Untersuchung der Photospaltung von Kohlenstoff - ETH E

Prom. Nr. 1970
Untersuchung
der
Photospaltung
in drei
von
Kohlenstoff C12
Alphateilchen
VON DER
EIDGENÖSSISCHEN TECHNISCHEN
HOCHSCHULE IN ZÜRICH
ZUR ERLANGUNG
DER WÜRDE EINES DOKTORS DER
NATURWISSENSCHAFTEN
GENEHMIGTE
PROMOTIONSARBEIT
VORGELEGT VON
VALENTIN L. TELEGDI
aus
Budapest (Ungarn)
Referent: Herr Prof. Dr. P. Scherrer
Korreferent: Herr Prof. Dr. W. Pauli
Basel
Buchdruckerei E. Birkhäuser & Cie., AG.
1951
Sonderabdruck
aus
Helvetica
Physica Acta,
23.
Jahrgang,
Nr.
6/7,
1950.
.
„
.
.
e
quindi
uscimmo
a
riveder le stelle."
Dante, Göttliche Komödie, Ende des Inferno.
Untersuchung der Photospaltung
in drei
von
I.
§
Als
tionen
1.
Kernphotoeffekt
zu
oder
Kohlenstoff C12
Alphateilehen
V. L.
Telegdi.
EXPERIMENTELLER
Einleitung
von
TEIL.
und historischer
Überblick.
Photospaltung pflegt
bezeichnen, bei denen
aus
man
Kernreak¬
einem Kern unter der Ein¬
wirkung eines y-Quants ein Teilchen (z.B. ein Neutron, Proton
usw.) ausgesandt wird. 1934 gelang es Szilard und Chalmers1),
mit Hilfe natürlicher y-Strahlen das am Kern Be9 besonders schwach
gebundene Neutron abzuspalten, bald darauf Chadwick und
Goldiiaber2) die Photospaltung des Deuterons.
Die Bindungsenergien aller übrigen stabilen Kerne sind aber
weit grösser als die Energien der härtesten natürlichen y-Strahlen;
erst durch Verwendung der bei der Reaktion Li7 (p, y) Be8 ent¬
stehenden Gammastrahlung, deren Maximalenergie rund 18 MeV
beträgt, gelang es Botiie und Gentner3) an einer Vielzahl von
Kernen zuerst (y, n)- und dann Wäffler und Mitarbeitern4) (y, f)Prozesse
zu erzeugen.
Der Nachweis dieser Prozesse
erfolgte jeweils
der Aktivitäten der Restkerne. Er
war
also
durch
nur
in
Bestimmung
jenen Fällen
möglich, in denen die Aussendung eines Teilchens zu einem insta¬
bilen Isotop führte.
Man erkannte früh, dass auch (y, <x)-Reaktionen prinzipiell mög¬
lich sein sollten, vgl. Livingston und Bethe5). Bei vielen leichten
Kernen, insbesondere jenen, die sich aus Alphateilchen zusammen¬
gesetzt denken lassen (z. B. C12, 016), ist ja die für die Abspaltung
eines Alphateilchens nötige Arbeit viel kleiner als die Bindungs¬
energien der einzelnen Nukleonen. Für den Nachweis einer mög¬
lichen (y, a)-Reaktion durch Aktivitätsmessungen wirkt sich dieser
Umstand aber ungünstig aus, weil gerade bei diesen Kernen die
Emission eines Alphateilchens fast nie auf ein unstabiles Isotop
führen kann.
V. L.
4
Parallel
zu
ïelegdi.
ihren oben erwähnten ersten Versuchen über Kern¬
photoeffekte versuchten Bothb und Gbntnbr*) am C12 eine
(y, a)-Reaktion nachzuweisen. Sie benützten als Nachweismittel
ein Kohlezählrohr und einen Proportionalverstärker.
Infolge der
der
und
der
zu geringen
damaligen Apparaturen
Unempfindlichkeit
Intensität der zur Verfügung stehenden Strahlenquelle (Li-yStrahlung, s. o.) blieb ihnen ein Erfolg versagt.
Der Nachweis der (y, oc)-Reaktionen scheiterte also aus zwei
Gründen: der ungenügenden Intensität der Gammastrahlen (es ist
für diese Reaktion ein viel kleinerer Wirkungsquerschnitt zu er¬
warten als für (y, n)- und (y, p)-Prozesse) und der Unzulänglichkeit
der Nachweismittel.
Kernphotoaffekto folgende
Jahrzehnt
brachte in dieser Hinsicht entscheidende Fortschritte.
Wäffler
Das der
und
Entdeckung
Mitarbeiter6)
der
bauten in Zürich eine
Hochspannungsanlage
mit
sehr grossem Protonenstrom, die systematisch zur Untersuchung
von Kernphotoeffekten mit Hilfe der Li-y-Strahlung benutzt wurde
und dank ihrer Intensität eine ganze Reihe neuer Photoeffekte zu
beobachten gestattete. Andererseits entwickelte sich die Verwen¬
dung
von
photographischen
Bristoler Schule
zu
Emulsionen durch die Arbeiten der
einem Präzisionsinstrument für den Nachweis
kernphysikalischer Prozesse.
Hänni führte 1947/48 an diesem Institut unter der Leitung von
E. Bleuler eine Diplomarbeit aus, in deren Rahmen er die An¬
wendbarkeit photographischer Emulsionen für die Kernphysik zu
untersuchen hatte. Er bestrahlte unter anderem Platten mit der
Li-y-Strahlung,
um
festzustellen,
Anwendung zum
prinzipiell im Wege stand.
Emulsion deren
nicht
ob
die
y-Empfindlichkeit
der
Nachweis seltener Photoeffekte
Er benutzte sog. Eastman Kodak Alpha Fine Grain Emulsions
und setzte sie in nächster Nähe der Quelle rund 50 Stunden lang der
Li-y-Strahlung aus. Es zeigte sich, dass dieser Emulsionstyp, der
an sich recht unempfindlich ist und heute aus diesem Grund nicht
mehr hergestellt wird, auch bei kräftiger, zum Nachweis der Spuren
von
Alphateilchen genügender Entwicklung durch die Gamma¬
strahlen bzw. durch die
nur
so
massig
von
diesen sekundär
bestrahlten Materials lieferte
Anzahl
erzeugten Elektronen
verschleiert wird. Die
mikroskopische Durchsicht des
neben einzelnen Alphaspuren eine
„dreistrahligen Sternen", d. h. von drei aus einem
Alphateilchenspuren. Da damals schon
war7), dass die beim Resonanzeinfang von Protonen von
von
Mittelpunkt
bekannt
*) Laut
auslaufenden
einer freundliehen
Privatmitteilung
von
Prof. Dr. W. Gentner.
Photospaltung
440
keV
wiegend
Li7
an
von
entstehende
einer Linie
aus
Kohlenstoff C12 in drei
von
Alphateilchen.
Gammastrahlung
17,6 MeV besteht,
5
zumindest
wenn
vor¬
auch über
eventuelle andere
die erwähnten
Komponenten Unklarheiten herrschte, konnten
Ereignisse auf Grund der Energiebilanz der Reaktion
C» + hv
also einer
Photospaltung
=
3
He4,
des C12 in drei
(1)
Alphateilchen zugeschrieben
werden.
Eine genauere Analyse des Materials zeigte bereits,
(1) zumindestens vorwiegend über die Stufen
dass
die
Reaktion
C12 + hv
=
Be8*
Be8* + He4
=
(2 a)
2 He4
(2 b)
verläuft; darüber wurde in einer vorläufigen Mitteilung8) berichtet.
Die
Durch
erwähnte
die
Reaktion ist also als
Arbeiten
von
Hibzel
und
(y, a)-Prozess
Wäffler9)
zu
deuten.
wurden
die
Schwierigkeiten zutage gefördert, mit denen die theoretische Deu¬
tung von Kernphotoeffekten auf Grund der bewärten Compoundkern-Vorstellung10) zu kämpfen hat. Schon hierdurch gewinnt die
Untersuchung dieser ersten (y, «)-Reaktion Interesse. Durch die
Natur des Ausgangskerns C12 gewinnt sie indessen besondere Be¬
deutung. Kohlenstoff C12 gehört nämlich zu den anfangs erwähnten
Kernen, die hinsichtlich ihrer Neutronen- und Protonenzahl
einer ganzen Zahl von Alphateilchen zusammengesetzt sind.
aus
Die
Verhältnisse bei den
Bindungsenergien dieser Kerne haben Whee¬
Hypothese geführt, dass sie eine Art „molekularer"
Struktur besitzen, bei der die Alphateilchen die Rolle der Atome
spielen. Diese Auffassung gestattet einige Voraussagen über die
Eigenschaften der betrachteten Kerne zu machen, die zwar mit der
Erfahrung in leidlichem Einklang stehen, jedoch keine eindeutige
Entscheidung zu ihren Gunsten rechtfertigen.
ler u.
a.
zur
Wir erblicken11) in der Reaktion (1) ein geeignetes Mittel zur
Prüfung dieses sogenannten Alphateilchenmodells. Die vorliegende
Arbeit setzt sich also zum Ziel, die Untersuchung der Photospaltung
des C12 zunächst im Anschluss an die oben skizzierten vorläufigen
Messungen experimentell zu verbessern und hierauf die Ergebnisse
theoretisch mit den Vorhersagen des Alphateilchenmodells zu ver¬
gleichen.
V. L.
6
§
2. Die
angewandte
Telegdi.
Methode und die
Die für den ersten Nachweis der
C12 benutzte
photographische
zu
überwindenden
Photospaltung
Schwierigkeiten.
des Kohlenstoffs
Methode wurde auch für die ein¬
gehendere Untersuchung beibehalten, weil
auf diesen Prozess ganz besonders geeignet
Durch die Seltenheit des Prozesses
waren
sie für die
Anwendung
ist.
wir gezwungen, die
zu¬
als Nachweismittel und als
Target (C12 ist in der Gelatine
der Emulsion in beträchtlicher Menge enthalten) dienenden Platten
einer sehr intensiven Bestrahlung (etwa 1010 Quanten/cm2) aus¬
zusetzen. Infolge ihrer Sekundärelektronen rufen jedoch Gamma¬
strahlen einen starken Untergrund von entwickelten Körnern her¬
vor, der die Beobachtung der Spuren der bei der Photospaltung
erzeugten Teilchen sehr erschweren und u. U. gänzlich verunmög¬
gleich
lichen kann.
In verhältnismässig unempfindlichen Emulsionssorten sowie bei
Unterentwicklung tritt zwar ein solcher Untergrund weniger stark
in Erscheinung, doch wird zugleich auch die Qualität der nachzu¬
weisenden Spuren in Mitleidenschaft gezogen.
Aus der Tatsache, dass die den Gegenstand unserer Untersuchung
bildende Reaktion ein sehr seltener Prozess ist, erwachsen auch
an
die anzuwendende Messtechnik besondere
ein beträchtlicher Teil des Materials für
tung
zur
A.
Verfügung
Eignung
Anforderungen, damit
die quantitative Auswer¬
steht.
und
Entwicklung
verschiedener Emulsionsarten.
vorläufigen Untersuchung verwendete,
Die bei der
heute nicht
mehr handelsübliche Emulsionssorte „Eastman Kodak
Alpha Fine
gegenüber Gammastrahlen sehr un¬
empfindlich und blieb auch bei den intensivsten Bestrahlungen
(etwa 300 r) trotz normaler Entwicklung glasklar (nominelle
Schichtdicke 30 /u). Leider ist aber auch die Empfindlichkeit gegen¬
über ionisierenden Teilchen gering und man erhält nur ungenügend
definierte Alphateilchenspuren, deren nicht miteinander verwach¬
senen Körner leicht mit dem Untergrund zu verwechseln sind.
In der Folge prüften wir folgende Emulsionen für kernphysika¬
lische Zwecke, die von der Firma Ilf ord hergestellt werden :
Grain Emulsion" erwies sich
Normaler
Typ
Oj
E1
'
.Dj
I
'
Nachweis
von
Nachweis
von
Nachweis
von
Bestimmungszweck
Mesonen, Protonen, Alphateilchen.
Protonen, Alphateilchen.
Fission-Spuren.
Photospaltung
Kohlenstoff C12 in drei
von
Alphateilchen.
7
Gammaempfindlichkeit wurden die Platten mit
Th(N03)4-4H20-Lösung (etwa 1 g/1) getränkt, getrocknet,
Als Test für die
einer
Tage gelagert, mit einer medizinischen Röntgenquelle be¬
gleichen Bedingungen entwickelt. Da die weiche
Röntgenstrahlung die Platten viel stärker schwärzt als harte
Gammastrahlen (wie z. B. die der Li7-(p, y)-Reaktion), ermöglichte
dieses Vorgehen eine beträchtliche Zeitersparnis.
Die Standardprozedur zur Entwicklung der Platten (100 (i Nomi¬
nalschichtdicke) war folgende :
1 bis 2
strahlt und unter
10 Minuten Tränken in destilliertem Wasser.
30—35 Minuten
Entwicklung
in ID19-Entwickler, 1:3 verdünnt,
Flüssigkeit.
2%iger Essigsäure.
bei 18° C und Rühren der
2—5 Minuten
Stopbad
in
Spülen.
30%iger Fixiersalzlösung, unter kräftiger Bewegung
Lösung, anderthalbmal so lang als zum Klarwerden der
Emulsion nötig.
Fixieren in
der
Die
so
gefundenen
Plattensorten
relativen
Empfindlichkeiten
Versuche
durch
wurden
Gammastrahlen im wesentlichen
gibt
einen
mit
bekräftigt.
Die
der verschiedenen
hochenergetischen
folgende Tabelle I
Überblick über diese Resultate.
Tabelle I.
Verhalten verschiedener Emulsionsarten
Ent¬
Typ
wicklungsart
gegenüber Röntgen- und Gammastrahlen.
Brems¬
Masamaldosis für
Röntgen¬
strahlen*)
Qualität
strah¬
Li-y-Strahlung**)
lung***)
0,3 -108 Qu./cm2
5r
Ci
Standard
0,1
r
«i
Standard
0,6
r
3-101«
Qu./cm2
50
r
D,
Standard
1,2
r
6-1010) Qu./cm2
200
r
*) Medizinische Röntgenröhre (70 kV);
der
Spuren
OL,
a
p
gut
gut
p schwach
a
braucht).
p keine
r-Intensität gemessen mit
Siemens-
Röntgendosismeter.
Target; Quantenzahl aus Wirkungsquerschnitt
isotroper Winkelverteilung.
***) Grenzenergie 25 MeV; Messung mit dickwandiger Graphitionisationskammer.
**)
500-kV-Protonen auf dicke
unter Annahme
Die in der Tabelle I
Vergleichsgrössen
angegebenen
aufzufassen.
Zahlen sind
Nicht
nur
nur
sind
als
die
qualitative
Intensitäts¬
messungen der schwärzenden Strahlung mit einer Unsicherheit von
± 50% behaftet, sondern auch bei gleicher Emulsionsart schwankt
V. L.
8
die effektive
Empfindlichkeit
Telegdi.
wesentlich
von
einer
Lieferung
zur
anderen.
Nachdem diese Vorversuche
gezeigt hatten, dass E1-Platten für
geeignetsten sind, wurde nach einer Entwick¬
lungsart gesucht, die bei minimalem Untergrund gut ausgebildete
Alphateilchenspuren liefert.
unsere
Zwecke
am
Die Anzahl der
Ereignisse
bei
gleicher y-Intensität
kann
man
dadurch erhöhen, dass man mit möglichst grossen Schichtdicken
arbeitet. Einem solchen Vorgehen sind aber aus verschiedenen
Gründen Grenzen gesetzt. Mit zunehmender Schichtdicke werden
mikroskopische Beobachtung immer un¬
die Emulsionen für die
geeigneter,
und
zwar
nicht
nur
infolge des Gammauntergrundes,
Entwicklung ausscheidende
man allerdings durch eine Bleich¬
sondern auch durch das sich bei der
kolloidale Silber. Letzteres kann
behandlung nach Occhialini12) teilweise entfernen. Überdies treten
Verzerrungen der Gelatine, die unvermeidlich zu falschen Reich¬
weite- und
Winkelmessungen
der
Spuren führen,
bei wachsender
Schichtdicke immer stärker auf, vgl. Franzinbtti13). Schliesslich
nehmen die Schwierigkeiten der Entwicklungsprozedur mit der
Schichtdicke erheblich
zu.
Aus diesen Gründen beschränken wir
Nominalschichtdicke. Zur
uns
auf Platten
von
200 /u
Erzielung
einer in der ganzen Tiefe gleichwendeten wir die von Dilworth, Occhia¬
massigen Entwicklung
und Payne14) vorgeschlagene sogenannte Temperaturentwick¬
lung an. Hierbei wurden verschiedene Verdünnungen des Entwick¬
lers sowohl in der kalten wie auch in der warmen Phase ausprobiert.
Tabelle II gibt eine Übersicht über die beiden Prozeduren, die die
besten Ergebnisse lieferten.
lini
Das Entwickeln
erfolgte ohne Bewegung der Entwicklerlösung,
Eindringen in die Schicht ohnehin gewähr¬
leistet. Bei der Entwicklung mit ID19 geht man von der kalten zur
warmen Phase durch Zufügung eines gleichen Volumens von Wasser
da die kalte Phase das
von
rend
20° C
man
zum
1:2 verdünnten, 5° C kalten Entwickler über, wäh¬
Entwicklung mit Amidol die Platten aus dem
bei der
kalten in den
warmen
Es sei bemerkt,
Entwickler
dass
die
gleicher Konzentration hineinstellt.
Temperaturentwicklung,
wenn
zwar
nicht erforderlich, doch auch für Platten mit 100 /n Schichtdicke
angewandt werden kann. Sie erleichtert stets das Erzielen einer
guten Diskriminierung, vgl. Vermaesen15).
Das Fixierbad befand sich in einem mit Rührschaufel versehenen
Behälter, auf dessen Wänden die Platten in Glashaltern aufgehängt
waren. Es wurde zuerst nach 5, dann nach 10, 20 usw. Minuten
Photospaltung
Alphateilchen.
Kohlenstoff C12 in drei
von
9
gewechselt und ständig gerührt. Es zeigte sich, dass ein Zusatz von
NH4C1 die Fixierzeit verkürzt, ohne die Platten merklich zu schä¬
digen. Nach dem Fixieren wurden die Platten eine Nacht lang
gewässert; der sich insbesondere bei der Entwicklung mit ID19
bildende oberflächliche Silberbelag kann entweder vor dem Trock¬
nen mit einem Hirschlederlappen durch sanftes Abwischen unter
Wasser oder nachher mit Methylalkohol gut entfernt werden.
Tabelle II.
Prozeduren
zur
Entwicklung
von
200-/u-.E1-Platten.
Behandlung
Dauer
Tränken in destilliertem Wasser
A
Entwickeln in ID19, 1:4 verdünnt
Stopbad
Spülen,
in Acid
.
.
.
20'
5°C
.
.
.
30'
18° C
20'
5°C
Hardener*)
Fixieren in
30%iger
Thiosulfatca.
Tränken in destilliertem Wasser
B
Fixieren in
30%iger
=
saures
3 g
ca.
18° C
5»C
20'
5°C
20'
18° C
20'
5°C
Thiosulfatca.
*) „Acid Hardener,,
**) Amidol-Entwickler:
Wasser gelöst.
120'
30'
....
Prozedur
Spülen,
5°C
30'
....
Entwickeln in ID19, 1:2 verdünnt
Prozedur
Temp.
120'
ca.
18° C
Stopbad, Rezept nach Powell & Occhialini16).
25 g kryst. Natriumsulfit in 1000 cm3
Amidol,
Der Trocknung ist besondere Aufmerksamkeit zu schenken, falls
Verzerrungen vermieden werden sollen. Es empfiehlt sich, die Plat¬
ten
an
von
einem
einer
kühlen, staubfreien Ort
Beschleunigung
mit Hilfe
von
selbst trocknen
von
Lampen
und
zu
lassen;
dergleichen
ist abzusehen.
Während das für die
vorliegende
Arbeit verwendete Material nach
den Prozeduren A bzw. B entwickelt wurde, wurde auch noch die
Eignung einiger
geprüft.
in
neuerer
Zeit bekannt
gewordener
Methoden
Grinten17) vorgeschlagene Entwickler wurde
modifizierten Form auf ^-Platten von
von Yagoda18)
200 fi Nominalschichtdicke angewandt. Er gestattet bei einer Brems¬
strahlung von 32 MeV Grenzenergie eine y-Intensität von 25 r
und liefert ausgezeichnete, gegen den Untergrund gut diskrimiDer
in
der
von van
der
V. L.
10
nierte
Alphateilchenspuren;
dringtiefe
Die
der
gelang
jedoch nicht,
uns
eine Ein-
mehr als 100 jjl zu erzielen.
Cameron und Millar19) vorgeschlagene Modifikation
von
von
der Grinten'sehen Methode
van
Resultate. In mit 200
r
bestrahlten
von
E^-Platten
wir gut definierte,
minierte
es
Telegdi.
(!)
gab
uns
überraschend gute
der oben erwähnten
Bremsstrahlung
100 ju Nominalschichtdicke erhielten
massigen Untergrund befriedigend diskri¬
vom
Alphateilchenspuren.
Für
grössere Schichtdicken soll nach
Angabe ihrer Autoren diese Methode nicht brauchbar sein, doch
wären Bemühungen in dieser Richtung lohnend.
Es sei noch erwähnt, dass
grund
einer
durch
Behandlung
wässerigen Lösung,
unsere
Versuche, den Gammaunter(sei es durch Tränken in
der Emulsion
sei
Hinzufügen des Mittels zur
Entwicklerlösung)
Schleierverhütungs¬
mittel, nämlich 6-Nitrobenzimidazol, zu bekämpfen, zu keinem be¬
merkenswerten Ergebnis führten.
es
durch
mit einem der bekannten
B. Messtechnik und
Die
Anforderungen,
die bei einer mit Hilfe der
Methode auszuführenden Arbeit
durch die
Häufigkeit
der
zu
so
Wahl der Messtechnik
möglichst
zu
muss
photographischen
weitgehend
stellen sind, werden
Ereignisse bestimmt,
sollen. Ist diese klein,
gänglich
Fehlerquellen.
man
die
gedeutet
werden
trachten, durch eine richtige
viele
Ereignisse
der
Deutung
zu¬
machen.
Bei den Kohlenstoffsternen, die die Photospaltung des C12 lie¬
fert, handelt es sich um sehr seltene Ereignisse, insbesondere wenn
zur
den
Auslösung der Reaktion die Li-y-Strahlung benutzt wird. Auf
günstigsten Platten hatten wir in diesem Fall etwa 43 Sterne/
cm2, d. h.
einen
Stern
auf
250
Gesichtsfelder bei einer 1050 x
Vergrösserung, wie sie wegen der Kleinheit der Ereignisse zum
Absuchen verwendet werden musste. Die wesentlichsten Punkte
der
Messtechnik, die angewendet werden musste,
Bedingungen
mit
um
einem vertretbaren Zeitaufwand
nehmbaren Statistik
zu
gelangen,
seien im
folgenden
unter diesen
zu
einer
an¬
erörtert.
a) Schrumpfung.
Das Herauslösen der Bromsilberkristalle während des Fixierens
bewirkt bei den stark
silberhaltigen Emulsionen
lische Zwecke eine starke
dicke. Der
q
Verminderung
Schrumpfungskoeffizient
der
für kernphysika¬
ursprünglichen Schicht¬
ursprüngliche Schichtdicke
Schichtdicke der trocknen, entwickelten Emulsion
Photospaltung
ist ein Mass für diese
der Reichweiten eine
Spur gilt
von
Alphateilehen.
Erscheinung und spielt
ausschlaggebende Rolle.
bei der
11
Bestimmung
geradlinige
Für eine
offenbar
B
wobei B
Kohlenstoff C12 in drei
=
=
Reichweite der
(L2
+
Spur,
(fe-S)2)*,
L
—
ihre auf die Plattenebene
der gemessene Tiefenunterschied
projizierte,
Länge,
zwischen den beiden Endpunkten derselben.
h
messbare
Will
=
sich nicht auf ganz flache Spuren beschränken
wie
oft
für
wird
so
muss
man
—,
häufigen Ereignissen
gemacht
man
dies bei
—
Reichweitebestimmung S gut kennen.
prüfen, ob S auf der ganzen Fläche und
in allen Tiefen einer Emulsionsschicht den gleichen Wert hat.
Wir bestimmten den Schrumpfungskoeffizienten auf zwei unab¬
hängige Arten:
1. Alpha-Kanone.
eine genaue
Energie
—,
Ferner ist die Annahme
zu
zeigt schematisch im Schnitt das so bezeichnete Gerät.
Spitze P einer Nadel ist ein Poloniumpräparat angebracht,
Alphastrahlen durch den kreisförmigen Schlitz 8 in die dar-
Fig.
1
An der
dessen
d. h.
Fig. 1.
Alpha-Kanone.
unter
liegende unexponierte
Emulsion
unter
einem
bekannten
Winkel a0 eintreten. Man entwickelt die Platte, trocknet sie und
bestimmt aus der gemessenen Länge L und Tiefe h der Po-Alpha¬
a. Das Verhältnis der Tangenten
Schrumpfungskoeffizienten S.
teilchen deren Eintrittswinkel
Winkel a0 und
a
gibt
den
2. Direkte
Aus
der
Emulsion einer
der
Bestimmung.
unexponierten
Platte schneidet
man
einen schmalen Streifen heraus und bestimmt mit Hilfe einer Tast¬
uhr die effektive
Schichtdicke. Man entwickelt diese
Testplatte
V. L.
12
und misst nachher
Telegdi.
die Dicke der Schicht durch Ein¬
Mikroskop
am
stellen auf die Oberfläche und die tiefsten Körner in der Gelatine
(vgl.
den Abschnitt
Tiefenmessung).
Diese zwei Methoden lieferten
uns
übereinstimmende
Ergebnisse.
sind die erhaltenen Werte
gut reprodu¬
zierbar; sie dürften sich mit der Feuchtigkeit der Luft, in der die
Platte aufbewahrt wird, etwas ändern. Die mit der Alphakanone
Für eine
in
gleiche Lieferung
Platte
jede
Kontrolle der
Messung
eingeschossenen Spuren ermöglichen
Schrumpfung,
im
Annahme fanden wir innerhalb
(Ev
meisten für
die
Schrumpfung auf der ganzen
gleichen Masse erfolgt. Diese
der Messgenauigkeit bestätigt.
die
geprüft, ob
(1,5"Xl")
Fläche einer Platte
200
ständige
vorzuziehen ist.
Es wurde auch
Die
eine
weshalb diese Methode der direkten
vorliegende Arbeit
verwendeten
Platten
ß) ergaben
S
=
2,25,
Übereinstimmung mit der Messung von Westöö20)
C2-Platten. Da sich der Schrumpfungskoeffizient nach unserer
fahrung auch in extremen Fällen von diesem Wert höchstens
in guter
±6% unterscheidet,
wurde letzterer
wertung für das gesamte Material
zur
Erleichterung
an
Er¬
um
der Aus¬
angenommen.
b) Tiefenmessung.
Nimmt man an, dass die Normalen der Ebenen, in denen die
„Kohlenstoffsterne" liegen, in bezug auf die Einfallsrichtung der
sie erzeugenden Gammastrahlen isotrop verteilt sind, so sieht man,
wenige Prozente aller Sterne annähernd parallel zur Plat¬
liegen, d. h. aus flachen Spuren bestehen. Dies wird durch
die Erfahrung bestätigt. Es ist also im vorliegenden Fall kaum
möglich, die Auswertung auf flache Spuren zu beschränken. Ande¬
rerseits verursacht gerade bei verhältnismässig kurzen Spuren eine
Ungenauigkeit in der Bestimmung ihrer „Tiefe", d. h. des Tiefen¬
unterschiedes zwischen ihren beiden Endpunkten, einen beträcht¬
dass
nur
tenebene
lichen Fehler in der
Energiebestimmung. Dabei sind rund 30 % der
Spuren von Sternen, die von der Hauptkomponente der Li-yStrahlung herrühren, kürzer als 10,«. Unsere Untersuchung erfor¬
derte aus diesen Gründen eine besondere Sorgfalt bei der Tiefen¬
messung.
Wie
üblich
erfolgte
die
stellen der Fokalebene des
Tiefenmessung durch sukzessives
Mikroskopobjektivs auf Anfang und
Ein¬
Ende
Photospaltung
der
Spuren,
d. h.
von
jeweils
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
13
auf den
Mittelpunkt des Sterns und das
Ermittlung der Verstel¬
dass
die direkte Ablesung
zeigten,
letzte Korn des betreffenden „Strahls", und
Schon die ersten Versuche
lung.
dieser
Verstellung an der Feintriebtrommel auch bei guten
skopen zu ungenau und vor allem nicht reproduzierbar ist.
Dem
wir
am
Mikro¬
Beispiel von Champion und Powell21) folgend, brachten
Messungen verwendeten Wild-Binokular-Mikroskop
für die
eine Präzisionstastuhr an, die 1 n abzulesen und Bruchteile davon
abzuschätzen gestattet. Mit dieser Einrichtung konnten Tiefen¬
messungen mit einer
durchgeführt werden.
Genauigkeit
von
0,5 bis 1,0
fx
reproduzibel
c) Längenmessung.
Längenmessungen wurden bei 1500xVergrösserung (Öl1:100) mit einem Okularmikrometer durchgeführt,
dessen Teilung eine Längenmessung auf ± 0,5 n gestattet. Das
Okularmikrometer wurde mit einem Objektmikrometer geeicht.
Anfänglich massen wir die Längen bei 2250 x Vergrösserung mit
Die
immersion
einem Okularmikrometer, dessen Skala eine
des
Ablesegenauigkeit
von
ermöglicht. Da jedoch eine solche Genauigkeit angesichts
vergleichbaren Durchmessers der entwickelten Körner gar nicht
etwa
0,3
n
sinnvoll und durch die bei starker
keitsverminderung wieder
in
Vergrösserung
Frage gestellt wird,
Hellig¬
eintretende
verliessen wir diese
Messweise bald.
Eine
wesentliche
Einschränkung
der
Messgenauigkeit
rührt
daher, dass durchaus nicht alle Alphateilchenspuren vollkommen
geradlinig
Spuren,
die durch
Vielfachstreuung oder
gekrümmt waren, wurde
dies durch eine abgeschätzte Korrektur berücksichtigt ; Sterne mit
offensichtlich durch Distorsion stark verzerrten Spuren wurden ver¬
worfen. Bei Spuren, die einen auf Einfachstreuung zurückzufüh¬
renden scharfen Knick aufwiesen, wurden Längen und Tiefen der
verlaufen. Bei
schwache Distorsion der Gelatine leicht
Teilstücke gemessen und daraus die Gesamtreichweite berechnet.
Gammauntergrundes waren in der
Nähe des Endes einer Spur oft Körner zu beobachten, deren Zu¬
gehörigkeit zur betreffenden Spur nicht eindeutig war. Wir liessen
uns im allgemeinen von der Erwägung leiten, dass Alphateilchen
Infolge
am
des
beträchtlichen
Ende ihrer Reichweite
am
stärksten ionisieren und rechneten
die betreffenden Körner nicht dazu. In besonders dubiosen Fällen
entschieden wir über die
betrachtung (siehe
weiter
Zugehörigkeit
unten).
auf Grund einer
Impuls¬
V. L.
14
Gibt
und
man
Telegdi.
die Unscharfen AL, Ah und AS für die
Schrumpfungswerte
vor,
so
der Reichweite B nach der Formel
LAL
AR
Längen-, Tiefen-
berechnet sich der relative Fehler
:
S*hAh
h^S^ ji8_
_
(3)
Da B fast im ganzen Energiebereich durch eine Potenz von E
(Energie) dargestellt werden kann, gilt ein linearer Zusammenhang
zwischen
ABjB und AE/E.
Die Kurven der
Fig.
2
zeigen
diese beiden
4»=as*
Fig.
2.
Relative Messfehler bei der
Reichweitebestimmung.
Grössen in Abhängigkeit von h, mit L als Parameter. Diese Figur
zeigt einerseits deutlich die Erhöhung der Präzision durch eine
Verbesserung der Messtechnik, andererseits aber auch, dass nicht
wie oft angenommen wird
die steilsten Spuren die ungünstigsten
sein müssen. Eine Schranke ist allerdings durch das Straggling
—
—
gesetzt.
d) Impulserhaltung
Hat
man
sichtigt,
so
der Sterne
spaltung
bei den
braucht
prüfen
Messungen
man
alle erwähnten Einzelheiten berück¬
noch ein
und die
als Kontrolle.
von
Kriterium,
um
die
Zuverlässigkeit
andern Prozessen als der Photo¬
des C12 herrührenden Prozesses ausscheiden
Ein solches Kriterium liefert
zu
können.
der Umstand, dass der
Impuls
Photospaltung hervorrufenden Gammaquants verglichen zu
den Impulsen der ausgesandten Alphateilchen sehr klein ist. Es
ist für unsere Zwecke bequem, als Einheit des Impulses den Impuls
eines Alphateilchens von 1 MeV einzuführen. In diesen Einheiten
des die
uns
Photospaltung
sind die
aus
von
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
15
Impulse der Alphateilchen zahlenmässig gleich der Wurzel
Energie in MeV und der Impuls des Gammaquants ge¬
ihrer
geben durch:
V
0,2 für 17,6 MeV, d. h.
=
r
(4)
•
Grössenordnung der durch die
vorgetäuschten Gesamtimpulses der drei Alpha¬
teilchen und daher vernachlässigbar. Ist die Summe ihrer Impulse
gleich Null, so müssen die drei Alphateilchen Spuren erzeugen, die
in der unbehandelten Emulsion in einer Ebene liegen. Diese Kopla¬
narität ist zwar nur eine erforderliche Bedingung für die Erfüllung
der Impulserhaltung, doch gestattet sie einen Teil der nicht als
Photospaltung des Kohlenstoffs zu berücksichtigenden Ereignisse
bereits bei der mikroskopischen Betrachtung auszuscheiden.
Zur Berechnung des Gesamtimpulses eines Sterns braucht man
ausser L, h und 8 noch die Winkel <pt, die die drei Spuren mit einer
festen Richtung in der Plattenebene, z. B. mit der Vorschubrich¬
tung des Mikroskoptisches bilden. Diese Winkel kann man leicht
p
=
von
der
Messfehler stets
auf bekannte Weise mit Hilfe eines drehbaren Okulars
Impulskomponenten
sich
der i-ten
Spur (vor
der
messen.
Die
Schrumpfung) ergeben
zu
p®
V®
pW
=
=
=
(E,)* cos ÇP./B,
Lt{E$ sni(plBt
K S (E,)*/B, (h mit Vorzeichen!)
Lt
Aus diesen Grössen lässt sich der
angeben.
quanten
Betrag
des
Fielen in eine Platte während der
nur
in der Schichtebene ein,
Gesamtimpulses
Bestrahlung
kann
so
(5)
man
sofort
die Gamma-
sich
u.
U. auf
Gesamtimpulses
^-Komponente
Weg zur Impulskontrolle ist der, dass man zuerst
die Winkel &tk berechnet, die je zwei Spuren vor der Schrumpfung
miteinander bildeten. Ergibt sich Koplanarität*), so zeichnet man
das Diagramm der drei Impulse in der Sternebene und kontrolliert
graphisch die Impulserhaltung in dieser. Es wäre allerdings falsch,
nur zwei der &ilc zu berechnen, die Koplanarität vorauszusetzen und
alsdann die graphische Kontrolle durchzuführen.
Beide der angegebenen Methoden sind recht zeitraubend, wenn
eine grössere Anzahl von Ereignissen geprüft werden soll. Im näch¬
sten Abschnitt ist ein mechanisches Gerät angegeben, das eine
schnelle Durchführung der Impulskontrolle gestattet.
eine Kontrolle
beschränken.
des
Ein anderer
*)
Eine strenge Koplanarität ist
nicht Null ist; die vom
y-Quants
Abweichungen
sind
allerdings
klein
an
sich nicht
Quant
von
und
der
möglich,
den
weil der
Messfehlern
Impuls
des
herrührenden
gleichen Grössenordnung.
16
V. L.
e)
Hilfsmittel
Telegdi.
zur
Auswertung.
Auswertung unserer Messungen haben wir eine Reihe
herangezogen, die sich gut bewährt haben, so
ihre Beschreibung rechtfertigen dürfte.
Zur
Hilfsmitteln
sich
1.
Dieser
wurde
Fowler und
gaben
die
von
dass
Energiebestimmung.
Reichweite-Energiebeziehung
Cube22) zugrundegelegt,
von
wobei auf Grund
Lattes,
von
An¬
der Firma Ilford angenommen wurde, dass die Reichweite
NOMOGRAMS! ZUR BESTIMMUNG DER
skU
10
ENERGIE VON
et-TEILCHEN IN E-PLATTI
Fig.
Nomogramm
in
Ü^-Platten
Platten.
zur
bei
Bestimmung der
3.
Reichweite
gegebener Energie
Diese Annahme
scheint
um
von
a-Teilchen in
3%
2?X-Platten.
kleiner ist als in
Cr-
durch kürzlich veröffentlichte
Messungen von Rotblat43) nicht bestätigt zu werden, nach denen
das Bremsvermögen von Ex-Emulsionen nur 0,3% grösser sein soll
als das von Cx-Platten. Andeutungen in diesen Sinne waren aller-
Photospaltung
von
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
17
dings bereits einer im Institut ausgeführten Arbeit von Bonanomi23) zu entnehmen.
Das in Fig. 3 wiedergegebene Nomogramm gibt den Zusammen¬
hang zwischen den gemessenen Grössen L, h und den gesuchten
Grössen B, E wieder und beruht auf der bekannten Möglichkeit der
Addition mit Hilfe von drei parallelen Leitern. Die angegebenen
Beispiele dürften zur Erklärung genügen. Mit der gemessenen Länge
L kann
man
teilung (hier
entweder direkt in Einheiten der Okularmikrometer1 Teilstrich
=
oder in n
2/3 [£)
weite kann für zwei verschiedene Werte des
eingehen. Die Reich¬
Schrumpfungsfaktors 8
ße/spta
9,
=
78.50.
«j-52.50. ß
8t-&k=26*.
36ü°34tf330°320o310o
0° 20^30° 40°
50°
ßL*6k
=
s
SO'
131°
300°
290°
280°
60°
70°
80°
-*-
270°
90°
Kg.
Tomogramm
zur
bestimmt werden.
Bestimmung des
Die
4u=
70°
260°
110°
250°
240°
110°
120°
230°220°2Jt£20Cfj60o
130° 140°15Cfi60DtBCr
4.
raumlichen Zwischenwinkels
Ablesegenauigkeit
&ik.
ist in Anbetracht
der
Für kürzere
Messfehler für L > 5 ju, h > 0,5 ju durchaus genügend.
Spuren hatten wir eine Tabelle der Werte von B und E in Funktion
von
L und h
angelegt.
Es sei noch bemerkt, dass die mit E kotierten Leitern noch mit
|/.E/-ß-Skala kombiniert werden können,
führung der Impulskontrolle von Nutzen ist.
einer
was
für die Durch¬
V. L.
18
2.
Berechnung
Telegdi.
der Zwischenwinkel
<Plk.
Die Kenntnis der Winkel <Plk, die je zwei Spuren eines Sternes
miteinander in der unbehandelten Emulsion einschhessen, kann
Impulserhaltung (s. o.) wie auch für
Anregungsenergien E* des als Zwischenzustand
Berechnung
auftretenden Be8* erforderlich sein. Die Berechnung aus den sphä¬
rischen Bestimmungsstücken der einzelnen Spuren ist zwar trivial,
jedoch sehr zeitraubend. Das erforderliche Xomogramm ist in Fig. 4
wiedergegeben; es wurde für andere Zwecke von Luckey24) ent¬
sowohl für die Kontrolle der
der
die
worfen. Die Winkel Qt, mit deren Summen und Differenzen
man
Nomogramm eingehen muss, sind gegeben durch 0t
arctg(/i<S/L), ßlk ist der in der Bildebene gemessene Winkel zwischen
zwei Spuren. Auf dem Schiebestreifen des Nomogramms ist auch
eine cos 0,^-Skala vorgesehen, weil diese Grösse besonders oft be¬
nötigt wird. Vorteilhafterweise fällt diese Skala linear aus.
in
das
=
s^^Y
Gerat
3.
Das in
Fig.
5
Gerät
dargestellte
zur
Fig. 5.
Impulskontrollo.
zur
Impulskontrolle.
Gerät
ermöglicht
eine rasche räumliche
Rekonstruktion der Kohlenstoffsterne und eine fast unmittelbare
Ermittlung
aller interessierenden
Grössen. Zur Erläuterung des
folgendes genügen:
Es sind drei mit Teilungen versehene Stangen vorgesehen, deren
Spitzen den Endpunkten der drei Spuren entsprechen. Diese Stan¬
gen sind in Schienen geführt, die um eine gemeinsame Achse ge¬
dreht und in bezug aufeinander unter ablesbaren Winkeln fest¬
gestellt werden können. Die gemeinsame Achse bildet eine vierte
Stange, deren untere Spitze den Mittelpunkt des Sterns repräsen-
Bildes dürfte
Photospaltung
tiert.
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilehen.
Die Ebene der drei Schienen
Mikroskops,
mittleren
Spuren
senen
von
in
während die die
Stange
bezug
entspricht
Spitzen der drei
alle vier
Spitzen,
der Bildebene des
äusseren und
verbindenden Geraden die wahre
auf die Bildebene darstellen. Bei
Kohlenstoffsternen sollen diese
der
der drei
Lage
richtig
gemes¬
Geraden, und daher auch
annähernd in einer Ebene
Durch Verschieben der
19
liegen.
in ihren Klemmfuttern bzw.
Stangen
dieser in den Schienen können die gemessenen Längen und Tiefen
eingestellt werden. Es ist vorteilhaft, bei den auf den Stangen
leicht
vorgesehenen Teilungen
rücksichtigen.
Stellt
man
die
Schrumpfung
vornherein
zu
be¬
das Gerät auf einem mit konzentrischen,
bezifferten Kreisen versehenen Blatt auf,
bzw. die
von
Impulse
der einzelnen
Spuren
sofort
Man erhält ein Bild des Sternes in seiner
die Winkel &lk direkt
phisch durchführen kann.
man
messen
entsprechend
Energien
abgelesen werden.
können die
so
eigenen Ebene, auf
Impulskontrolle
und die
augenfällig, wie das Gerät zu ergänzen ist, falls
Spuren mit einer gegebenen Richtung (z. B.
fallenden y- Strahl) bestimmt werden sollen.
dem
gra¬
Es ist
auch die
Winkel der
dem ein¬
C.
Strahlenquellen.
a) hi-y- Strahlung.
Der grösste Teil
aus Bestrahlungen*)
Resonanzeinfang von 440-kVProtonen an Li7 entsteht. Für eine Untersuchung des Mechanismus
von Photoeffekten eignet sich diese Strahlung besonders, weil sie
zum überwiegenden Teil aus einer scharfen Linie besteht. Für die
Zwecke der vorliegenden Arbeit bietet sie jedoch einige Schwierig¬
keiten, die kurz gestreift seien.
mit der
unseres
Gammastrahlung,
Materials stammt
die beim
1. Intensität.
Selbst bei einem Protonenstrom
Anlage3)
des Institutes
von
rund 500
liefert, beträgt diese
nur
juA,
etwa
wie sie die
106/4
n
sec.
photographischen Nachweis eines Photoeffektes mit einem Wirkungsquerschnitt von der Grössenordnung
10~29 cm2 sehr lange Bestrahlungen der Emulsionen, wobei die
Platten in nächster Nähe der Target aufgestellt werden müssen.
Dies
*)
bedingt
für den
Wir möchten
arbeitern für die
an
dieser Stelle Herrn Prof. Dr. H. Wàffler und seinen Mit¬
Durchführung
zahlreicher
Bestrahlungen
danken.
Telegdi.
V. L.
20
Für die
Untersuchung
von
Winkel Verteilungen
(vgl. § 3B)
wirkt
Er bedeutet auch eine
ungünstig
apparative Schwierigkeit, weil die Bestrahlungen wegen der Fading¬
gefahr möglichst in einem Zuge durchzuführen sind.
Die absolute Intensität der Strahlung, das Verhältnis ihrer Kom¬
ponenten sowie die Isotropie der letzteren sind noch nicht sicher¬
gestellt. Eine genaue Bestimmung des absoluten Wirkungsquer¬
sich dieser Umstand sehr
aus.
schnitts eines Photoeffekts ist
nicht
2.
Ob
zwar
ohne
Festlegung
dieser Daten
die
Begleiterscheinungen.
Apparatur
mit besonders
Wasserstoff betrieben wurde,
armem
stets
jedoch
möglich.
von
Energien
reinem,
waren
die
an
Deuterium
Gammastrahlen
einer grossen Anzahl von Li-D-Neutronen begleitet, die
bis zu 14 MeV haben. Diese erhöhen nicht nur durch
sondern erzeugen in der Emul¬
Rückstossprotonen den Untergrund,
sion infolge der Reaktion25)
C12 +
n
=
3HeHn
dreistrahligen Sternen. Diese können zwar
von der Hauptkomponente der Gammastrah¬
lung herrühren, aus energetischen Gründen nicht verwechselt
werden; zur Unterscheidung von Sternen, die von der Komponente
von rund 14,5 MeV herrühren, ist jedoch eine genauere Analyse
auch eine Anzahl
von
mit den Sternen, die
erforderlich.
b) Bremsstrahlung.
Zur
Untersuchung
der
Abhängigkeit
und des Reaktionsmechanismus
von
der
Wirkungsquerschnitts
Energie diente die Brems¬
des
strahlung eines Beta-Synchrotrons von rund 24 MeV Grenzener¬
gie*). Die Intensität und die Definition des Einfallswinkels der
Strahlen bildeten hier keine grosse Schwierigkeit. Hingegen war
das Spektrum der von der Maschine gelieferten Strahlung nicht
experimentell ermittelt worden, so dass das theoretische Spektrum
nach Heitleb26) angenommen werden musste, während bekannt¬
lich Abweichungen davon festgestellt wurden27).
Die Intensität wurde auf Grund
von
Messungen
mit einer dick¬
Zuverlässigkeit
wandigen Graphitionisationskammer ermittelt;
dieser Messungen, die wir ± 50% schätzen, beeinträchtigt entdie
*)
Der
Synchrotrongruppe
der A.E.R.E. in Malvern, insbesondere den Herren
F. K. Gowabd und J. J. Wilkins, sei
gedankt.
an
dieser Stelle für ihr
Entgegenkommen
Photospaltung
die
sprechend
des
von
Kohlenstoff C12 in drei
Genauigkeit
unserer
Alphateilchen.
Angaben
21
über den Absolutwert
Wirkungsquerschnitts.
Die
Energie
Gammastrahlen
der
genügt
zur
Auslösung
der
Reaktion :
Oi« + hv
Diese wird tatsächlich in den
obachtet28).
Sterne
Die
können
Photoeffekts
bestrahlten Emulsionen be¬
von uns
dieser Reaktion herrührenden
von
Anlass
am
4 He4.
=
zur
Kohlenstoff
Verwechslung
geben,
wenn
mit
den
vierstrahligen
Sternen
eine der vier
Spuren
des
nur
kurz ist oder mit einer andern zusammenfällt. Ferner
erzeugen die
Gammastrahlen in der umgebenden Materie durch Photoeffekt
Neutronen, deren Energie zur Auslösung der obenerwähnten Spal¬
tung des Kohlenstoffs in drei Alphateilchen genügt. Aus diesen
Gründen mussten die bei der Bestrahlung mit dem Synchrotron
erhaltenen Sterne auf
eindeutig
Impulserhaltung
kontrolliert werden,
dem untersuchten Effekt zuordnen
Die Intensität der
Schwärzung
zu
um
sie
können.
ist bei den mit kontinuierlichem
Spektrum
bestrahlten Platten bei
niedrigem
Z den Anteil der weichen
gleicher Anzahl von Sternen pro
Flächeneinheit grösser als bei der Li-y-Strahlung, weil der weiche
Teil des Spektrums in dieser Hinsicht sehr wirksam ist, aber keine
Sterne liefert. Man kann durch Vorschalten eines Absorbers von
§
3. Die
zu
Strahlung
untersuchenden Grössen und
der
etwas vermindern.
Zusammenhänge;
Diskussion
Zuverlässigkeit der Bestimmungen.
A. Reaktionsmechanismus.
Da bei den
Verfügung
Energien direkte Reak¬
Kernphysik bisher so¬
zusagen nie beobachtet wurden, lag die Vermutung nahe, dass es
sich auch bei der Photospaltung des C12 in drei Alphateilchen um
tionen, die
uns zur
zu
stehenden
drei Teilchen führen, in der
einen in zwei Stufen verlaufenden Prozess handelt. In der ersten
Stufe sollte ein
angeregtes Be8 und ein Alphateilchen entstehen,
in der zweiten das instabile Be8 in zwei weitere
fallen. Um dies nachzuweisen, können wir
Reaktion
B11 + H1
wie sie
von
=
3
Alphateilchen
der Analyse
uns
He4,
Bbthe29) durchgeführt wurde,
anschliessen.
zer¬
der
V. L.
22
Telegdi.
Strahlung.
Bei „monochromatischer"
a)
Wir wollen zuerst den einfachen Fall diskutieren, bei dem die
Reaktion durch eine scharf monochromatische Linie
und als Zwischenzustand
ligt
ein Niveau des
nur
ist. In der zweiten Stufe der Reaktion
Be8*
werde eine
Energie
Berylliums
und dessen
Energie
hv
den sehr kleinen
diese
Energie
Alphateilchen
(2 b)
2 He4
Anregungsenergie des
(positive) Bindungsenergie in bezug auf zwei
—
\
B
\
auf die beiden
die
=
Be8* + He4,
E*
zur
des
Energie
2(äv-|B|-E*)/8
=
erhält. Dabei ist B die
des C12 für den Gesamt-
Bindungsenergie
prozess, d. h. die Summe der kinetischen
stehenden Alphateilchen
ET
Schwerpunkt
=
=
jedes der beiden Alphateilchen
punkt eine Geschwindigkeit
F2)3
voraus, dass
ïBe
und den
die
Energie
Stufe
(2 b)
=
so
bezug
(8)
auf diesen Schwer¬
(E*/Mj.
Zerfallsrichtungen V2<3
Be8 scharf ist,
(7)
Geschwindigkeit
in
zwischen der
E* eine feste
s
[(ET-E*)/SMj
und
man
der drei ent¬
Energien
hv-\B\.
des Be8* erhält die
vBe
Setzt
(2a)
Verfügung. Vernachlässigt
Gammaquants, dann verteilt sich
Reaktionsprodukte so, dass das erste
—
Impuls
E1
Der
:
E* frei; sie umfasst die
C12 + hv
steht die
wird
In der ersten Stufe der Reaktion,
Alphateilchen.
man
=
ausgelöst
angeregten Be8 betei¬
Flugrichtung
(9)
des
Berylliums
keine Korrelation besteht und
Grösse, d. h. das angeregte Niveau des
verteilen sich die
entstehenden beiden
Energien der in der zweiten
Alphateilchen gleichmässig zwischen
den Grenzen
*Ä
=
[(Er-E*)*
±
(3 E*)*]2/6.
(10)
Hat das Niveau des Be8 eine Halbwertsbreite, dann erhalten die
bei der Reaktion (2 a) entstehenden „ersten Alphateilchen" nur im
Mittel die
Energie Ey.
Man darf annehmen, dass die Anzahl
N^Ey)
Photospaltung
von
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
23
Alphateilchen, die mit einer Energie zwischen Ex und Ex + dE1
ausgesandt werden, durch die Breit-Wigner'sche Dispersionsformel
gegeben ist:
die
NJEJ
Dabei ist
für
Ej
W1 (Ex)
WJEi) dE1
=
die Anzahl der
=
-
-yiW'£gi
Alphateilchen
(H)
_
pro
Energieeinheit
Bi,
=
y
Entsprechend ist
teilung der beim
modifizieren. Die
=
2
T/S
r
Niveaubreite des Be8 *.
=
(10) begrenzte gleichförmige Ver¬
Be8*, entstehenden Alphateilchen zu
Verteilungsfunktion dieser Alphateilchen berech¬
auch die durch
Zerfall des
net sich nach der Formel
W
:
iE
2.3 V
)
ifi)
=
W^E^dE*
f
(12)
V
£max(Äi)_£min(£i)
J
;
Et *"'" (Ei, 3)
die
schwer auszuwerten ist.
allerdings
nun diese Betrachtung mit der experimentell gefun¬
Energieverteilung der Alphateilchen vergleichen. Fig. 6 ist
ein Histogramm der Energieverteilung von 720 Alphateilchen aus
240 Sternen, die alle aus der gleichen Platte stammen und eindeutig
Wir wollen
denen
auf die
waren;
17,6-MeV-Komponente
ihre
Gesamtenergien
der
waren
verteilt, mit einem Mittelwert
neuesten
Massenwerten
von
Li-y-Strahlung
von
zurückzuführen
zwischen 9,5 und 11,5 MeV
rund 10,48 MeV. Nach den
Mattauch-Flammersfeld30) ergibt
sich:
ET
Die
Übereinstimmung
durchaus
Kennt
=
(10,31 ± 0,09)
mit dem Mittelwert der
Gesamtenergien
ist
befriedigend.
man
ET,
so
kann
man
die
Alphateilchen berechnen, indem
ergibt
MeV.
Maximalenergie
in (6) E*
man
Eax der ersten
=
0
setzt*)
;
es
sich
Efax
=
6,88 MeV
in guter Übereinstimmung mit dem
den entsprechenden Pfeil in Fig. 6.
experimentellen Befund, vgl.
0,09 MeV setzen, entsprechend der Bindungs¬
*) Eigentlich sollten wir E*
energie des Be8. Diese Energie ist aber von der Grössenordnung der Unbestimmt¬
heit von Erp, so dass sie vernachlässigt werden kann.
=
V. L.
24
Die
Telegdi.
dargestellte Energieverteilung zeigt eine ausgeprägte Spitze
Ëx
ergibt
hieraus
sich nach
bei
4,88 MeV;
=
(6)
E*
=
3,0 MeV.
Setzen wir diesen Wert in
bzw. obere
Zerfall des
(10) ein, so erhalten wir für die untere
„kastenförmigen" Verteilung der beim
Grenzenergie
Be8* entstehenden Alphateilchen
der
E^
~
a
0,04 MeV
=
E*°f
=
5,42 MeV.
Teilchen/MeV
200
WO
3
4
Fig.
Analyse
Efax
ist auf der
von
240 Sternen
Energieskala
Die Anzahl der
vom
480
Das Maximum der
Teilchen/MeV.
„erste" Alphateilchen
J80
sind
zu
von
6 durch Pfeile
89
ximin
angedeutet.
a-Teilchen/MeV.
bei
296
Ea
—
89
4,88 MeV beträgt 296
=
=
207
a-Teilchen/MeV
<x-
als
zählen, d. h.
W! (#a)
Integration
Fig.
gleichen Platte.
""^2,3
Verteilung
Davon
Durch
der
=
Ä2,3
der
aus
berechnet sich die Höhe der „kasten¬
=
ip max
7 Me/
Zerfall des Be8* herrührenden a-Teilchen
480. Daraus
beträgt 2.720/3
förmigen" Verteilung zu
^2,3(ß2>3)
ff
5
6.
=
207
-Teilchen/MeV.
(11) gewinnt
W1 (Ei) i7iy
=
man
W1 ÇËJ
n
die
T/3
Beziehung
=
N.
(12)
Photospaltung
iV^0* ist
von
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
die Gesamtzahl der ersten a-Teilchen, d. h. im
25
vorliegenden
Fall 240. Nunmehr können wir berechnen:
r
Unter
scharfe
3.240
ji-207
Berücksichtigung der
von W-l (Ex) erhalten
r=
Jetzt können wir nach
die
durch
(1,1 ±0,1)
(10)
Statistik
bedingten
Un¬
wir
MeV.
die
Breit-Wigner-Verteilung der ersten
Verschmierung der „Kastenvertei¬
a-Teilchen berechnen und die
lung" der
sichtigen.
1,1 MeV.
=
beim Zerfall des Be8* entstehenden a-Teilchen berück¬
Die
Kurven sind
entsprechenden
Fig.
in
6
gestrichelt
ausgezogen und mit W1 bzw. W%A bezeichnet. Ihre Summe, die
erwartende Gesamtverteilung, ist die Kurve I. Die Übereinzu
iWf«)
12
3*567
0
Fig.
Analyse
Stimmung
der
Energieverteilung
mit der
der
1
1
3
S
6
7
Ml"
7.
Alphateilchen
in verschiedenen Platten.
experimentellen Verteilung
ist oberhalb 4 MeV
recht gut; unterhalb dieses Wertes verläuft die Kurve I teils zu
hoch, teils zu tief, wobei die Abweichung ausserhalb der statistischen
Schwankungen
liegen dürften.
der betreffenden
Energiegruppen
des
Histogramms
In Anbetracht der Tatsache, dass die für J1 und E* gefundenen
Werte mit denen eines Niveaus übereinstimmen, das sehr häufig
bei Kernreaktionen auftritt,
an
denen Be8
beteiligt ist30),
können
aussagen, dass die Photo¬
bei einer y-Energie von
Abweichungen
Alphateilchen
17,6 MeV ihrem Wesen nach eine (y, a)-Reaktion ist, bei der das
Be8* vorwiegend im bekannten 3-MeV-Anregungszustand auftritt.
Dass man den erwähnten Abweichungen Realität zuschreiben
darf, erhellt aus der Fig. 7, in der verschiedene, jeweils aus homo-
wir trotz der ersichtlichen
spaltung
des C12 in drei
V. L.
26
Telegdi.
sind.
genem Material abgeleitete Verteilungen zusammengestellt
Für die Verteilung nach Fig. 8 wurde das gesamte Material vereint ;
die
eingezeichnete
rechnet.
diese
—
nun
Kurve I der
zu
Fig.
die Ursachen untersuchen, die
6 be¬
man
für
verantwortlich machen könnte.
Abweichung
1.
analog
Kurve wurde
Wir wollen
eines zweiten Niveaus.
Beteiligung
Abweichungen sticht die Anhäufung zwischen 1 und
Auge. Es ist naheliegend, dass sie analog dem
Maximum bei 4,88 MeV durch das Maximum in der Verteilung der
ersten a-Teilchen eines Überganges bedingt sein könnte.
Unter allen
2 MeV besonders ins
600\ a-Teilchen/MsV
Fig.
Analyse
Durch die
des Gesamtmaterials
Forderung,
5
f
3
7 MeV
8.
(483
Sterne
1449
=
dass die theoretische
Alphateilchen).
Verteilung W{E0L)
bei 1,5 MeV ein Maximum haben und sich unterhalb 1 MeV an die
experimentelle Verteilung anschmiegen soll, können wir die Anre¬
gungsenergie eines zweiten
Mass seiner Beteiligung bei
festlegen.
#!
=
eventuell
beteiligten Niveaus und das
a-Energie weitgehend
der betrachteten
1,54 MeV entspricht nach (6) E*
scharfen
Anregungsenergie
=
8,0 MeV. Bei einer
dieser Grösse verteilen sich nach
(10)
die beim Zerfall des Be8* entstehenden a-Teilchen zwischen den
Grenzenergien
En
=
E'*
1,79 MeV
=
6,82 MeV.
praktisch nur dem
experimentelle
a-Teilchen/MeV hoch ist, müssen
Die a-Teilchen unterhalb rund 1 MeV sind also
Übergang
Verteilung
mit E*
=
3 MeV zuzuschreiben. Da die
in diesem Bereich 72
dem beim Zerfall des mit E*
5,41-72
=
=
3 MeV
angeregten Be8
390 a-Teilchen
Photospaltung
zugeschrieben
chen
vom
chen
vom
werden.
Übergang
Übergang
von
Kohlenstoff C12 in drei
Insgesamt
Alphateilchen.
sollten also 3
•
390/2
ins 3-MeV-Niveau und 720
—
ins 8-MeV-Niveau. Unter den
nahmen ist also die
Beteiligung des letzteren an der
„kastenförmige" Verteilung W2's (E&s) hätte
Die
VOn
Die
Häufung
Sie sollte
nur
2
135
T
eisSrä
18
=
=
gemachten An¬
Reaktion 16%.
also eine Höhe
zwischen 1 und 2 MeV enthält etwa 45 Teilchen,
den ersten a-Teilchen des
von
0>5> d. h. rs
Übergangs
Häufung
0,75 MeV. Die Zahl der
=
8-MeV-Übergang beträgt 135/3
dem
135 Teil¬
=
«"Teachen/MeV.
8 MeV herrühren. Aus der Breite der
Ys
585 a-Teil-
=
585
27
=
mit E*
=
schliessen wir auf
ersten a-Teilchen aus
45, in
guter Übereinstim¬
mung mit dem „Inhalt" der Häufung zwischen 1 und 2 MeV, der
44 a-Teilchen beträgt, vgl. Fig. 6. Für das Maximum der Vertei¬
lung bei 1,54
MeV erhalten wir
WÎ{Ë[)
Durch die
der
=
135/^-0,75
=
56,4 Teilchen/MeV.
Beteiligung des 8-MeV-Niveaus wird auch die Verteilung
hauptsächlich stattfindenden Übergangs ins
a-Teilchen des
3-MeV-Niveau etwas modifiziert. Vom Maximum bei 4,88 MeV sind
die Beiträge der Verteilungen W2t3 und W2',3 abzuziehen :
Wx (ßj)
Daraus
ergibt
=
296
-
(72
+
18)
=
206
Teilchen/MeV.
sich für die Breite des 3-MeV-Niveaus
weniger als bei der Annahme, dass einzig dieses Niveau
angeregt wird.
Fig. 6 zeigt strichpunktiert die so berechneten Verteilungen der
ersten a-Teilchen und die entsprechend verschmierten Kastenver¬
teilungen der a-Teilchen aus dem Zerfall beider Anregungszustände
des Be8. Die Kurve II ist die zu erwartende Gesamtverteilung.
also etwas
bei der Reaktion
Die
dass
es
Übereinstimmung
nur
ist ersichtlich besser als bei der
das 3-MeV-Niveau des Be8
auch durch die
Einführung
des
Annahme,
angeregt wird. Allerdings gelingt
Überganges
in das 8-MeV -Niveau
nicht, die Lücke zwischen 2 und 4 MeV auszufüllen.
Zugunsten
der Realität der
Beteiligung
eines Be8-Niveaus spre¬
von Smith
chen zwei Umstände. Erstens soll nach den Versuchen
und
Mureell31)
bei der Reaktion:
Bio + D2
=
3 He4 +
ET
V. L.
28
Telegdi.
als Zwischenzustand in der Reaktion
Bio + D2
ein Be8-Niveau
zum
von
Be8* + He4
=
Anregungsenergie
etwa 7 MeV
bekannten 3-MeV-Niveau
in Konkurrenz
angeregt werden. Schon Bbthe29)
hob hervor, dass bei der oben erwähnten Reaktion höhere Anregungszustände des Be8 beteiligt sein dürften, da die freiwerdende
Energie ET
analogen Reaktion des
Photospaltung des C12
Energie zu, wenn zwar nur
weitaus grösser ist als bei der
B11 mit Protonen. Dies trifft auch für die
Gammaquanten von 17,6 MeV
geringerem Masse. (ET ist nur um etwa
durch
in
Beschuss
von
B11 mit Protonen
von
Andererseits haben wir bei der
höheren
Gammaenergien (vgl.
2 MeV
grösser als beim
0,2 MeV.)
Durchführung
den Abschnitt
§
der Versuche mit
3 A
c))
Sterne ge¬
funden, bei denen keines der drei a-Teilchen auf einen E*-Wert
3 MeV führt, sondern auf weit höhere
2.
Asymmetrie
der
von
Anregungsenergien.
Breit-Wigner-Verteilung.
Breit-Wigner'sehen Dispersionsformel
Voraussetzung gemacht, dass die Niveau¬
breite r klein sein soll im Vergleich zur Anregungsenergie E*. Diese
Voraussetzung ist nun bei der hier betrachteten Reaktion durchaus
nicht erfüllt. Es könnte wohl der Fall sein, dass dieser Umstand eine
Asymmetrie der Resonanzkurve W± (Ex) zur Folge haben könnte.
Hierzu tritt noch der Umstand, dass es sich hier um geladene Teil¬
chen handelt, wobei der Restkern (Be8*) die doppelte Ladung des
ausgesandten a-Teilchens hat. Bbthe (a. a. 0.) hat bei seiner
Analyse der auf die Reaktion
Bei den
Ableitungen
der
wird unter anderem die
B" + H1
=
3 He4
bezüglichen Messungen von Oliphant, Kempton und Ruther¬
ford32) darauf aufmerksam gemacht, dass die Übereinstimmung
mit der theoretischen Verteilungskurve bei den etwas unterhalb
des Maximums liegenden Energien nicht vollkommen ist, während
sie oberhalb des Maximums ausgezeichnet ist. Ein Teil der aus
Fig. 6 ersichtlichen Abweichungen scheint also auch bei der ana¬
logen Reaktion des Bors aufzutreten. Dagegen wurden die Ver¬
suche, die eine exakte Bestätigung der symmetrischen Breit-WignerVerteilung ergaben, stets mit Neutronen durchgeführt, bei denen
keine eventuellen Coulomb-Effekte auftreten können.
Eine unvereinfachte
der Dispersionsformel, die bei den
gültigen Voraussetzungen anwend-
Ableitung
bei der untersuchten Reaktion
Photospaltung
bar wäre, ist
von
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
29
Allerdings ist nicht einzusehen, wie
Häufung zwischen 1 und 2 MeV durch
eine asymmetrische Energieverteilung des ersten a-Teilchens zu
erklären wäre, ohne dass die Beteiligung eines mit mehr als 3 MeV
uns
nicht bekannt.
die weiter oben diskutierte
angeregten Be8 angenommen
werden müsste.
3. Korrelation zwischen der Zerfalls- und
Wie bereits weiter oben
gien E2j3
hervorgehoben,
Flugrichtung
sind
nur
des Be8*.
dann alle Ener¬
der beim Zerfall des Be8* entstehenden a-Teilchen zwischen
Grenzenergien nach (10) gleichmässig verteilt, wenn alle Win¬
Flugrichtung uBe im Laboratoriumssystem und
den Zerfallsrichtungen F2i3 der beiden a-Teilchen im Schwerpunkt¬
system des Be8* a priori gleich wahrscheinlich sind, also keine
zwei
kel zwischen der
Korrelation zwischen diesen Vektoren besteht. Hat
lichkeit, bei den beobachteten Sternen
„erste" a-Teilchen ist,
perimentell
man
eine
Mög¬
entscheiden, welches das
lässt sich diese eventuelle Korrelation
ex¬
Diesbezüglich verweisen wir auf § 3B b);
besprochen werden, ob eine solche Korre¬
und die beobachteten Abweichungen in der
untersuchen.
dieser Stelle soll
an
so
zu
nur
lation wahrscheinlich ist
Energieverteilung
durch sie erklärt werden könnten.
Wie im IL Teil dieser Arbeit
die
gezeigt
werden soll, ist nicht
des ersten a-Teilchens in
nur
auf die Ein¬
Winkelverteilung
bezug
fallsrichtung des Gammaquants durch die Natur der elektromagne¬
tischen Wechselwirkung (Multipolordnung) und den Drehimpuls
des entstehenden angeregten Be8 gegeben, sondern auch die Winkel¬
verteilung der Zerfallsrichtung der beiden a-Teilchen im Schwer¬
punktsystem des Be8 in bezug auf die nämliche Einfallsrichtung.
Nun ist aber die Flugrichtung JBe bei Vernachlässigung des Gammaquantimpulses entgegengesetzt der Richtung, in der das erste
ausgesandt wird. Demnach ist auch die Winkelvertei¬
in bezug auf die Einfallsrichtung des Gammaquants
?jBe
lung
Es
besteht also die Möglichkeit einer Korrelation
vorgegeben.
a-Teilchen
von
zwischen den
Richtungen uBeundy2i3,
letzteren
die Art der individuellen
an
doch ist das Auftreten der
Winkelverteilungen dieser
elektromagnetischen
Drehimpuls des Be8* gebunden.
Vektoren, also letzten Endes
an
die Art der
Wechselwirkung und den
Ist die Photospaltung auf eine elektrische Quadrupol-Wechselwirkung zurückzuführen, was plausibel ist, so kann das Be8* ein
J
2 haben und das erste a-Teilchen entsprechend als
0 oder J
=
=
d- oder s-Welle auslaufen. Zustände mit J > 2 sind sehr unwahr¬
scheinlich. In beiden Fällen ist entweder die
vBe oder
von
V2t3 sphärisch symmetrisch.
Winkelverteilung
Eine
Möglichkeit
von
der
V. L.
30
rechnerisch
nicht, wie leicht einzusehen und auch
besteht also
Korrelation
zu
Telegdi.
beweisen ist.
Sollte
dagegen die (y, a)-Reaktion
Absorption Zustandekommen, so wäre
durch eine
Dipol-
des
C12
ein
Übergang denkbar,
bei
dem weder das erste a-Teilchen noch das Be8* in einem s-Zustand
entstehen würden. In diesem Fall würde eine Korrelation
möglich
sein.
Solche
Übergänge
halten wir
jedoch bei den von uns bisher
es ist auch schwer
unwahrscheinlich;
a-Energien
abzuschätzen, ob die durch sie bedingte Korrelation Abweichungen
der Energieverteilung in dem beobachteten Sinne bedingen würde.
für
untersuchten
Übergänge
Neben den
Übergängen,
haben wir auch
in den Grundzustand.
bei denen ein angeregtes Be8 entsteht,
die sich der Reaktion
einige Ereignisse beobachtet,
C12 + hv
zuschreiben lassen.
=
Be8 + He4
=
Diese unterscheiden
Sternen darin, dass sie
aus
einer sehr
Kg.
Impulsdiagramm
kurzen
zusammensetzen,
Winkel
(etwa
die
3 He4
sich
von
den
langen Alphaspur
sonstigen
und zwei
9.
eines Sternes.
miteinander
relativ spitzen
vorläufigen Mittei¬
lung dem Grundzustand des Be8 zugeschriebenen, aus einer langen
normalen und aus einer entgegengesetzt gerichteten kurzen, dicken
Spur gebildeten Ereignisse dürften nicht diesem Übergang ent¬
sprechen, weil zwar die Lebensdauer des Grundzustandes rund
15° im
Raum)
einen
bilden. Die in der
tausendmal grösser ist als die des angeregten Zustandes mit E*
3 MeV, jedoch nicht genügt, damit das Be8 bei den in Frage kom¬
=
menden
erzeugt.
Geschwindigkeiten
in der Emulsion eine merkliche
Spur
Photospaltung
von
Kohlenstoff C12 in drei
Grundzustandsübergänge
Die erwähnten
Alphateilchen.
31
unterscheiden sich
von
den anderen durch den besonders kleinen E*-Wevt. Dieser sollte
gleich der positiven Bindungsenergie des Be8 sein, die
Hemmbndinger33) 0,09 MeV beträgt. Wir wendeten zur Ana¬
lyse dieser Ereignisse eine Methode34) an, die im Gegensatz zur
dargelegten nicht eine Vernachlässigung des Gammaquantimpulses
voraussetzt. Wir wollen sie an Hand der nebenstehenden Fig. 9
darlegen. Diese zeigt das Impulsdiagramm eines Sternes, dessen
drei Strahlen die Energien EA, EB und Ec, d. h. in den von uns
{EA)i, (EB)i und
gewählten Einheiten (vgl. S. 16) die Impulse pA
A
sei
a-Teilchen
haben.
die
dem
ersten
{Ec)l
entsprechende Spur,
<Pik der Zwischenwinkel zwischen den beiden anderen Spuren. Wie
aus der Figur sofort abzulesen ist, gilt
theoretisch
nach
=
E*
i-
=
(EB
+
Ec)
-
(EB Ec)i
cos
$BC.
(13)
In der nachstehenden Tabelle sind für
einige mit der Li-y- Strah¬
lung erzeugte Sterne die E*-Werte zusammengestellt, wie man sie
unter Anwendung der Formeln (13) bzw. (6) erhält.
Tabelle III.
Auswertung
Erp
E.i
Grundzustandsübergängen.*)
E* nach
E* nach
6,82
0,14
6,66
0,09
0,26
9,41
6,11
0,05
0,25
Alle
Energie werte
gefundenen,
von
-
(6)
0,65 ( !)
9,57
in MeV.
3 MeV sehr verschiedenen £'*-Werte könn¬
natürlich trotzdem dem
ten
(13)
10,00
*)
Die
von
Übergang
in
Energie zugeschrieben werden, doch ist ein
des Niveaus entfernter Wert nach der
das Be8-Niveau dieser
so
weit
von
Dispersionsformel
der Mitte
zumindest
sehr unwahrscheinlich.
Etwa
am
1—2%
der mit der 17,56-MeV-Linie erzeugten Photoeffekte
Kohlenstoff scheinen über den Grundzustand des Be8
zu
ver¬
laufen; dies ist auch der Anteil der Grundzustandsübergänge bei
der analogen Reaktion des B11 mit Protonen, vgl. 29).
b)
Bei kontinuierlicher
Strahlung.
Über die Untersuchung der Photospaltung des C12 mit dem
Bremsstrahlungsspektrum
reits
an
eines
Beta-Synchrotrons
berichtet34).
anderer Stelle in kurzer Form
gleichen Messungen
näher diskutiert.
haben wir be¬
Hier seien die
V. L.
32
Analyse
Verteilung der
des
Zur
Reaktionsmechanismus ist die Kenntnis
Sterne in Funktion ihrer
lich. Diese ist in
Fig.
welches
dargestellt,
Telegdi.
welche sämtlich auf
der
erforder¬
Totalenergie ET
Histogramm
12 durch das mit N bezeichnete
Kohlenstoff sterne
216
insgesamt
Impulserhaltung geprüft
umfasst,
wurden.
M/û, 1 Me/
ÜL^
-£C
1,5 MeV2
f*
max
J
Kg.
Verteilung
nach34).
Theoretische
zu
=
Verteilung
\
16 MeV E
10.
der £*-Werte bei mit kontinuierlichem
E*
Um
I
12
8
«
0
^Ti "PTT-w.
Spektrum erzeugten Sternen,
unter Annahme eines Be8-Niveaus mit
3 MeV und r
=
0,9 MeV.
entscheiden, ob der (y, a)-Reaktion des Kohlenstoffs bei
Energien des Bremsstrahlungsspektrums (Maximalenergie
MeV) nach dem gleichen Mechanismus verläuft, wie bei
17,6 MeV, bestimmten wir für alle drei Spuren jedes beobachteten
Sterns einen E*-Wert nach der Formel (13). Fig. 10 zeigt die Ver¬
teilung dieser E*-Werte.
allen
rund 25
Unterteilt
man
die beobachteten Sterne in Funktion ihrer Total¬
energie ET in genügend schmale Kategorien, so kann man durch
graphische Integration die zu erwartende Verteilung W (E*) ermit¬
teln, wenn man für die einzelnen Kategorien ein W1(E1) und W23
($2,3) annimmt. Die in Fig. 10 gestrichelt eingezeichnete Verteilungs-
Photospaltung
Kohlenstoff C12 in drei
von
Alphateilchen.
33
entspricht der Annahme, dass die Reaktion bei allen in Frage
3,0 MeV
Energien einzig über das Be8-Niveau mit E*
r
MeV
verläuft
und
eine
0,9
„kastenförmige" Vertei¬
W2i3
kurve
kommenden
und
=
=
lung ist.
Die
dass
Übereinstimmung
die
Reaktion
ist recht
bis
zur
gut,
Gammaenergie vorwiegend über das
E*
8 MeV zeigt sich
von
Nähe
so
höchsten
=
dass wir aussagen können,
Verfügung stehenden
zur
3-MeV-Niveau verläuft. In der
eine
allerdings
noch
in
den
Schranken der statistischen
Schwankungen liegende Häufung von
der weiter oben diskutierten Häufung
E*-Werten, die durchaus
zwischen 1 und 2 MeV in der
Verteilung nach Fig. 6 entspricht.
Ursprung der Abweichungen der mit mono¬
Gammastrahlen erhaltenen Energieverteilung der
Was auch immer der
chromatischen
einzelnen a-Teilchen
eines
einzigen
von
der theoretisch mit der unter Annahme
Be8-Niveaus
zu erwartenden sein dürfte, so steht doch
fest, dass sich diese Abweichungen auch in der £'*-Verteilung be¬
merkbar machen müssen, da diese im Grunde genommen
Variablentransformation auf Grund der Beziehung
E*
=
ET
-
3
nur
eine
EJ2
darstellt.
Die Annahme, dass
8 MeV tatsächlich
es
Be8-Zustandes dieser
Stütze, dass wir auch
Spuren,
als
E*-Wert
von
von
sich bei der
ein Zeichen der
um
Häufung der E*-Werte um
Beteiligung eines angeregten
Energie handelt, erhält
Ereignisse fanden, bei
daraus
dem ersten a-Teilchen herrührend
7—8 MeV lieferte.
eine starke
jede der drei
aufgefasst, einen
denen
Überdies wird auf Grund der in
y-Strahlung (S. 26)
Zusammenhang
vorgebrachten Argumente die Beteiligung eines Be8-Niveaus höhe¬
rer
Anregungsenergie als 3 MeV bei wachsender Energie der
Gammaquanten immer plausibler.
mit
der
monochromatischen
Auf Grund der E*-Werte erwiesen sich 10
scheinliche
Übergänge
Ereignisse
als wahr¬
in den Grundzustand des Be8. Die ^-Ver¬
Ereignisse stellt das in Fig. 10 rechts oben eingezeich¬
Histogramm dar. Die Statistik ist noch ungenügend, um
zu entscheiden, ob gemäss den Vorhersagen der Theorie (vgl. Teil II)
die Übergänge in den Grundzustand mit wachsender Energie der
Gammaquanten immer häufiger werden.
teilung
dieser
nete kleine
Die bei
wandte
den
Analyse
mit
der
Bremsstrahlung erzeugten
Sterne
ange¬
liesse sich natürlich auch auf die bei der Bestrah¬
lung mit der Li-Protonen-Quelle gefundenen Ereignisse anwenden,
da ja das Spektrum der Li-y-Strahlung neben der scharfen Linie
V. L.
34
Telegdi.
17,56 MeV Energie zumindest noch eine weitere Linie
von
von
14,8 MeV mittlerer Energie enthält. Infolge des zwischen 14,8 und
17,6 sehr stark wachsenden Wirkungsquerschnitts für die Photo¬
spaltung
des Kohlenstoffs
Sterne, die nicht
von
besprechende Fig.
zu
gie
erhält
Analyse
aber sehr
wenige
herrühren, vgl. die später
zur
uns
man
Verfügung
stehenden
aus
statistischen Gründen nicht
bemerken, dass die effektive Schwellenener¬
zu
für die Reaktion unter
MeV
C)
3
13. Mit dem
Material wäre eine solche
sinnvoll. Ferner ist
(vgl. §
der 17,6-MeV-Linie
Anregungsenergie
eines Be8-Niveaus
Beteiligung
durch den Wert
von
von
gegeben ist,
hv
E*
für den
der Ausdruck
El
gleich
=
Null wird. Für E*
2{hv-\B\-E*)ß
=
8 MeV
liegt
demnach die Schwelle bei
15,32 MeV und kann durch Ooulombeffekte noch weiter zu höheren
Energien verschoben werden. Für die Anregung dieses Niveaus
kommen also die weicheren
nicht in
Komponenten
der
Schliesslich sei bemerkt, dass bei wachsender
auch der direkte
lung
Li-y- Strahlung
gar
Frage.
Energie
der
y-Strah-
Übergang
C" + hv
=
3 He4
Möglichen rückt. Eine theoretische Überlegung
Dreikörperprozess zwar viel unwahrscheinlicher
zeigt,
ist als die beobachtete (y, a)-Reaktion, jedoch die Wahrscheinlich¬
keit für sein Eintreten mit einer sehr hohen Potenz der Energie
in den Bereich des
dass dieser
der Gammastrahlen wachsen sollte.
B.
a)
Nachdem
Winkelverteilung.
Bei „monochromatischer"
es
Strahlung.
feststand, dass die Photospaltung des Kohlenstoffs
(y, <x)-Reaktion ist und über ein wohl¬
war es naheliegend, durch Unter¬
der
Winkelverteilungen in bezug auf die Richtung des
suchung
einfallenden y-Strahls nähere Aufschlüsse über das Wesen des
Prozesses und den Drehimpuls des beteiligten Be8-Niveaus zu ge¬
zumindest
vorwiegend
eine
bekanntes Niveau des Be8 führt,
winnen.
Für diese
Belange
ist
vor
allem die
Winkelverteilung
des
„ersten"
oc-Teilchens interessant. Leider stellen sich aber, insbesondere bei
nicht allzu hohen Energien des Gammaquants (z. B. 17,6 MeV),
der
Unterscheidung
des zuerst
ausgesandten a-Teilchens von den
Schwierigkeiten entgegen.
beiden anderen eines Sterns beträchtliche
Photospaltung
von
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
35
genügt es, zur Fig. 6 zurückzugreifen. Die
Wahrscheinlichkeit, dass ein beliebiges a-Teilchen der Energie Ea
ein erstes a-Teilchen ist, wird (bei vorgegebener Totalenergie ET
der zu betrachtenden Sterne) einfach gegeben durch das Verhältnis
Um dies einzusehen,
1ME«)/0ME8)
+
TTM (Ea)).
17,6-MeV-Linie beträgt dieses Verhältnis im günstigsten
4,88 MeV, rund 2/3, also ist
Verteilung, d. h. für Ea_
selbst für a-Teilchen dieser Energie die Wahrscheinlichkeit, dass
Für die
Punkt der
=
30%! Die Sicherheit der Zu¬
ordnung kann man allerdings dadurch etwas erhöhen, dass man
jeweils zugleich die Energien von drei zum gleichen Stern gehö¬
rigen Spuren berücksichtigt.
Ein anderer ungünstiger Umstand, der der Untersuchung der
Winkelverteilung entgegenwirkt, ist die geringe Intensität der Liy- Strahlung. Um eine auch nur halbwegs befriedigende Winkel¬
definition zu erzielen, muss eine Lithium-Target mit kleiner Blende
verwendet werden. Im Laufe der Bestrahlung trifft der Brennfleck
sie keine ersten a-Teilchen sind, etwa
des Protonenstrahls das Lithium
halb eines Kreises
lenden Platten in
von
nur
etwa 20
40
mm
mm
an
verschiedenen Stellen inner¬
Durchmesser. Da die
Abstand
vom
zu
bestrah¬
Targetmittelpunkt
auf¬
gestellt werden müssen, um innerhalb einer durchführbaren Be¬
strahlungsdauer genügend Intensität zu erhalten, ist die Definition
der Verbindungsgeraden zwischen dem Quellpunkt und dem Ort
des Sterns in der Emulsion sehr dürftig. Bei unseren günstigsten
Versuchen, die überdies Platten mit sehr kleiner Sterndichte liefer¬
ten,
betrug
die Unbestimmtheit in der
Einfallsrichtung
des Gamma¬
strahls im Mittel etwa ± 20°.
approximativen Bestimmung derW inkelverteilung kann man
Verteilung der Winkel zwischen der jeweiligen Einfallsrichtung
des Gammastrahls und demjenigen Strahl des Sterns, der den 3 MeV
am nächsten liegenden E*-Wert liefert, auftragen. Dies ergab uns
innerhalb der statistischen Schwankungen eine isotrope Verteilung.
Da jedoch alle systematischen Fehler, wie die erwähnte Indefinition der Gammastrahlrichtung, die Verteilung im Sinne einer Er¬
höhung der Isotropie verzerren, ist diesem Ergebnis kein grosses
Gewicht zuzuschreiben. Von einer Wiedergabe der Verteilungs¬
Zur
die
kurve sehen wir deshalb ab.
Ermittlung der Winkelverteilung der Zerfallsrichtung des
bezug auf den Gammastrahl sowie der eventuellen Korre¬
lation zwischen der Zerfalls- und der Flugrichtung sind an eine
sichere Unterscheidungsmöglichkeit des „ersten" a-Teilchens von
den beiden anderen gebunden. Der Untersuchung der Korrelation,
Die
Be8 in
V. L.
36
die recht zeitraubende
Telegdi.
Auswertungen erfordert,
ist
zwar
die Un¬
Gammastrahlrichtung
abträglich, jedoch
Gammastrahlenergie von 17,56 MeV für die Unterscheidung
ersten a-Teilchens so ungünstig, dass wir auf ihre Durchführung
nicht
bestimmtheit in der
ist eine
des
verzichteten.
b)
Bei
Bremsstrahlung.
Bestrahlung mit der Bremsstrahlung fallen die meisten
Zusammenhang mit der Li-y-Strahlung erwähnten Schwierig¬
keiten fort. Die Unscharfe in der Definition der Einfallsrichtung
des Gammastrahls ist lediglich durch die Divergenz der natürlich
gebündelten Bremsstrahlung gegeben; infolge der sehr grossen
Intensitäten können die Platten in erheblicher Entfernung von der
Antikathode aufgestellt werden. Dies bedeutet auch für die Aus¬
wertung eine grosse Erleichterung, weil für alle Sterne einer Platte
der gleiche Einfallswinkel angenommen werden darf.
Die Untersuchung der Winkelverteilung des ersten a-Teilchens
mit Hilfe der Bremsstrahlung hat allerdings den Nachteil, dass es
trotz der grossen Intensitäten schwer ist, die Verteilung bei einer
bestimmten Gammaenergie zu ermitteln. Dies ist jedoch nicht
schwerwiegend, weil die Winkelverteilung des ersten Alphateilchens
die gleiche bleiben dürfte, solange der Prozess bei beliebiger
Quantenenergie über den gleichen Anregungszustand des Be8 führt.
Dasselbe gilt für die Untersuchung der Winkelverteilung der Zer¬
fallsrichtung des Be8 und der Korrelation zwischen letzterer und
der ursprünglichen Flugrichtung v3e, die entgegengesetzt gleich ist
der Richtung, in der das erste oc-Teilchen ausgesandt wird.
Dass
die Reaktion bei den bisher untersuchten Energien im wesentlichen
stets über das 3-MeV-Niveau des Be8 verläuft, geht aus der Dis¬
kussion der Fig. 10 hervor.
Zur Untersuchung der Winkelverteilung des ersten a-Teilchens
wurden jeweils diejenigen Spuren der Sterne als „erste" betrachtet,
die der Energie von 3 MeV nächstliegenden E*-Wert gaben. Die so
erhaltene Verteilung ist in Fig. IIa dargestellt, in der die gestri¬
chelte Kurve der isotropen Verteilung einer gleichen Anzahl von
a-Teilchen entspricht. Innerhalb der statistischen Schwankungen
finden wir Isotropie des Winkels &k zwischen erstem Teilchen und
Gammastrahl. Es ist allerdings zu berücksichtigen, dass das ge¬
Bei der
in
—
samte Material senkrecht
entstammt
und
Schrumpfung
*)
im
Die
Gange.
dass
zu
sehr
ihrer Oberfläche bestrahlten Platten
steile
übersehen werden
Auswertung
von
unter
Sterne trotz
der
Wirkung
der
können*).
streifendem Einfall bestrahlten Emulsionen ist
Photospaltung
von
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
37
Das Histogramm I in Fig. IIb zeigt die Winkelverteilung der Zer¬
fallsrichtung des Be8* in bezug auf den einfallenden Gammastrahl,
vgl. den Winkel &ke in Fig. 9. Auch diese ist in den Schranken der
allerdings nicht sehr grossen Statistik isotrop, wie aus dem Ver¬
gleich mit der in die Figur gestrichelt eingetragenen Kurve hervor¬
geht. Es sei hervorgehoben, dass entweder die Isotropie des ersten
a-Teilchens oder die soeben erwähnte Isotropie der Zerfallsrichtung
durch die Statistik vorgetäuscht sein dürften, das sie nicht zugleich
auftreten können. Es wird ja ein Quant eines bestimmten Dreh¬
2, Quadrupol) absorbiert, welch
impulses (höchstwahrscheinlich l
=
N/W"
1
I
N/W
o
y
so3
,
E
20
i—
—1 ^'1
j/
»
i_r
N
y
20-
1
/
'
tu
/
A
—
b
/
to\
!
/
/
\
,
so
0
WO"
120
Fig.
/1
i
=
Strahls.
letzterer entweder durch das
.
30°
0°
IIa.
Winkelverteilung des „ersten" Alphateilehens in bezug auf den Gamma¬
strahl nach34). êk
Winkel zwischen
Richtung des „ersten" Alphateilchens
und der Einfallsrichtung des Gamma-
i
Fig.
i
X
.
SO"
90°
IIb.
Winkelverteilung der Zerfallsrichtung
nach34): I in bezug auf die
Einfallsrichtung des Gammaquants,
II in bezug auf die ursprüngliche
Flugrichtung.
des Be8
ausgesandte Teilchen
oder den Rest¬
kern bewahrt werden muss, zumal der Grundzustand des Kohlen¬
stoffs keinen
Drehimpuls
hat. Einer
Vortäuschung der Isotropie
Ermittlung des ersten
bewirkt auch hier der Umstand, dass die
a-Teilchens mit beträchtlicher Unsicherheit verbunden ist.
das in
gestrichelt eingezeichnet ist,
Zerfallsrichtung des Be8 und
seiner ursprünglichen Flugrichtung, vgl. den in Fig. 9 eingezeich¬
neten Winkels %. Auch hier finden wir Isotropie, wobei natürlich
die gleichen Vorbehalte gelten wie bei den anderen beiden Winkel¬
verteilungen. Diese Isotropie, d. h. das Fehlen einer Korrelation,
rechtfertigt die Annahme einer kastenförmigen Energieverteilung
Das
Histogramm II,
Fig.
IIb
betrifft die Korrelation zwischen der
^2,3 (E'2,3)
Die
Iur
die beim Zerfall des Be8* entstehenden a-Teilchen.
Untersuchung der Winkelverteilungen
härtung durch ein statistisch umfassenderes
bedarf noch einer Er¬
Material.
Telegdi.
V. L
38
C. Die
Aus der in
Energieabhängigkeit
Fig.
des
Wirkungsquerschnitts.
Verteilung der Total¬
Energieabhängigkeit des
12 mit N bezeichneten
der Sterne erhielten wir die
energie Ev
Wirkungsquerschnitts aus dem vom Hersteller angegebenen Koh¬
lenstoffgehalt der Emulsion unter Annahme eines Bremsstrahlungsspektrums nach Heitler23). Der Anschluss erfolgte durch
Messung der in einer dickwandigen Graphitkammer erzeugten Ioni¬
sation. Dieses Vorgehen war durch die Unkenntnis des effektiven
Spektrums des benützten Beta-Synchrotrons geboten, bedingt aber
eine Unsicherheit in den Absolutwerten der Wirkungsquerschnitte
von ± 50%, während die Unsicherheit im Verlauf der Kurve nicht
leicht abzuschätzen ist. Allerdings kann infolge des monotonen
8
2«Mey£v
20
JS
f!
SO
SO
10
30
20
10
—""
I
0
*
a
8
\
\
6
c
Fig.
Verteilung
der
Totalenergien
Funktion der
\IZ
d
IB
I
e
n
20 MeT
o-j-
12.
Bremsstrahlung und Wirkungsquerschnitt
Energie der Gamrnaquanten, nach34).
Em bei
in
Bremsstrahlungsspektrums ein ausgesprochenes
Energieabhängigkeit nicht unterdrückt werden.
Die Wirkungsquerschnittskurve ist in Fig. 12 eingetragen und
mit er bezeichnet. Sie steigt sehr steil an und nimmt einen resonanz¬
artigen, ziemlich symmetrischen Verlauf in bezug auf das Maximum,
das bei etwa 19 MeV liegt. Mit a ist auf der Energieskala der
Schwellenwert für die Reaktion unter Bildung eines mit 3 MeV
angeregten Be8 angegeben. Da das Abfallen des Wirkungsquer¬
schnitts nach 19 MeV als Effekt von Konkurrenzreaktionen gedeu¬
tet werden könnte, sind auch die Schwellenwerte für die (y, p)Reaktion (b) und für die (y, «)-Reaktion (d) angegeben; c ist die
effektive Schwelle für die (y, p)-Reaktion, durch Coulombeffekte
gegenüber b etwas verschoben. Gegen diese Erklärung des Abfalls
Charakters
des
Maximum in der
Photospaltung
von
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
39
Wirkungsquerschnittskurve kann geltend gemacht werden, dass
so bewährte Vorstellung des Compoundkernes bei
y-Reaktionen nicht immer imstande ist, die Beobachtungen
befriedigend
der
die sonst
erklären.
zu
In der
Fig. 12 ist der Verlauf des Wirkungsquerschnitts nur bis
Photonenenergie von etwa 22 MeV angegeben, weil einer¬
seits die Anzahl der Sterne mit noch grösseren Energien statistisch
unzureichend und andererseits das Bremsstrahlungsspektrum
ge¬
zu
einer
rade in der Nähe seiner oberen Grenze
Es sind Andeutungen für den
schnittes
oberhalb
MeV
23
könnte auf die wachsende
geregten Zustand
(e)
schlecht definiert ist.
Wiederanstieg
von
vorhanden*).
Beteiligung
des
des
Wirkungsquer¬
Dieser
Wiederanstieg
Überganges
in den
an¬
Be8 zurückzuführen sein.
Für
den Wirkungsquerschnitt bei 17,6 MeV ergibt sich aus
Messungen ein Wert von 7-10~29 cm2, was angesichts der
erwähnten Unsicherheit von 50% in der Absolutmessung der
yIntensität gut mit den Messungen übereinstimmt, die zuerst von
Bonanomi23) und später von Wäffler und Younis35) mit der
17,6-MeV-Linie der Li-y-Strahlung durchgeführt wurden. Bona¬
nomi erhielt 1,1 -10~28 cm2, die
letztgenannten Autoren 8-10~29cm2.
diesen
Auch diese Werte dürften wegen der Unbestimmtheit in der Abso¬
lutintensität und der kleinen Statistik mit ziemlich grossen Fehler¬
grenzen
zu
versehen sein.
Im Hinblick auf die
spaltung
Möglichkeit
des Kohlenstoffs für die
Anwendung der Photo¬
Gammaspektroskopie und für
der
die Beurteilung der Zuverlässigkeit unserer Bestimmung der Ener¬
gieabhängigkeit des Wirkungsquerschnitts ist es interessant, die
EnergieVerteilung aller mit der Li-y-Strahlung erhaltenen Kohlen¬
stoff sterne zu betrachten. Fig. 13 a zeigt eine solche Verteilung für
240 in der gleichen Platte gefundene Sterne, Fig. 13 b stellt eine
analoge Verteilung von 483 Sternen aus verschiedenen Platten dar.
In beiden Figuren ist durch Pfeile diejenige Klasse von Sternen
angedeutet,
die der 17,6-MeV-Linie
zugeschrieben werden dürfen
Untersuchung der Energieverteilung der a-Teilchen
bei „monochromatischer" Strahlung herangezogen wurden.
Die Achse der Verteilung der Sterne zwischen 9,0 und 12,5 MeV
liegt in Fig. 13 a bei 10,48 MeV, in sehr befriedigender Übereinstim¬
mung mit dem theoretisch zu erwartenden Wert von (10,31 ± 0,09)
MeV. Die aus unhomogenem Material gewonnene Verteilung nach
und für die
*) Dies scheint durch kürzlich
Messungen
an
halten wurden.
Sternen
bestätigt
in diesem Institut
zu
werden,
von
Frl. M. Eder
ausgeführte
die mit einem 32-MeV-Betatron
er¬
V. L.
40
Fig.
13b
gibt
Telegdi.
hierfür 10,58 MeV,
was
auch als zufriedenstellend
erachtet werden darf.
Die von Walker und McDaniel36) mit einem Paarspektrographen ausgeführte Untersuchung der Li-y-Strahlung dürfen wir
mit diesen
Messungen vergleichen,
weil beide für die
schmale 17,56-MeV-Linie eine Halbwertsbreite
von
an
sich sehr
etwa
1
MeV
Vergleich dient die gestrichelte Kurve in Fig. 13 a,
die aus den Messungen der genannten Autoren mit Hilfe der Wir¬
kungsquerschnitte für Paarerzeugung und für Kohlenstoffspaltung
ergeben.
Diesem
wo
H/0,5Mey
Njû,5MeV
10
20
f
6
*
'
I
1
1
8
1
10
1
Fig.
Verteilung
der
Totalenergien
^ u
r-x- t—
12 Mef
4
der Sterne bei
Homogenes
Verteilung
der
6
B
10
12 Me/
13 a.
Betrahlung
mit der
Li-y-Strahlung.
mit der
Li-y-Strahlung.
Material.
Fig. 13b.
Totalenergien der Sterne bei Bestrahlung
Inhomogenes Material.
(Fig. 12) unter Berücksichtigung des Auflösungsvermögens
Paarspektrographen erhalten wurde.
Durch
schnitts
die
von
des
steil
der
ansteigende Abhängigkeit des Wirkungsquer¬
Energie wird das auf die 14,8-MeV-Komponente
zurückzuführende Maximum vollkommen verschmiert. Die Über¬
einstimmung zwischen der experimentellen Verteilung und der
eingezeichneten Kurve ist recht gut ; zu den kleinen Abweichungen
bei niederen
Energien
ist
zu
bemerken, dass diese einerseits noch
Photospaltung
Kohlenstoff C12 in drei
von
Alphateilchen.
41
im Rahmen der statistischen
Schwankungen bleiben, andererseits
Energieabhängigkeit des Wirkungsquerschnittes ge¬
betreffenden Energien nicht gut sichergestellt ist, weil
aber auch die
rade bei den
besonders die kleinen Sterne leicht
Aus dem
übersehen sind.
zu
der Kurve mit dem
Vergleich
Histogramm
dürfen wir
den Schluss ziehen, dass sich die Reaktion gut für die Gamma¬
spektroskopie eignet, wobei allerdings durch den nur in der Nähe
von
18 MeV beträchtlichen
kungen auferlegt
4.
§
Wirkungsquerschnitt gewisse
Beschrän¬
werden.
Zusammenfassung
und
Erörterung
der noch
zu
untersuchenden
Probleme.
Durch die
vorliegende Untersuchung der Photospaltung des C12
gezeigt, dass es sich bei Gammaenergien
bis 25 MeV um eine (y, a)-Reaktion handelt. Diese verläuft vor¬
wiegend über den bekannten Anregungszustand des Be8 bei 3 MeV.
Die gefundene Energieverteilung der a-Teilchen aus dieser Reaktion
legt die Annahme nahe, dass am Prozess auch ein höherer Anre¬
8 MeV, beteiligt sein dürfte.
gungszustand des Be8, mit E*
in drei a-Teilchen wurde
=
Die
Abhängigkeit
des
Wirkungsquerschnitts
nanzartigen Verlauf, wobei das
maenergie von 19 MeV liegt.
Theoretische
Überlegungen
und die
3-MeV-Niveau
um
untersuchende
Probleme bilden
vorliegenden
1. Einige
Energien in
Winkelverteilung
a-Teilchens deuten darauf hin,
ausgesandten
einen D-Zustand
Arbeit erst
Prozent der
nimmt einen
dass
Anhaltspunkte
Übergänge
des zuerst
sich beim
es
Be8 handelt.
des
folgende Punkte,
Noch
zu
für die in der
gewonnen werden konnten
:
scheinen bei den betrachteten
den Grundzustand des Be8
zu
führen. Diese
Übergänge
sollten mit zunehmender
Energie wahrscheinlicher
andere
der ersten a-Teilchen liefern als die
Winkelverteilung
reso¬
Maximum in der Nähe einer Gam-
werden und eine
Über¬
gänge in den 3-MeV-Zustand.
2. Es bestehen Anzeichen dafür, dass die
kurve nach 23 MeV
anstieg,
zu
Gammaenergie
wieder
Wirkungsquerschnitts¬
ansteigt. Dieser Wieder¬
der bei Gammareaktionen bisher nicht beobachtet worden
sein scheint, ist wahrscheinlich auf die zunehmende
von
Übergängen
zuführen. Bei ganz hohen
in drei a-Teilchen
Anregungszustände
Energien ist auch eine
in höhere
zu
erwarten.
des
Bedeutung
Be8 zurück¬
direkte
Spaltung
V. L.
42
3. Die
Winkelverteilung
der
Telegdi.
Zerfallsrichtung
des Be8 in
bezug
auf den einfallenden Gammastrahl erwies sich als ein interessantes
Mittel
zur
Bestimmung
dieses Kernes. Die
von
des
uns
Drehimpulses der angeregten Zustände
gefundene Isotropie dieser Verteilung
dürfte auf die beschränkte Statistik zurückzuführen sein und sollte
ausgedehntere Messungen geprüft werden. Besonders wert¬
Winkelverteilung von den be¬
Be8
Zuständen
des
abhängig ist.
teiligten
durch
voll wäre der Nachweis, dass diese
Verständnis
der Reaktion
wichtige
ursprünglichen
Flugrichtung des entstehenden Be8 und dessen Zerfallsrichtung
untersucht. Innerhalb der Fehlergrenzen ergab sich Isotropie, doch
stand kein statistisch befriedigendes Material zur Verfügung.
4. Es
wurde
Effekt einer
der für
möglichen
das
Korrelation zwischen der
Die Reaktion eignet sich nach unseren Messungen gut für die
Gammaspektroskopie und besitzt bei 18 MeV ein mit dem der
Paarspektrographen vergleichbares Auflösungsvermögen, wenn bei
der photographischen Technik die angegebenen Massnahmen an¬
gewendet werden. Die Präzision in der Bestimmung der Energie
von
Gammalinien Hesse sich durch eine bessere Kenntnis der Reich¬
weite-Energiebeziehung
werden
in der Platte,
in der die Sterne erzeugt
sollen, noch erhöhen.
Anwendung der Photospaltung des Kohlenstoffs für die
Gammaspektroskopie ist nicht an die photographische
Methode gebunden. Sie könnte wahrscheinlich auch mit Hilfe von
Ionisationskammern erfolgen, da die von der Photospaltung in
drei oc-Teilchen erzeugten Stösse gegenüber dem Untergrund dis¬
Die
Zwecke der
kriminierbar sein dürften.
Energieverteilung der Kohlenstoffsterne eig¬
Energieabhängigkeit des Wir¬
kungsquerschnitts zum Vergleich der mit verschiedenen Maschinen
erhaltenen Bremsstrahlungsspektren. Auch hier könnte sowohl die
photographische Technik Anwendung finden als auch Ionisations¬
Die
Ermittlung
net sich auch bei
der
Unkenntnis der
kammern verwendet werden.
Bei der
photographischen Methode ist die Kohlenstoffspaltung
energetischer Gammastrahlen den meisten
bekannten Reaktionen überlegen, weil die Sterne verhältnismässig
leicht zu finden sind. Infolge der kleinen Reichweite der oc-Teilchen
besteht die Möglichkeit, mit relativ dünnen Emulsionen ohne grosse
für den Nachweis sehr
Verluste arbeiten
zu
können.
Photospaltung
Hypothese
Alphateilchen.
43
BETRACHTUNGEN*).
des in der
dieser Arbeit erwähnten
man
Kohlenstoff C12 in drei
THEORETISCHE
II.
Die
von
annimmt, dass die
Einleitung zum experimentellen Teil
Alphateilchenmodells besteht darin, dass
Alphateilchen, die sich durch ihre hohe
Bindungsenergie auszeichnen,
im Innern der Kerne ihre Indivi¬
dualität beibehalten ; nach dieser
Anschauung hätten also die Kerne
eine Art molekularer Struktur, wobei die Rolle der Atome den
Alphateilchen zukäme. Gemäss diesem Modell wären bei C12 die
drei Alphateilchen an den Ecken eines gleichseitigen Dreiecks an¬
geordnet und die Bindungsenergie durch die Energie der Nullpunktsbewegung gegeben. Es sei bereits an dieser Stelle hervor¬
gehoben,
dass die
Sachlage viel ungünstiger ist als im molekularen
man zur Erklärung der einige MeV betragenden
Bindungs¬
zwischen
den Alphateilchen eine Amplitude der Nullpunkts¬
energie
bewegung annehmen muss, die von der gleichen Grössenordnung
Fall, weil
ist wie der Abstand zwischen den Teilchen.
Man darf natürlich dieses Alphateilchenmodell nicht allzu wört¬
lich nehmen, denn es ist durchaus möglich, dass ein Austausch der
Nukleonen eines Alphateilchens mit denen der andern stattfindet.
Man kann
jedoch
mit
Wheeler37) annehmen,
tausch im Mittel erst im Laufe einer
gungen erfolgt.
beibehalten werden,
Der
die
Begriff
wenn
der
dass ein solcher Aus¬
grösseren Anzahl
von
Alphateilchenstruktur
auf die Annahme verzichtet
beteiligten Alphateilchen
stets
aus
den
gleichen
Schwin¬
kann also
wird, dass
Nukleonen
bestehen.
Zugunsten des Alphateilchenmodells der
qualitativer Argumente, auf die wir nicht
Kerne
näher
gibt es eine Reihe
eingehen müssen.
Um die Realität der
Alphateilchenstruktur zu beweisen, kann
und die Parität der Energieniveaux eines
aus einer ganzen Zahl von Alphateilchen bestehenden Kerns zu
ermitteln, und das Ergebnis mit dem experimentellen Befund ver¬
gleichen. Dennison38) hat eine solche Rechnung für die tiefsten
Terme des O16 durchgeführt und gefunden, dass man eine bessere
Übereinstimmung mit dem Experiment erhält als mit den Vorher¬
sagen eines Hartree-Modells, das bekanntlich von der Unabhängig¬
keit der Nukleonen ausgeht. Infolge des Umstandes, dass bei einem
solchen Kernmodell die Wechselwirkung zwischen Vibrationen und
Rotationen weder vernachlässigbar ist noch leicht abgeschätzt
werden kann, sind jedoch die theoretisch ermittelten Lagen der
man
*)
versuchen, die Lage
Auf Grund unveröffentlichter
Rechnungen von
V. L.Telegm und M. Verde.
V. L.
44
Niveaux
Telegdi.
weniger vertrauenswürdig
als bei einer
Rechnung,
die sich
auf ein wirkliches Molekül bezieht.
Die experimentelle Untersuchung der durch elektromagnetische
Strahlung hervorgerufenen Kernreaktionen kann nützliche Hin¬
weise auf die Kernstruktur liefern.
Absorption eines y- Quants durch einen
gehen, je nachdem, ob die Nukleonen
unabhängig bewegen oder in Alphateilchen grup¬
So wird im besondern die
Kern verschieden
sich voneinander
piert
vor
sich
sind.
Wir haben versucht, für die Reaktion
C12 + hv
den
=
Be8* + He4
Wirkungsquerschnitt auszurechnen,
nahme
einer
Alphateilchenstruktur
Kohlenstoffs und eines direkten
für
und
zwar
den
Überganges
unter der An¬
Grundzustand
ins Kontinuum.
des
Über¬
gänge, bei denen als Zwischenzustand ein angeregtes C12 beteiligt
ist, konnten wir nicht berechnen, da es zur Approximierung der
Eigenfunktionen dieser Zustände, bei denen natürlich von einer
Alphateilchenstruktur nicht mehr gesprochen werden darf, keine
Anhaltspunkte gibt.
Die Tatsache, dass die Grösse des unter den soeben
angeführten
Voraussetzungen berechneten Wirkungsquerschnitts bei einer ver¬
nünftigen Wahl der Parameter mit dem experimentellen Wert in
Übereinstimmung gebracht werden kann, hatte uns zur Über¬
zeugung geführt11), dass der direkte Übergang in der Hauptsache
für die beobachtete
Photospaltung
des Kohlenstoffs verantwortlich
gemacht werden könnte.
Es zeigte sich jedoch, dass nach dieser Theorie die Energie, bei
der Wirkungsquerschnitt maximal wird, stets viel höher zu liegen
kommt als nach dem Experiment, das 19 MeV gibt.
Zur Berechnung des Wirkungsquerschnitts geht man von der
bekannten Formel der
a
aus.
=
Störungstheorie
_2j7T
hc
%pE und f0 sind die
zustandes,
V>ÊHEny>0dT
Eigenfunktionen
\e
des End- bzw.
(II.1)
Ausgangs¬
Photospaltung
Operator
der
der
Kohlenstoff C12 in drei
von
Wechselwirkung
Alphateilchen.
45
und qe die Dichte der Endzu¬
stände. Dabei bedeuten:
k0
Wellenzahl mal 2
=
k0/k0
n
=
Ladung,
=
Beim hier
auf l
wirkung
Masse und Ortsvektor des s-ten-Teilchens.
betrachtenden Photoeffekt kommt wegen des ZuLadungs- und Massenschwerpunkt nur ein elek¬
zu
sammenfallens
trischer
Lichtes,
Fortpflanzungsrichtung des Lichtes,
Polarisationsrichtung des Lichtes,
Einheitsvektor in der
es, ms, rs
uns
des
n
Einheitsvektor in der
=
von
2'-Pol-Übergang
=
2
von
mit geradem l in Frage und wir dürfen
(Quadrupol) beschränken. Für die QuadrupolwechselLicht mit Alphateilchen wird (II.2)
4.4i5r(Tir^.-'.)r-Vr)),
e
=
Elektronenladung,
M
=
dis)
Protonenmasse.
Es
zeigt sich von grossem Vorteil, folgende Koordinaten einzu¬
führen39), die gegenüber Permutationen der Teilchen gewisse Sym¬
metrieeigenschaften besitzen :
^2
^s)ß
5 =(3)*(73-r2)/2,
Qs=
(ji
q
—fi-H
=
+
+
Ortsvektor des
=
Schwerpunktes,
(IL4)
(ra +r8)/2.
Die
geometrische Bedeutung von o und q
separation der Schwerpunktskoordinaten
m>0=^(~j^-y\Ck0-e)-(n-Ve)
ist
augenfällig.
erhält
+
Anwendung der Kontinuitätsgleichung
folgende Form bringen:
=
\e-V"hœ)1''{$o-e)-(n-Q)
Die Wellenfunktion ip0,
hat
folgende Bedingungen
die C12 im
zu
+
lässt sich
muss
:
(II.5)
(II.5)
auf
(H.6)
gegenüber
sein und
Null
soll bei kleinen
(II.8)
0co-q)fa-q)}.
symmetrisch
gehören. 2. Sie soll in einem mit
sionen vergleichbaren Abstand genügend rasch
drehimpuls
Nach Ab,
Grundzustand beschreibt-
erfüllen: 1. Sie
mutationen der Koordinaten
aus
<n-Vq)}
(fco-2)
Durch
^,O
man
zum
Per¬
Gesamt¬
den Kerndimen¬
abfallen.
3.
Sie
Verrückungen
Alphateilchen
gewichtslage (gleichseitiges Dreieck!) in die analoge Entwicklung
jener Wellenfunktion übergehen, die dem Problem dreier durch
rein elastische
der
Kräfte
gleicher Federkonstante
aus
deren Gleich¬
miteinander
ver-
V. L.
46
Telegdi.
Massenpunkte entspricht37). Bekanntlich besitzt ein sol¬
System zwei Arten von Grundschwingungen, nämlich eine
gegenüber Permutationen vollkommen symmetrische (Normal¬
koordinate 77) und eine einfach entartete, bei der ein Teilchen gegen
den Schwerpunkt der beiden anderen schwingt (Normalkoordinaten
£, C). Bei Annahme reiner Zentralkräfte stehen die Frequenzen
dieser beiden Schwingungstypen im Verhältnis (2)*:1.
Trotz der erwähnten Einschränkungen bleibt uns noch eine grosse
Freiheit in der Wahl der Eigenfunktion des Grundzustandes. Diese
muss vor allem so getroffen werden, dass man die Matrixelemente
in geschlossener Form berechnen kann.
Zur Konstruktion eines die erwähnten Bedingungen erfüllenden
Ansatzes zeigt es sich in Anlehnung an den von Verde39) für Drei¬
körperprobleme benützten Formalismus nützlich, die folgenden
Linearkombinationen der Abstände dv d2, d3 der Alphateilchen
bundener
ches
einzuführen
:
ts
=
-3-
(d±
+
d2
+
d3)
d0
—
|'=i^-(d8-d2j
I"
Diese Variabein sind
so
-
-
d1
+
1
(II .7)
(d2
+
d3)
definiert, dass sie (bis auf Proportionalitäts-
für unendlich kleine
faktoren)
Verrückungen erster Ordnung aus
der Gleichgewichtslage (dx
d2
d3
d0) in die Normalkoordi¬
naten übergehen. Man erhält nämlich
=
=
|S
Es
=
y|r/;
r
=
=
]/-§:;
ï"
=
)/yï
(ii .8)
genügt demnach, den Ansatz
f
wählen,
=
e-«^-ß(t'2+n
(11.9)
den
gestellten Forderungen zu genügen. Da es sich
möglich erweist, mit diesem Ansatz die Matrix¬
elemente geschlossen zu integrieren, sahen wir uns zu Vereinfa¬
chungen genötigt. Wir wählten den Ansatz
zu
jedoch
um
nicht als
y,0
a
1/x
=
=
=
Nce~^(Q'
+
q''}
Parameter, entsprechend Dimension
Zur
Bequemlichkeit eingeführte,
von
(11.10)
C12.
willkürliche
Längeneinheit.
Photospaltung
g2
+
q2 ist gegenüber
von
Kohlenstoff C12 in drei
47
Permutationen der Koordinaten der
teilchen invariant. In der Nähe der
bis auf einen
Alphateilehen.
Lage dx
Proportionalitätsfaktor
=
d2
=
d3
=
d0
Alpha¬
hat
f0^-]/iä0£2V~^[^ ^l-^\^+l;
man
(11.11)
+
infolge der Anwesenheit eines linearen Gliedes
Gleichgewichtslage. Diesem Umstand kann
man dadurch begegnen, dass man die Wellenfunktion (ILIO) mit
einem Polynom in q und q multipliziert, das invariant und so ge¬
wählt ist, dass die Gleichgewichtsbedingung wieder erfüllt wird.
Von einem Ansatz dieser Art machten wir in einer vorläufigen
Mitteilung Gebrauch; jener Ansatz war jedoch physikalisch frag¬
würdig, denn infolge des Polynoms besitzt er unzulässige Knoten¬
es
handelt sich also
in rj
um
keine wahre
linien.
Abschätzung der Grössenordnung des Wirkungsquer¬
Lage seines Maximums in Abhängigkeit von der
können
wir
uns auf eine Rechnung mit dem Ansatz (ILIO)
Energie
Für eine
schnitts und der
beschränken.
Für den Endzustand nehmen wir ein als ebene Welle auslaufendes
Alphateilchen
und einen Be8-Kern
angeregten Zustand oder auch
Die
Eigenfunktion
des
an,
im
Berylliums
der sich entweder in einem
Grundzustand befinden kann.
setzen in der
folgenden
Form
an:
Yf (&g, <pe) sind zonale Kugelfunktionen Z-ter Ordnung, die
Einheitskugel normalisiert und so festgesetzt sind, dass
auf der
rrlwl(^.9>e)=(-irYr(*e. ?>«,);
JVBe
ist ein
Normalisierungsfaktor.
Ausdehnung des
siert die räumliche
Bekanntlich besitzt
jedoch
Der Parameter
Be8 keine
gebundenen
zerfällt mit einer sehr kurzen Lebensdauer in zwei
Unser Ansatz
(11.12)
setzt voraus, dass die
durch den Photoeffekt
ßt charakteri¬
Be8.
Zustände und
Alphateilchen.
Zeit, während der das
ausgesandte Alphateilchen
in der Nähe des
Be8 verweilt, immerhin kürzer ist als diese Lebensdauer.
Als Wellenfunktion des Endzustandes setzen wir
VE
=
V^eik'q
an
(11.13)
V. L.
48
Telegdi.
wird die Dichte der Endzustände
Entsprechend
h2dlcdcok
e*
=
M
k
rrr
-,
3^ w d(ü"
=
-^WdEj
1
j\
(ILl4)
3 ä2 ifc2
hm
Ef
|B| —E* ist die kinetische Energie der Re¬
'16ylativbewegung im Endzustand, da>k ist der Raumwinkel des Vek¬
=
=
tors
—
k, der definiert ist durch
Te =-fci
Für den
+
(fc2
Wirkungsquerschnitt folgt
+
(II.15)
fc3)/2.
aus
(II.l)
^^i^-^^^+^^Äc)^5'/^0^0^!^^
mit den
Abkürzungen
16
Û
{(fco" e) (n-e)
=
(lLl6)
9?j: ist der Azimut
I
+
16
/iDIiF«
(fco- 5)(» 2)}
von
h in
-^
*
=
auf den Polarisationsvektor
bezug
n.
Wir unterscheiden für den Endzustand zwei Fälle:
a)
Be8 erhält einen
Drehimpuls
J
=
2,
b)
Be8 erhält einen
Drehimpuls
J
=
0.
Durch die Wahl von eb spezialisieren sich die Ergebnisse auf Über¬
gänge in den Grundzustand bzw. angeregte Zustände des Be8.
Man erhält als différentielle
Fall
*
-
Wirkungsquerschnitte
a)
W"m (£) ()
W
(Mf'"^
+
^''-" &
<IL17>
Die
Winkelverteilung des ausgesandten Alphateilchens (d. h. des
3 He4)
ersten Alphateilchens der Reaktion C12 + fico
ist also isotrop in bezug auf den anfallenden Gammastrahl. Dies
entspricht dem experimentellen Befund, der allerdings aus den
angegebenen Gründen nicht als sehr zuverlässig zu betrachten ist.
sogenannten
=
Photospaltung
Fall
da
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
49
b)
_64_
_
von
(_*_\
5/2
/J^\2 J*_
•(e
+
{j?R
\8 £5,2
e^e-^IY^,^)!2^
(11.18)
Das erste
stischen
Nach
hältnis
Alphateilchen wird in diesem Falle mit der charakteri¬
Winkelverteilung eines Quadrupols ausgesandt.
Integration über die Winkel von k können wir das Ver¬
der totalen Wirkungsquerschnitte für die beiden Fälle
bilden :
£-«(tt)'"*(^)"
Es ist
aus
dieser Formel leicht
entnehmen, dass
zu
(11.19)
A-A-/»
Übergänge,
die
2 führen, gegenüber
einem angeregten Zustand des Be8 mit J
mit
bei
Be8*
zumindest bei nicht
denen
J
0
ein
entsteht,
solchen,
zu
=
=
Energien
Gammaquanten bevorzugt
3 MeV, über den,
angeregte Zustand des Be8 mit E*
wie im experimentellen Teil dieser Arbeit gezeigt, die (y, ^-Reak¬
allzu hohen
der einfallenden
sind. Der
tion
am
=
C12
vorwiegend führt,
dem
Vorschlag
spruch zu der
älteren
Niveau auf Grund einer
stimmt mit
Zuordnung
Goldhaber40) überein,
von
Überlegung
dürfte auf Grund dieser
eher ein D- als ein S-Zustand sein. Diese
steht aber im Wider¬
Wheeler41),
Auffassung
Analyse der (oc, oc)-Streuung als
von
der
dieses
S-Zustand
deutete.
Auf Grund einer
dass der
Übergang
analogen Überlegung
lässt
in den Grundzustand des
sich
Be8,
vorhersagen,
von
dem ange¬
0 gehört,
Drehimpuls J
und der bei dem von uns untersuchten Energien nur selten statt¬
findet, bei höheren Energien an Bedeutung gewinnen wird.
Für die Untersuchung der Winkelverteilung bei der (y. ^-Reak¬
tion am C12 dürfte folgende Bemerkung nützlich sein.
Wird das Be8 in einem Zustand mit einem gegebenen J gebildet,
so zerfällt es in zwei freie a-Teilchen, die zum selben Drehimpuls
nommen
gehören
werden
müssen. Die
bewegung
dieser
|Y}(^e)|2
sein.
Der
ß,
darf, dass
er
zu
einem
WTinkelverteilung
beiden
a-Teilchen
=
des Vektors
bezüglich
der Relativ¬
kQ
k0
Umstand, dass bei vernünftiger Wahl der Parameter
die durch die Dimensionen
theoretischen
von
C12 bzw. Be8
Wirkungsquerschnitte
mal kleiner herauskommen als die
nach
also
muss
oc
und
festgelegt sind, die
(11.17; 18)
experimentellen
etwa zehn¬
und dass das
V. L.
50
Maximum des
Telegdi.
Wirkungsquerschnittes
Energie auftritt als
zehnmal höheren
anlasst
uns
nommenen
gehen
Anwendung
von
die
über angeregte Zwischenzustände
Rechnung erwächst keine
Übergänge
Änderung dieser Schlussfolgerungen. Analog
bei
des C12 führender
wesentliche
Experiment, ver¬
Zulässigkeit des ange¬
nach dem
starken Bedenken gegen die
Modells.
zu
Nichtberücksichtigung
Aus der
nach dieser Theorie bei einer
Levingbr und
unserer
Bbthb42)
man
Summensätzen die mittlere
von
Quadrupolabsorption berechnen;
Wege einen viel
kann
zu
man
Vor¬
zum
nämlich
durch
Quantenenergie
für
erhält auch auf diesem
hohen Wert.
experimentell gefundene Verlauf des Wirkungsquerschnittes
Abhängigkeit von der Energie, der die typische Form einer
Resonanzkurve zu haben scheint und insbesondere in bezug auf
die Lage des Maximums sehr symmetrisch ist, dürfte sehr schwer
Der
in
durch die Annahme eines direkten Photoeffektes
zu
deuten sein.
Ähnliche resonanzartige Kurven scheinen bei (y, n) -Reaktionen
am
C12 selbst und
weiteren Kernen bei andern
an
Energien
auf¬
zutreten.
Zur
Erklärung
der
Lage
des
Wirkungsquerschnittsmaximums
und der „Totalausbeute"
/r«
o
bei diesen
(y, w)-Reaktionen
nehmen Levingbr und Bbthe
(a.
a.
0.)
an, dass eine Dipolabsorption durch die Nukleonen stattfindet.
Sie finden, dass eine Übereinstimmung mit dem Experiment nur
dann
erzielen ist,
zu
mittlere
Verrückung
radius, nämlich
etwa
wenn
man
die Annahme
Nukleonen
der
von
der
viel
macht,
kleiner als
Grössenordnung
dass
die
der Kern-
der vermutlichen
Dimension der a-Teilchen ist. Nach den genannten Autoren wäre
dies ein Argument zugunsten des Vorhandenseins von a-Teilchen
im Innern
der Kerne; ein solches System von a-Teilchen sollte
jedoch bei den unterhalb des ersten Anregungsniveaus von He4
hegenden Energien y- Strahlen durch Quadrupolwechselwirkung ab¬
sorbieren können. Nach unseren Ausführungen steht jedoch die
Vorstellung
der
Absorption
a-Teilchenstruktur in
von
y- Strahlen
durch
quantitativem Widerspruch
Kerne
mit
dem
mit
Ex¬
periment.
Wir stehen hier einem
Deutung
neuartigen
Phänomen
gegenüber,
dessen
zweifelsohne für das Verständnis der Kernstruktur
erheblicher
Bedeutung
sein wird.
von
Photospaltung
von
Kohlenstoff C12 in drei
Alphateilchen.
Herrn Professor Dr. P. Scherrer möchte ich
an
51
dieser Stelle als
Menschen und als Lehrer meine tiefste Dankbarkeit ausdrücken für
das
Verständnis, das
teresse, das
er
der
mir, und das
er
vorliegenden
stets
Arbeit
fördernde, anregende In¬
entgegengebrach#hat.
Herzlich danken möchte ich auch meinem Freunde Dr. M. Verde,
durch dessen
legungen
tatkräftige Unterstützung
erst die Form
meine theoretischen Über¬
gewinnen konnten,
in der sie hier
vorgelegt
werden. Auch Herrn Dr. D. C. Peaslee bin ich für interessante
Diskussionen verbunden.
Zürich, Physikalisches Institut der ETH.
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'
LEBENSLAUF.
Am 11. Januar 1922 wurde ich in
Budapest geboren.
sidelte ich mit meinen Eltern nach Wien,
abschloss und hierauf das
gung des
Realgymnasium
Industrie
chemische
ich die Volksschule
besuchte. Nach Beendi¬
trat ich in
Unterrealgymnasiums
Versuchsanstalt für
wo
1930 über-
die Bundeslehr- und
ein.
1938
verliess
ich
Osterreich und konnte nach einem kurzen Aufenthalt in Italien auf
Grund einer
Aufnahmeprüfung
in die
belgische Ingenieurschule
„Ecole Meurice Chimie" in Brüssel eintreten,
eines
Ingenieur-Chemikers
ereignisse
ich das
erwerben wünschte.
zu
bieten. 1943 nahm ich sie
an
eines
der Ecole
wo
Diploms
Kriegs¬
der Univer¬
abschloss.
kam ich im Wintersemester
als wissenschaftlicher Mitarbeiter
an
das
Physikalische
1946/47
Institut der
ETH. Seit Januar 1948 bin ich daselbst als Assistent für
von
Prof. Dr. P. Scherrer
liegende
Arbeit entstand.
unter¬
zu
ich sie im Herbst 1946 mit dem
Ingenieur-Chemikers
Nach Erwerb dieses
Polytechnique
Diplom
Die
zwangen mich, dieses Studium im Sommer 1940
sität Lausanne wieder auf,
Diplom
wo
tätig,
unter dessen
Leitung
Physik
die
vor¬