붕괴)의 예로는 탄소-14가 질소-14로 붕괴되어 반감기가 약 5,730년이다.

¹⁴
₆C
→ N
+ e⁻
+

µ e

이러한 붕괴 형태에서, 원래의 원소는 핵 변환이라고 알려진 과정에서 새로운 화학 원소가 된다.이 새로운 원소는 변경되지 않은 질량 $번호$ A를 가지지만 원자 $번호$ Z는 1만큼 증가합니다.모든 핵붕괴와 마찬가지로 붕괴원소(이 경우
C)는 부모핵종, 결과원소(이 경우
N)는 딸핵종으로 알려져 있다.

또 다른 예로는 수소-3(트리튬)이 헬륨-3으로 붕괴되어 반감기가 약 12.3년이다.

³
₁H
→ He
+ e⁻
+

ν e

양전자 방출(β⁺ 붕괴)의 예로는 마그네슘-23이 나트륨-23으로 붕괴되어 반감기가 약 11.3초이다.

²³
₁₂Mg
→ Na
+ e⁺
+

µ e

또한⁺ β 붕괴는 핵변환을 유발하며, 결과 원소는 원자 번호가 1만큼 감소한다.

전자와 반중성미자 사이의 전형적인 에너지 분할을 보여주는 베타 스펙트럼

베타 스펙트럼, 즉 베타 입자에 대한 에너지 값의 분포는 연속적입니다.붕괴 과정의 총 에너지는 전자, 반중성미자, 반동핵종으로 나뉜다.오른쪽 그림에는 Bi의 베타 붕괴로부터 0.40 MeV의 에너지를 가진 전자의 예가 나와 있다.이 예에서, 총 붕괴 에너지는 1.16 MeV이므로, 반뉴트리노는 1.16 MeV - 0.40 MeV = 0.76 MeV의 남은 에너지를 가집니다.곡선의 맨 오른쪽에 있는 전자는 가능한 최대 운동 에너지를 가지며, 중성미자의 에너지는 그것의 작은 휴지 질량에 불과하다.

역사

검출 및 초기 특성 평가

방사능은 1896년 앙리 베크렐에 의해 우라늄에서 발견되었고, 이후 마리 퀴리와 피에르 퀴리에 의해 토륨과 새로운 원소인 폴로늄과 라듐에서 관찰되었다.1899년 어니스트 러더포드는 물체 투과와 이온화를 일으키는 능력에 기초하여 방사성 방출을 알파와 베타(현재의 베타 마이너스)의 두 가지 유형으로 분리했다.알파선은 얇은 종이판이나 알루미늄으로 막을 수 있는 반면 베타선은 수 밀리미터의 알루미늄을 투과할 수 있다.1900년 폴 빌라드는 1903년 루더포드가 근본적으로 새로운 유형으로 식별한 감마선이라는 더 투과적인 방사선을 확인했다.알파, 베타, 감마는 그리스 알파벳의 첫 세 글자입니다.

1900년에 베크렐은 J.J.의 방법으로 베타 입자의 전하 질량비( $m / e$ )를 측정했습니다. 톰슨은 음극선을 연구하여 전자를 확인하곤 했다.그는 베타 입자의 m $/ e$ 가 톰슨의 전자와 동일하다는 $것$ 을 발견했고, 따라서 베타 입자가 사실상 ^[5]전자임을 시사했다.

1901년, 러더포드와 프레더릭 소디는 알파와 베타 방사능이 원자의 다른 화학 원소의 원자로의 변환과 관련이 있다는 것을 보여주었다.1913년, 더 많은 방사성 붕괴의 산물이 알려진 후, 소디와 카지미에즈 파얀스는 독립적으로 방사성 변위 법칙을 제안했다. 이 법칙은 한 원소의 베타(β⁻
) 방출이 주기율표의 한 곳에서 다른 원소를 생성하는 반면, 알파 방출은 두 곳에서 왼쪽으로 원소를 생성한다는 것이다.

중성미자

베타 붕괴 연구는 중성미자의 존재에 대한 최초의 물리적 증거를 제공했다.알파와 감마 붕괴에서 알파 또는 감마 입자는 초기 핵 상태와 최종 핵 상태 사이의 차이에서 에너지를 전달하기 때문에 에너지 분포가 좁다.그러나 1911년 Lise Meitner와 Otto Han이 측정한 베타 입자의 운동 에너지 분포 또는 스펙트럼은 확산 배경에서 여러 선을 보였다.이러한 측정은 베타 입자가 연속 ^[6]스펙트럼을 가지고 있다는 첫 번째 힌트를 제공했다.1914년, 제임스 채드윅은 스펙트럼이 ^[6]^[7]연속적이라는 것을 보여주는 보다 정확한 측정을 하기 위해 한스 가이거의 새로운 카운터 중 하나와 함께 자기 분광계를 사용했다.베타 입자 에너지의 분포는 에너지 보존의 법칙과 명백히 모순되었다.베타 붕괴가 당시 가정한 대로 단순히 전자 방출이었다면, 방출된 전자의 에너지는 특정하고 명확하게 정의된 ^[8]값을 가져야 한다.그러나 베타 붕괴의 경우 관측된 에너지의 광범위한 분포는 베타 붕괴 과정에서 에너지가 손실된다는 것을 시사했다.이 스펙트럼은 여러 해 동안 혼란스러웠다.

두 번째 문제는 각운동량 보존과 관련이 있다.분자 대역 스펙트럼에 따르면 질소-14의 핵 스핀은 1(즉, 감소된 플랑크 상수와 동일)이며, 보다 일반적으로 스핀은 짝수 질량수의 핵에 대해 적분이고 홀수 질량수의 핵에 대해서는 반적분이다.이것은 나중에 ^[8]핵의 양성자-중성자 모델에 의해 설명되었다.베타 붕괴는 질량수를 변경하지 않고 유지하므로 핵 스핀의 변화는 정수여야 합니다.그러나 전자 스핀은 1/2이므로 베타 붕괴가 단순히 전자 방출이라면 각 운동량은 보존되지 않을 것이다.

1920년부터 1927년까지 Charles Drummond Ellis (Chadwick 및 동료들과 함께)는 베타 붕괴 스펙트럼이 연속적이라는 것을 더욱 밝혀냈다.1933년, 엘리스와 네빌 모트는 베타 스펙트럼이 에너지에서 효과적인 상한을 가지고 있다는 강력한 증거를 얻었다.닐스 보어는 에너지 보존이 통계적 의미에서만 사실이라면 베타 스펙트럼이 설명될 수 있다고 제안했고, 따라서 이 원리는 주어진 ^[8]^{: 27}붕괴에서 위반될 수 있다.그러나 엘리스와 모트가 결정한 베타 에너지의 상한은 그러한 개념을 배제했다.이제, 알려진 베타 붕괴 생성물의 에너지 변동성과 그 과정에서 운동량과 각운동량의 보존에 관한 문제가 첨예해졌다.

1930년에 쓴 유명한 편지에서 볼프강 파울리는 전자와 양성자 외에도 원자핵이 중성자라고 부르는 매우 가벼운 중성 입자를 포함하고 있다는 것을 암시함으로써 베타 입자 에너지 난제를 해결하려고 시도했다.그는 이 "중성자"가 베타 붕괴 동안 방출되었다고 제안했지만(따라서 누락된 에너지, 운동량, 각운동량을 설명함) 아직 관측되지 않았다.1931년, 엔리코 페르미는 파울리의 "중성자"를 "중성자"로 개명했다.1933년, 페르미는 양자역학의 원리를 물질 입자에 적용한 베타 붕괴에 대한 그의 획기적인 이론을 발표했는데, 원자 이동의 광양자처럼 물질 입자가 생성되고 소멸될 수 있다고 가정했습니다.따라서 페르미에 따르면 중성미자는 핵에 포함된 것이 아니라 베타 붕괴 과정에서 생성된다; 전자에도 같은 일이 일어난다.물질과의 중성미자 상호작용이 너무 약해서 그것을 검출하는 것은 심각한 실험적인 도전으로 판명되었다.중성미자의 존재에 대한 간접적인 증거는 전자 흡수 후 이러한 입자를 방출하는 핵의 반동을 관찰함으로써 얻어졌다.중성미자는 1956년 클라이드 코완과 프레데릭 라인즈가 코완-라인 중성미자 실험에서 ^[9]직접 검출했다.중성미자의 특성은 파울리와 페르미가 예측한 바와 같이 (몇 가지 사소한 수정이 있었다.)

β⁺
붕괴 및 전자 포획

1934년 프레데릭과 이렌 졸리오-퀴리는 핵 반응에
영향을
미치기 위해 알루미늄 입자를 폭격했고, 생성물 동위원소
P가

우주선에서 발견된 것과 동일한 양전자를 방출하는 것을 관찰했다(1932년 칼 데이비드 앤더슨이 발견).이는 β 붕괴(양성자 방출)의⁺
첫 번째 사례로, 이들은 P가 자연에 존재하지 않는 단수명 핵종이기
때문에 인공 방사능이라고 불렀다.이 발견을 인정받아 1935년 ^[10]노벨 화학상을 받았다.

전자 포획 이론은 1934년 지안 카를로 윅에 의해 처음 논의되었고, 그 후 유카와 히데키 등에 의해 개발되었다.K-전자 포획은 1937년 루이스 알바레즈가 핵종 ^[11]^[12]^[13]V에서 처음 관찰했다.알바레즈는 Ga와 다른 ^[11]^[14]^[15]핵종에서 전자 포획을 연구했다.

패리티 비보존재

1956년 리숭다오와 양첸닝은 약한 상호작용에서 패리티가 보존된다는 증거가 없다는 것을 알게 되었고, 그래서 그들은 이 대칭이 약한 힘에 의해 보존되지 않을 수도 있다고 가정했다.그들은 ^[16]실험실에서 동등성 보존을 테스트하기 위한 실험을 위한 설계의 밑그림을 그렸다.그해 말, 우친슝과 동료들은 추운 온도에서 Co의
비대칭 베타 붕괴를 보여주는 우 실험을 수행했는데, 이는 베타 ^[17]^[18]붕괴에서 패리티가 보존되지 않는다는 것을 증명했다.이 놀라운 결과는 동등성과 약한 힘에 대한 오랜 가정을 뒤엎었다.이론적인 업적을 인정받아 리와 양은 1957년 노벨 물리학상을 받았다.그러나 여성인 우 씨는 노벨상을 ^[19]받지 못했다.

β붕괴⁻

중성자가⁻
⁻
중간 W 보손을 통해 양성자, 전자 및 전자 반중성자로 β 붕괴하기 위한 선도 파인만 다이어그램.고차도에 대해서는, 을 참조해 주세요.

β붕괴에서⁻
약한 상호작용은 원자핵을 원자번호가 1 증가된 핵으로 변환하는 동시에⁻

전자(e)와 전자 반중성미자(
θ)를
_e 방출한다.β
붕괴는⁻
일반적으로 중성자가 풍부한 ^[22]핵에서 발생한다.일반적인 방정식은 다음과 같습니다.

^$A$
_$Z$X
⁻
→ X
+ + e +

x e

^[1]

$여기$ 서 $A$ 와 Z는 붕괴핵의 질량번호와 원자번호이며, X와 X'는 각각 초기 및 최종 원소이다.

또 다른 예는 자유 중성자(¹
₀n
)가
β로⁻
붕괴하여 양성자
(p)가 되는 경우이다.

n
→ p
+ e⁻
+

ν e

。

근본적인 수준(로 파인만 도표에서 오른쪽에 묘사되어)에서, 이것이 음극(−.mw-parser-output .sfrac{white-space:nowrap}.mw-parser-output.sfrac.tion,.mw-parser-output.sfrac .tion{디스플레이:inline-block, vertical-align:-0.5em, font-size:85%;text-align:센터}.mw-parser-output.sfrac .num,.mw의 변환에 의해 발생한다.-parser-output.sfrac .den{디스플레이:블록, line-height:1em, 마진:00.1em}.mw-parser-output.sfrac .den{border-top:1px 고체}.mw-parser-output .sr-only{국경:0;클립:rect(0,0,0,0), 높이:1px, 마진:-1px, 오버 플로: 숨어 있었다. 패딩:0;위치:절대, 너비:1px}1/3 e)은 양극을 위해 쿼크는 W− 입자의 방출, W− 쿼크를(+2/3 e).보슨 나중에 전자와 전자 antineutrino에:희석되는 것.

d
→ u
+ e⁻
+

ν e

。

β붕괴⁺

중간 W⁺
보손을 통해 양성자가 중성자, 양전자, 전자 중성미자로 β 붕괴하기 위한 선도⁺
파인만 다이어그램

β 붕괴, 즉 양전자 방출에서⁺
약한 상호작용은 양전자(e⁺
)와 전자 중성미자(θ)

를
_e 방출하면서 원자핵을 원자번호가 1 감소된 핵으로 변환한다.β
붕괴는⁺
일반적으로 양성자가 풍부한 핵에서 발생한다.일반적인 방정식은 다음과 같습니다.

^$A$
_$Z$X
⁺
→ X
+ + e +

x e

^[1]

이는 핵 내부의 양성자가 중성자로 붕괴하는 것으로 간주할 수 있다.

p → n + e⁺
+

ν e

^[1]

단⁺
, 중성자 질량이 양성자 질량보다 크기 때문에 에너지가 필요하기 때문에 고립된 양성자에서는 β 붕괴가 발생할 수 없다.β
붕괴는⁺
딸 핵이 모핵보다 결합 에너지가 더 클 때(따라서 총 에너지가 더 낮을 때) 핵 내부에서만 발생할 수 있다.이 에너지들 사이의 차이는 양성자를 중성자, 양전자, 중성미자로 변환하는 반응과 이러한 입자들의 운동 에너지로 변환하는 반응에 들어간다.이 과정은 음의 베타 붕괴와 반대되는 것으로 약한 상호작용이 업 쿼크를 다운 쿼크로 변환하여 W의⁺
방출 또는⁻
W의 흡수를 초래함으로써 양성자를 중성자로 변환한다.W⁺
보손이 방출되면 양전자와 전자 중성미자로 붕괴됩니다.

u
→ d
+ e⁺
+

ν e

。

전자포착(K포착)

전자 포획 붕괴를 위한 선도 파인만 다이어그램입니다.전자는 W보손을 통해 핵의 업 쿼크와 상호작용하여 다운 쿼크와 전자 중성미자를 생성한다.두 개의 다이어그램이 선두(두 번째) 순서를 구성하지만, 가상 입자로서 W-보손의 유형(및 전하)은 구분할 수 없습니다.

핵의 β 붕괴(양전자 방출)가 에너지적으로 허용되는 모든⁺
경우에서 전자 포획도 허용된다.이것은 핵이 원자 전자 중 하나를 포착하여 중성미자를 방출하는 과정입니다.

^$A$
_$Z$X
+ e⁻
→
X420 +

ν e

전자 포획의 예는 크립톤-81이 브롬-81로 분해되는 모드 중 하나입니다.

⁸¹
₃₆Kr
+ e⁻
→ Br
+

ν e

방출된 중성미자는 모두 같은 에너지이다.초기 상태와 최종 상태 사이의 에너지 차이가 $2mc e 2$ 미만인 양성자가 풍부한 핵에서는 β 붕괴가 에너지적으로 가능하지 않으며 전자⁺
포획이 유일한 붕괴 ^[23]모드이다.

만약 포획된 전자가 원자핵과 상호작용할 확률이 가장 높은 원자의 가장 안쪽 껍질인 K-쉘에서 나온다면, 그 과정은 K-캡처라고 불립니다.^[24]L-shell에서 나오는 경우 L-capture 등이라고 합니다.

전자 포획은 β 붕괴를 겪을⁺ 수 있는 모든 핵에 대한 경쟁적인 (동시) 붕괴 과정이다.그러나 그 반대는 사실이 아니다: 전자 포획은 양전자와 중성미자를 ^[23]방출하기에 충분한 에너지를 가지고 있지 않은 양성자가 풍부한 핵종에서 허용되는 유일한 붕괴 유형이다.

핵변환

핵붕괴 유형별 동위원소 그래프.주황색과 파란색 핵종은 불안정하며, 이들 영역 사이의 검은 정사각형은 안정적인 핵종을 나타냅니다.많은 핵종들 아래로 지나가는 끊기지 않은 선은 핵종 그래프에서 양성자 번호가 중성자 번호와 동일한 이론적 위치를 나타낸다.그래프는 20개 이상의 양성자를 가진 원소가 안정되기 위해서는 양성자보다 더 많은 중성자를 가져야 한다는 것을 보여준다.

양성자와 중성자가 원자핵의 일부일 경우, 위에서 설명한 붕괴 과정은 한 화학 원소를 다른 화학 원소로 변환합니다.예를 들어 다음과 같습니다.

¹³⁷ ₅₅Cs			→	¹³⁷ ₅₆바	+	이⁻	+	$ν e$	(부식 - 붕괴)
²² ₁₁나			→	²² ₁₀네	+	$이 +$	+	$ν e$	(부식+부식)
²² ₁₁나	+	이⁻	→	²² ₁₀네	+	$ν e$			(스위치 캡처)

베타 붕괴는 핵에 있는 핵자의 수( $A$ )를 변화시키지 않고 $전하$ Z만 변화시킨다.따라서 $동일$ 한 A를 가진 모든 핵종의 집합을 도입할 수 있으며, 이 등압성 핵종들은 베타 붕괴를 통해 서로 변할 수 있다. $특정$ A에 대해 가장 안정적인 것이 있습니다.이러한 핵이 ( $A,$ $Z)$ 번호를 가지면 인접한 핵 $(A$ $, Z-1)$ 은 더 높은 질량 초과를 $가지며$ ( $A,$ $Z)$ 로 베타 붕괴할 수 있지만, 그 반대는 아니다.모든 홀수 $질량수$ A에 대해 알려진 베타 안정 이소바는 하나뿐입니다. $A$ 의 경우, 실험적으로 알려진 베타 안정 아이소바는 최대 3가지입니다. 예를 들어 Sn
, Te
및 Xe는
모두 베타 안정적입니다.약 350개의 알려진 베타 붕괴 안정핵종이 ^[25]있다.

베타 붕괴형 경쟁

일반적으로 불안정한 핵종은 분명히 "중성자 풍부" 또는 "양성자 풍부"이며, 전자는 베타 붕괴를 거치고 후자는 전자 포획을 거친다.단, 홀수 양성, 홀수 중성자 방사성핵종의 경우 베타 양성 또는 베타 음성 붕괴를 거치면서 방사성핵종이 짝수 양성, 짝수 중성자 이소바로 붕괴하는 것이 에너지적으로 유리할 수 있다.자주 인용되는 예는 단일 동위원소
Cu(29 양성자, 35 중성자)로, 경쟁의 베타 붕괴의 세 가지 유형을 보여준다.구리-64의 반감기는 약 12.7시간입니다.이 동위원소는 양성자 1개와 중성자 1개를 가지고 있기 때문에 양성자 또는 중성자 중 하나가 붕괴할 수 있다.이
특정 핵종(이 상황에서는 모든 핵종이 아니지만)은 ^[26]양전자 방출에 의한 양성자 붕괴(18%) 또는 Ni에
대한 전자 포획(43%)을 통해 붕괴될 가능성이 거의 동일하며, 이는 Zn에 대한 전자 방출에 의한 중성자 붕괴(39%)를 통해서이다.

자연발생핵종의 안정성

지구상에서 자연적으로 발생하는 대부분의 핵종들은 베타 안정적이다.베타 안정적이지 않은 핵종은 반감기가 1초 미만에서 우주의 나이보다 훨씬 더 길다.장수하는 동위원소의 일반적인 예로는 홀수-양성자 핵종
K가 있으며, 이 핵종 K는 1.277×^[27]10년의⁹ 반감기로 세 가지 유형의 베타 붕괴(
β⁻
, β 및 전자⁺
포획)를 모두 거친다.

베타 붕괴에 대한 보존 규칙

바리온 번호는 보존되어 있습니다.

B=blac {n_{q}-n_{\bar {q}}{3}

어디에

$n_{q}$ q { $display$ style $n$ _ { $q$ }는 $n_{q}$ 구성 쿼크의 수입니다.
$n$ q q $n_{\overline {q}}$ { $displaystyle$ n _ { \ $overline$ { $n_{\overline {q}}$ q } is $n_{\overline {q}}$ 、구성된 골동물의 수입니다.

베타 붕괴는 중성자를 양성자로 바꾸거나, 양성자 붕괴(전자 포획)의 경우 양성자를 중성자로 바꾸므로 개별 쿼크의 수는 변하지 않습니다.바리온 맛만 변합니다.여기서는 isospin이라고 표시되어 있습니다.

업 및 다운 쿼크는 총 아이소스핀 ${\textstyle I={\frac {1}{2}}}$ ${\textstyle I={\frac {1}{2}}}$ ${\textstyle I={\frac {1}{2}}}$ 2 ${\textstyle I={\frac {1}{2}}}$ { { $textstyle$ I = $axfrac {1}$ { $2}}$ 및 아이소스핀 ${\textstyle I={\frac {1}{2}}}$ 투영을 가집니다.

({displaystyle I_{\text{z}}={\frac {1}{2}}&{\text {\frac {1}{2}}&{\text {down quark}\end{cases}})

다른 모든 쿼크는 I = $0$ 입니다.

일반적으로

({displaystyle I_{\text{z}}=snfrac {1}{2}}(n_{\text{u}}-n_{\text{d}})})

Lepton 번호는 보존되어 있습니다.

(\displaystyle L\equiv n_{\ell}-n_{\bar {\ell}})

그래서 모든 렙톤은 +1, 항립톤 -1, 비렙톤 입자 0의 값을 할당했다.

{\text{n}&{\text{p}&+{\text{e}&+}_{\text{e}}&+{\bar {\text{e}}}_{\L:&=0&+&1&end{matrix}}}&+

각운동량

허용되는 소멸의 경우 순 궤도 각운동량은 0이므로 스핀 양자수만 고려된다.

전자와 반중성미자는 페르미온으로 스핀 1/2 물체이므로 총 $S=1$ $S=1$ { $디스플레이 스타일$ S $=1$ $}($ 반전자) $S=0$ $S=0$ $=$ 0 { $디스플레이$ 스타일 S $=$ 0}( $S=0$ 반전자)에 결합할 수 있습니다.

금지 붕괴의 경우 궤도 각운동량도 고려해야 한다.

에너지 방출

Q 값은 특정 핵붕괴에서 방출되는 총 에너지로 정의된다.따라서 베타 붕괴에서 $Q$ 는 방출된 베타 입자, 중성미자, 반동 핵의 운동 에너지의 합이기도 하다.(베타입자나 중성미자에 비해 핵의 질량이 크기 때문에 일반적으로 반동핵의 운동에너지를 무시할 수 있다.)따라서 베타 입자는 $0$ 에서 ^[1]Q 사이의 운동 에너지로 방출될 수 있습니다. $일반적$ 인 Q는 약 1MeV이지만 몇 keV에서 몇 십 MeV까지 가능합니다.

전자의 나머지 질량이 511 keV이기 때문에, 가장 에너지 있는 베타 입자는 빛의 속도에 매우 가까운 초잠재론적입니다.Re의 경우 베타 입자의 최대 속도는 광속의 9.8%에 불과하다.

다음 표에 몇 가지 예를 나타냅니다.

베타 붕괴 에너지의 예
동위원소	에너지 (keV)	붕괴 모드	평.
공짜 중성자	0782.33	β⁻
⁰⁰³H (트리튬)	0018.59	β⁻	KATRIN 실험에 사용된 것으로 알려진⁻ 두 번째로 낮은 β 에너지.
⁰¹¹C.	0960.4 1982.4	β⁺ ε⁺
⁰¹⁴C.	0156.475	β⁻
⁰²⁰에프	5390.86	β⁻
⁰³⁷K.	5125.48 6147.48	β⁺ ε⁺
¹⁶³호	0002.555	ε⁺
¹⁸⁷레	0002.467	β⁻	레늄 실험용 마이크로 열량계 어레이에 사용되는 알려진⁻ 가장 낮은 β 에너지
²¹⁰Bi	1162.2	β⁻

β붕괴⁻

베타 붕괴에 대한 일반 방정식을 고려합니다.

^$A$
_$Z$X
→ X
+ + e⁻
+

ν e

。

$이$ 붕괴의 Q 값은 다음과 같습니다.

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

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

[

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

(

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

Z

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

) -

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

( X

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

+

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

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

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

)

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

-

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

e - m

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

]

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

]

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

2 ( {

displaystyle

Q = \

left [

m

_

{ A

}

_ { \

mathit

{

A }

} _ { \

mathit

{

Z } }

\

right )

$여기$ 서 m $m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)$ N ( $m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)$ Z $m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)$ ) $m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)$ ( \ $displaystyle$ m $_$ { $N$ } \ $left$ ( { \ $ce {^{$ \ $mathit$ { $A$ }} $_$ { \ $mathit$ { $Z$ $m_{{\overline {\nu }}_{e}}$ $m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)$ } } \ $m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)$ right )는 $m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)$
X 원자의 핵의 질량 $,$ $m_{e}$ ( \ $m_{{\overline {\nu }}_{e}}$ $m_{$ $e$ $}})$ 는 $m_{e}$ 전자의 $질량$ 입니다.즉, 방출되는 총 에너지는 초기 핵의 질량 에너지에서 최종 핵, 전자, 반중성미자의 질량 에너지를 뺀 것입니다. $핵 N$ m의 질량은 다음과 같이 $표준$ 원자 질량 m과 관련이 있다.

({displaystyle m\lefts\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right) c^{2}=m_{N}\left({\ce {{\mathit {Z}}}}_{\right}c^{2}+Zm_{e}={c}_2-sum}_sum})B_{i}}

즉, 총 원자 질량은 원자핵의 질량에 전자의 질량을 더한 값에서 원자에 대한 모든 전자 결합

에너지 i

B의 합을 뺀 값입니다.이 방정식은 m

m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)

m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)

A

)

{\

displaystyle m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\

right

)

m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{{\mathit {Z}}+1}X'}}\right)

m

m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}_{{\mathit {Z}}+1}X'}}\right)

Z +

†)

{\

displaystyle m_{N}{\

mathit {CE} {\cHIT} {\

mathit

} {CE} {CE} {

CE

} {CE} {\cH} {\mathit} {CE} {\cH} {\}}을(\}이 핵질량을 Q-값 방정식으로 대체하면서, 거의 0에 가까운 반중성미자 질량과 고Z 원자에 대해 매우 작은 전자 결합 에너지의 차이를 무시하면서, 우리는 가지고 있습니다.

({displaystyle Q=\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}}\right)-m\left({\ce {^{\mathit {A}}}_{\mathit {Z}+1}X'}\right)\c^{2}})

이 에너지는 전자와 반중성미자에 의해 운동 에너지로 운반된다.

$Q값$ 이 양수일 때만 반응이 진행되기 때문에 원자⁻
X의 질량이 원자
^[28]X의 질량보다 클 때 β 붕괴가 발생할 수 있다.

β붕괴⁺

β 붕괴 방정식은⁺ 일반 방정식과 유사하다.

^$A$
_$Z$X
⁺
→ X
+ + e +

x e

부여

Q=\left[m_{N}\left({{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)-m_{N}\left({\ce {{\mathit {A}}_{\mathit {Z}X'}}}})-{m_{{{\nu}_{\n}_{\right}

하지만, 이 방정식에서, 전자 질량은 상쇄되지 않고, 우리는 다음과 같이 남는다.

({displaystyle Q=\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}\right)-m\left({\ce {^{\mathit {A}}}_{\mathit {Z}-1}X'}}}\right)-m_2.}

$Q값$ 이 양일 때만 반응이 진행되기 때문에⁺ 원자 X의
질량이 전자 ^[28]질량의 최소 2배 이상
X의 질량을 초과할 때 β 붕괴가 발생할 수 있다.

전자 포획

전자 포획에 대한 유사한 계산은 전자의 결합 에너지를 고려해야 한다.이는 원자가 전자를 포착한 후 들뜬 상태로 남게 되고 포착된 가장 안쪽 전자의 결합 에너지가 크기 때문이다.전자 포획을 위한 일반 방정식 사용

^$A$
_$Z$X
+ e⁻
→
X420 +

ν e

우리는 가지고 있다.

{\displaystyle Q=\left[m_{N}\left({\ce {^{\mathit {A}}}_{\mathit {Z}}X}}\right)+m_{e}-m_{N}\left({\ce {{\mathit {Z}-1}X}}\right})_{{\mathit {\mathit}_}_{\}}_{\right}_}_{\mathit}_{\left})

그 결과,

({displaystyle Q=\left({\ce {^{\mathit {A}}_{\mathit {Z}}X}}}\right)-m\left({\ce {{\mathit {A}}}}_{\mathit {Z'}}}_{\right})\right] c^{2}-B_{n}}}_{{\right}}}}}}.

여기

서_n B는 포획된 전자의 결합 에너지이다.

전자의 결합 에너지는 전자의 질량보다 훨씬 작기 때문에, β 붕괴를⁺ 겪을 수 있는 핵도 항상 전자 포획을 겪을 수 있지만, 그 반대는 ^[28]사실이 아니다.

베타 방출 스펙트럼

Bi의 베타 스펙트럼.E_max = Q = 1.16 MeV는 최대 에너지입니다.

베타 붕괴는 양자역학에서 설명된 것처럼 섭동으로 간주될 수 있으며, 따라서 페르미의 황금 법칙이 적용될 수 있다.이를 통해 방출된 베타들의 $운동$ 에너지 $스펙트럼$ N $($ T)^[29]에 대한 식은 다음과 같다.

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

$여기$ 서 T는 운동 에너지, $C$ 는_L 붕괴의 금지성에 의존하는 형상 함수(허용된 붕괴에 대해 일정), $F (Z, T$ )는 최종 상태 핵의 전하인 페르미 함수( $아래$ 참조), $E$ $= T$ + $mc$ 는² 총 에너지, $p$ = $=$ δ(E $/ c) 22$ - $모멘텀$ 은 $QMC$ 이다.방출된 중성미자의 운동 에너지는 대략 Q - 베타 운동 에너지로 $주어진다$ .

예를 들어 Bi의 베타 붕괴 스펙트럼(원래 RaE로 불림)은 오른쪽에 표시되어 있다.

페르미 함수

베타 스펙트럼 공식에 나타나는 페르미 함수는 방출된 베타와 최종 상태 핵 사이의 쿨롱 흡인/반발을 설명한다.연관된 파동 함수가 구형 대칭이 되도록 근사하면 페르미 함수는 다음과 같이 ^[30]분석적으로 계산할 수 있습니다.

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

어디 p이 마지막 운동량, Γ은 감마 함수, S)(만약 α은fine-structure와 최종 국가 핵의 반지름 rN 일정하다)√1 − α2 Z2η)±.mw-parser-output .frac{white-space:nowrap}.mw-parser-output.frac.num,.mw-parser-output.frac .den{:80%;line-height:0;vertical-align:슈퍼 font-size}.mw-parser-output.frac .den{.Vertical-align:}서브 .mw-parser-output .sr-only{국경:0;클립:rect(0,0,0,0), 높이:1px, 마진:-1px, 오버 플로: 숨어 있었다. 패딩:0;위치:절대, 너비:1px}Ze2c⁄ℏp(전자에 대해+, positrons에 −), 그리고 ρ)rN⁄ℏ.

비상대론적 베타( $Q µ e 2$ mc)의 경우 이 식은 다음과 ^[31]같이 근사할 수 있다.

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

다른 근사치는 ^[32]^[33]문헌에서 찾을 수 있다.

쿠리에 플롯

쿠리에 플롯(Fermi-Kurie 플롯이라고도 함)은 프란츠 N. D. 쿠리에가 개발한 베타 붕괴를 연구하는 데 사용되는 그래프이며, 모멘타(또는 에너지)^[34]^[35]가 특정 좁은 범위에 있는 베타 입자의 제곱근을 페르미 함수로 나눈 값이다.이는 페르미 베타 붕괴 이론에 따라 허용되는 전환과 금지된 전환에 대한 직선입니다.Kurie 플롯의 에너지 축(x축) 절편은 전자/양전자(감쇠의 $Q$ 값)에 주어진 최대 에너지와 일치합니다.쿠리에 플롯에서는 중성미자의 유효 ^[36]질량에 대한 한계를 찾을 수 있다.

베타 붕괴 시 방출되는 중성미자, 전자 및 양전자의 헬리시티(분극)

패리티 비보존의 발견 후(이력 참조) 베타 붕괴에서 전자는 대부분 음의 헬리시티로 방출된다는 것이 밝혀졌다. 즉, 순진하게 말하면, 물질에 박힌 왼손 나사와 같이 움직인다(부정적인 세로 ^[37]편광을 가진다).반대로 양전자는 대부분 양의 나선성을 가지고 있다. 즉, 오른손 나사처럼 움직인다.중성미자(양전자 붕괴 시 방출됨)는 음의 나선성을 가지고 있는 반면, 반중성미자(전자 붕괴 시 방출됨)^[38]는 양의 나선성을 가지고 있습니다.

입자의 에너지가 높을수록 분극도 높아집니다.

베타 붕괴 전이 유형

베타 붕괴는 방사선의 각운동량(L값)과 총회전량(S값)에 따라 분류할 수 있다.궤도 및 스핀 각 운동량을 포함하여 총 각 운동량이 보존되어야 하기 때문에, 베타 붕괴는 "페르미" 또는 "가모우-텔러" 전이로 알려진 다양한 핵 각 운동량 또는 스핀 상태로의 다양한 양자 상태 전환에 의해 발생합니다.베타 붕괴 입자가 각운동량을 가지지 않을 때( $L$ = $0$ ), 붕괴를 "허용됨"이라고 하며, 그렇지 않을 경우 "허용됨"이라고 한다.

다른 붕괴 모드는 드물지만 결합 상태 붕괴와 이중 베타 붕괴로 알려져 있습니다.

페르미 전이

페르미 전이는 방출된 전자(전자)와 반중성미자(중성미자)의 스핀이 총 $S=0$ S $S=0$ ({ $displaystyle$ S $=0$ 에 결합되어 핵의 초기 상태와 최종 상태 사이에 각 운동량 변화 δ $\Delta J=0$ $\Delta J=0$ ({ $displaystyle \Delta$ J= $0})$ 가 발생하는 베타 $\Delta J=0$ 붕괴입니다.비상대론적 한계에서 페르미 전이를 위한 연산자의 핵 부분은 다음과 같이 주어진다.

{O}_{F}=G_{V}\sum_{a}{hat}}_{a\pm}

G_{V}

벡터 결합 상수인 G V

({

와 등각 상승 및 하강 연산자

\tau _{\pm }

±({\

displaystyle\tau_{\

pm

})

및

핵의 모든 양성자와 중성자 위를 흐르는

{\

displaystyle

a

}

이다

G_{V}

\tau _{\pm }

a

.

Gamow-Teller로의 이행

가모우-텔러 전이는 방출된 전자(전자)와 반중성미자(중성미자)의 스핀이 총 $S=1$ S $\Delta J=0,\pm 1$ $S=1$ $(\$ $displaystyle$ S $=1$ 에 결합되어 초기 핵 상태와 $\Delta J=0,\pm 1$ 핵 상태 사이에 각 운동량 $\Delta J=0,\pm 1$ $δ$ J = 0, ± 1(\ $displaystyle$ \ $Delta$ J $=0$ 1 $)$ 이 $\Delta J=0,\pm 1$ 되는 베타 붕괴입니다.파티션)이 경우 운영자의 핵 부분은 다음과 같이 주어진다.

{\displaystyle\mathcal {O}}_{GT}=G_{A}\sum_{a}{\hat}_{a}{{hat}}_{a\pm}}

약한 축-벡터 결합 상수인

(\

와

G_{{A}}

\sigma

핵자에서 스핀 플립을 생성할 수 있는 스핀 Pauli 매트릭스

(\display\sigma)

를

\sigma

G_{A}

사용합니다.

금지된 이행

L > $0$ 의 $경우$ , 붕괴는 「금지」라고 불립니다.핵 선택 규칙에서는 높은 $L$ 값이 핵 스핀( $J$ )과 패리티( $θ$ )의 변화를 동반해야 한다.Lth 금지 이행의 선택 규칙은 다음과 같습니다.

(\displaystyle \Delta J=L-1,L,L+1;\Delta \pi =pri1)^{L})

여기서 "

R

" =

1

또는 -1

은 각각 패리티 변경 또는 패리티 변경 없음에 해당합니다.최종 상태의 구조가 초기 상태의 구조와 매우 유사한 이소바릭 아날로그 상태 간 전환의 특수한 경우를 베타 붕괴에 대해 "초허용"이라고 하며 매우 빠르게 진행됩니다.다음 표에 δ를 나타냅니다.J및 andπL의

처음

몇 개 값에 대한 값:

금단성	Δ`J`	Δ`π`
슈퍼허용	0	아니요.
허용된	0, 1	아니요.
첫 번째 금지	0, 1, 2	네.
두 번째 금지	1, 2, 3	아니요.
세 번째 금지	2, 3, 4	네.

희귀 붕괴 모드

결합 상태⁻ β 붕괴

극소수의 자유 중성자 붕괴(약 4백만 명당)는 소위 "2체 붕괴"로, 양성자, 전자 및 반중성미자가 생성되지만, 전자는 양성자를 탈출하는 데 필요한 13.6 eV 에너지를 얻지 못하고, 따라서 중성 수소 ^[39]원자로 단순히 결합되어 있다.이러한 베타 붕괴의 경우, 본질적으로 모든 중성자 붕괴 에너지는 안티뉴트리노에 의해 운반됩니다.

완전 이온화된 원자(나핵)의 경우, 전자가 원자를 빠져나오지 못하고 원자핵에서 낮은 원자 결합 상태(오비탈)로 방출되는 것도 같은 방식으로 가능하다.이것은 이미 전자에 의해 채워진 낮은 한계 상태의 중성 원자에 대해서는 발생할 수 없습니다.

1947년 ^[40]Daudel, Jean, Lecoin에 의해 결합 상태의 β 붕괴가 예측되었고, 완전 이온화된 원자의 현상은 1992년 Dy에 대해⁶⁶⁺ Darmstadt Heavy-Ion 연구 센터의 융 등에 의해 처음 관찰되었다.중성 Dy는 안정적인 동위원소이지만, 완전 이온화된⁶⁶⁺ Dy는 반감기가 47일인 ^[41]K 및 L 껍질로 β 붕괴된다.생성된 핵인 Ho는 완전 이온화 상태에서만 안정되며, 중성 상태에서 전자 포획을 통해 Dy로 붕괴한다.후자의 반감기는 4750년이다.

또 다른 가능성은 완전히 이온화된 원자가 다름슈타트에서 Re에 의해 관찰된 바와 같이 매우 가속화된 β 붕괴를 겪는 것이다.중성 Re는 41.6×10년의⁹ ^[42]반감기로 β 붕괴를 겪지만, 완전 이온화⁷⁵⁺ Re의 경우 32.^[43]9년으로 단축된다.비교를 위해 화학적 환경으로 인한 다른 핵 프로세스의 붕괴율 변동은 1% 미만이다.레늄과 오스뮴의 가격 차이와 지구상에서 발견된 레늄 샘플에서 Re의 높은 점유율로 인해, 이것은 언젠가 ^{[citation needed]}귀금속 합성에 상업적인 관심이 될 것입니다.

이중 베타 붕괴

일부 원자핵은 핵의 전하가 두 단위씩 변하는 이중 베타 붕괴(β 붕괴)를 겪을 수 있다.이중 베타 붕괴는 과정이 매우 긴 반감기를 가지고 있기 때문에 연구하기가 어렵습니다.β붕괴와 β붕괴가 모두 가능한 핵에서는 보다 희귀한 β붕괴과정을 효과적으로 관찰할 수 없다.그러나 β 붕괴는 금지되지만 β 붕괴는 허용되는 핵에서는 이 과정을 볼 수 있으며 반감기를 ^[44]측정할 수 있다.따라서 ββ 붕괴는 보통 베타 안정 핵에 대해서만 연구된다.단일 베타 붕괴와 마찬가지로 이중 베타 붕괴는 A를 $바꾸지$ 않는다. 따라서 일부 $A$ 를 가진 핵종 중 적어도 하나는 단일 베타 붕괴와 이중 베타 붕괴에 대해 안정적이어야 한다.

"일반적인" 이중 베타 붕괴는 두 개의 전자와 두 개의 반중성미자를 방출합니다.중성미자가 메이저라나 입자(즉, 그들만의 대립자)라면 중성미자 이중 베타 붕괴로 알려진 붕괴가 발생합니다.대부분의 중성미자 물리학자들은 중성미자 이중 베타 붕괴가 ^[44]관찰된 적이 없다고 믿는다.

「」를 참조해 주세요.

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붕괴 및 전자 포획

패리티 비보존재

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β붕괴⁺

전자포착(K포착)

핵변환

베타 붕괴형 경쟁

자연발생핵종의 안정성

베타 붕괴에 대한 보존 규칙

바리온 번호는 보존되어 있습니다.

Lepton 번호는 보존되어 있습니다.

각운동량

에너지 방출

β붕괴⁻

β붕괴⁺

전자 포획

베타 방출 스펙트럼

페르미 함수

쿠리에 플롯

베타 붕괴 시 방출되는 중성미자, 전자 및 양전자의 헬리시티(분극)

베타 붕괴 전이 유형

페르미 전이

Gamow-Teller로의 이행

금지된 이행

희귀 붕괴 모드

결합 상태⁻ β 붕괴

이중 베타 붕괴

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β붕괴−

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