Znajdź masę jądra atomowego kg. Jądro atomowe: budowa, masa, skład. Energia komunikacji. Ubytek masy jądrowej

Jądro atomowe- jest to centralna część atomu, składająca się z protonów i neutronów (które razem nazywają się nukleony).

Jądro zostało odkryte przez E. Rutherforda w 1911 roku podczas badania tego fragmentu α -cząstki przez materię. Okazało się, że prawie cała masa atomu (99,95%) jest skoncentrowana w jądrze. Rozmiar jądra atomowego jest rzędu 10–13–10–12 cm, czyli 10 000 razy mniejszy niż rozmiar powłoki elektronowej.

Planetarny model atomu zaproponowany przez E. Rutherforda i jego eksperymentalna obserwacja jąder wodoru wybita α -cząstki z jąder innych pierwiastków (1919-1920), doprowadziły naukowca do pomysłu proton... Termin proton został wprowadzony na początku lat dwudziestych.

Proton (z greckiego. protony- pierwszy, symbol P) Jest stabilną cząstką elementarną, jądrem atomu wodoru.

Proton- cząstka naładowana dodatnio, której ładunek jest równy w wartości bezwzględnej ładunkowi elektronu mi= 1,6 10 -1 9 Cl. Masa protonu jest 1836 razy większa od masy elektronu. Masa spoczynkowa protonu poseł= 1,6726231 10 -27 kg = 1.007276470 amu

Druga cząstka w jądrze to neutron.

Neutron (od łac. nijaki- ani jedno, ani drugie, symbol n) Jest cząstką elementarną, która nie ma ładunku, tj. jest neutralna.

Masa neutronu jest 1839 razy większa od masy elektronu. Masa neutronu jest prawie równa (nieco większa) masie protonu: masa spoczynkowa wolnego neutronu m n= 1,6749286 10 -27 kg = 1,0008664902 amu i przekracza masę protonu o 2,5-krotność masy elektronu. Neutron wraz z protonem pod ogólną nazwą nukleon jest częścią jąder atomowych.

Neutron został odkryty w 1932 roku przez ucznia E. Rutherforda D. Chadwiga podczas bombardowania berylu α -cząstki. Powstałe promieniowanie o dużej zdolności penetracji (pokonanie bariery płyty ołowianej o grubości 10-20 cm) zintensyfikowało jego działanie przy przechodzeniu przez płytę parafinową (patrz rysunek). Oszacowanie energii tych cząstek z torów w komorze Wilsona dokonane przez Joliota-Curies oraz dodatkowe obserwacje pozwoliły wykluczyć wstępne założenie, że to γ -kwanty. Wielką zdolność przenikania nowych cząstek, zwanych neutronami, tłumaczyła ich elektroneutralność. W końcu naładowane cząstki aktywnie oddziałują z materią i szybko tracą energię. Istnienie neutronów przewidział E. Rutherford 10 lat przed eksperymentami D. Chadwiga. Na trafienie α -cząstki w jądrze berylu, zachodzi następująca reakcja:

Oto symbol neutronu; jego ładunek jest równy zero, a względna masa atomowa jest w przybliżeniu równa jeden. Neutron to niestabilna cząstka: wolny neutron w czasie ~15 min. rozpada się na proton, elektron i neutrino - cząsteczkę pozbawioną masy spoczynkowej.

Po odkryciu neutronu przez J. Chadwicka w 1932 r. D. Ivanenko i V. Heisenberg niezależnie zaproponowali model jądrowy proton-neutron (nukleon)... Zgodnie z tym modelem jądro składa się z protonów i neutronów. Liczba protonów Z pokrywa się z liczbą porządkową elementu w tabeli D. I. Mendelejewa.

Opłata podstawowa Q określona przez liczbę protonów Z stanowiące jądro i jest wielokrotnością wartości bezwzględnej ładunku elektronu mi:

Q = + Ze.

Numer Z nazywa numer ładunku jądra lub Liczba atomowa.

Numer masowy rdzenia A zwany całkowitą liczbą nukleonów, czyli protonów i neutronów, zawartych w nim. Liczbę neutronów w jądrze oznaczono literą n... Zatem liczba masowa to:

A = Z + N.

Nukleonom (protonowi i neutronowi) przypisuje się liczbę masową równą jeden, elektron - zero.

Pomysł na skład jądra ułatwiło również odkrycie izotopy.

Izotopy (z greki. isos- równy, taki sam i topoa- miejsce) to odmiany atomów tego samego pierwiastka chemicznego, których jądra atomowe mają taką samą liczbę protonów ( Z) i różne liczby neutronów ( n).

Jądra takich atomów nazywane są również izotopami. Izotopy są nuklidy jeden element. Nuklid (od łac. jądro- jądro) - dowolne jądro atomowe (odpowiednio atom) o podanych numerach Z oraz n... Ogólne oznaczenie nuklidów to ……. gdzie x- symbol pierwiastka chemicznego, A = Z + N- Liczba masowa.

Izotopy zajmują to samo miejsce w układzie okresowym pierwiastków, stąd ich nazwa. Izotopy z reguły różnią się znacznie właściwościami jądrowymi (na przykład zdolnością do wchodzenia w reakcje jądrowe). Właściwości chemiczne (b prawie w tym samym stopniu fizyczne) izotopów są takie same. Wynika to z faktu, że właściwości chemiczne pierwiastka są określone przez ładunek jądra, ponieważ to on wpływa na strukturę powłoki elektronowej atomu.

Wyjątkiem są izotopy pierwiastków lekkich. Izotopy wodoru 1 n — prot, 2 n— deuter, 3 n — tryt tak silnie różnią się masą, że ich właściwości fizyczne i chemiczne są różne. Deuter jest stabilny (tj. nie radioaktywny) i jest zawarty jako małe zanieczyszczenie (1:4500) w zwykłym wodorze. Kiedy deuter łączy się z tlenem, powstaje ciężka woda. Wrze w temperaturze 101,2°C przy normalnym ciśnieniu atmosferycznym i zamarza w temperaturze +3,8°C. Tryt β -Radioaktywny z okresem półtrwania około 12 lat.

Wszystkie pierwiastki chemiczne mają izotopy. Niektóre pierwiastki mają tylko niestabilne (radioaktywne) izotopy. Dla wszystkich pierwiastków sztucznie uzyskano izotopy promieniotwórcze.

Izotopy uranu. Pierwiastek uran ma dwa izotopy - o liczbach masowych 235 i 238. Izotop ten jest tylko 1/140 bardziej powszechnych.

Izogony. Jądro atomu wodoru - proton (p) - jest najprostszym jądrem. Jego ładunek dodatni jest równy w wartości bezwzględnej ładunkowi elektronu. Masa protonu wynosi 1,6726-10'2 kg. Proton jako cząstka będąca częścią jądra atomowego został odkryty przez Rutherforda w 1919 roku.

Do eksperymentalnego wyznaczania mas jąder atomowych, spektrometry masowe. Zasada spektrometrii mas, zaproponowana po raz pierwszy przez Thomsona (1907), polega na wykorzystaniu właściwości ogniskowania pól elektrycznych i magnetycznych w odniesieniu do wiązek naładowanych cząstek. Pierwsze spektrometry masowe o wystarczająco wysokiej rozdzielczości zaprojektował w 1919 roku F.W. Aston i A. Dempstsrom. Zasadę działania spektrometru mas przedstawiono na ryc. 1.3.

Ponieważ atomy i cząsteczki są elektrycznie obojętne, muszą najpierw zostać zjonizowane. Jony powstają w źródle jonów przez bombardowanie par badanej substancji szybkimi elektronami, a następnie, po przyspieszeniu w polu elektrycznym (różnica potencjałów V) wychodzą do komory próżniowej, wpadając w obszar jednolitego pola magnetycznego B. Pod jego działaniem jony zaczynają poruszać się po okręgu, którego promień g można znaleźć z równości siły Lorentza i siły odśrodkowej:

gdzie M- masa jonu. Prędkość jonów v jest określona zależnością

Ryż. 1.3.

Przyspieszanie różnicy potencjałów Lub siła pola magnetycznego V można dobrać tak, aby jony o tych samych masach wpadały w to samo miejsce d na płycie fotograficznej lub innym pozycyjnie czułym detektorze. Następnie, znajdując maksimum sygnału widma masowego i korzystając ze wzoru (1.7), można wyznaczyć masę jonu m. 1

Bez prędkości v z (1.5) i (1.6) stwierdzamy, że

Rozwój technologii spektrometrii mas umożliwił potwierdzenie założenia poczynionego jeszcze w 1910 roku przez Fredericka Soddy'ego, że ułamkowe (w jednostkach masy atomu wodoru) masy atomowe pierwiastków chemicznych wyjaśnia istnienie izotopy- atomy o tym samym ładunku jądrowym, ale różnych masach. Dzięki pionierskim badaniom Astona ustalono, że większość pierwiastków rzeczywiście składa się z mieszaniny dwóch lub więcej naturalnych izotopów. Wyjątkiem są stosunkowo nieliczne pierwiastki (F, Na, Al, P, Au itp.), zwane monoizotopowymi. Liczba naturalnych izotopów w jednym elemencie może sięgać 10 (Sn). Ponadto, jak się później okazało, wszystkie bez wyjątku pierwiastki mają izotopy, które mają właściwość promieniotwórczości. Większość izotopów promieniotwórczych nie występuje w naturze, można je uzyskać jedynie sztucznie. Pierwiastki o liczbie atomowej 43 (Tc), 61 (Pm), 84 (Po) i powyżej mają tylko izotopy promieniotwórcze.

Międzynarodowa jednostka masy atomowej (amu) przyjęta dzisiaj w fizyce i chemii to 1/12 masy najbardziej rozpowszechnionego izotopu węgla w przyrodzie: 1 amu. = 1.66053873 * 10 “kg. Jest zbliżona do masy atomowej wodoru, choć nie równa jej. Masa elektronu wynosi około 1/1800 amu. We współczesnej spektrometrii mas względny błąd pomiaru masy

AMfM= 10 -10, co umożliwia pomiar różnic masy na poziomie 10 -10 amu.

Masy atomowe izotopów wyrażone w amu wynoszą niemalże dokładnie liczba całkowita. W ten sposób można mu przypisać każde jądro atomowe liczba masowa A(całość), na przykład H-1, H-2, H-C, C-12, 0-16, Cl-35, C1-37 i tym podobne. Ta ostatnia okoliczność ożywiła na nowej podstawie zainteresowanie hipotezą W. Prouta (1816), zgodnie z którą wszystkie pierwiastki zbudowane są z wodoru.

z parametrami b v, b s b k, k v, k s, k k, B s B k C1. co jest niezwykłe, ponieważ zawiera wyraz z Z w dodatniej potędze ułamkowej.
Z drugiej strony podjęto próby opracowania formuł masowych opartych na teorii materii jądrowej lub na podstawie wykorzystania efektywnych potencjałów jądrowych. W szczególności efektywne potencjały Skyrme zostały wykorzystane w pracach, w których uwzględniono nie tylko jądra sferycznie symetryczne, ale także odkształcenia osiowe. Jednak dokładność wyników obliczeń mas jądrowych jest zwykle mniejsza niż w metodzie makromakroskopowej.
Wszystkie omówione powyżej prace i zaproponowane w nich wzory mas były zorientowane na globalny opis całego układu jąder za pomocą gładkich funkcji zmiennych jądrowych (A, Z itp.) z myślą o przewidywaniu właściwości jąder w regiony odległe (blisko i poza granicą stabilności nukleonu, a także jądra superciężkie). Wzory globalne zawierają również poprawki powłokowe i zawierają niekiedy znaczną liczbę parametrów, ale mimo to ich dokładność jest stosunkowo niska (rzędu 1 MeV) i pojawia się pytanie, na ile są one optymalnie, a zwłaszcza ich makroskopowe (ciecz- kropla), odzwierciedlają wymagania eksperymentu.
W związku z tym w pracy Kolesnikowa i Wimiatnina rozwiązano odwrotny problem znalezienia optymalnej formuły masy, wychodząc z wymogu, aby struktura i parametry formuły zapewniały najmniejsze odchylenie średniokwadratowe od eksperymentu i że osiąga się to przy minimalnej liczbie parametrów n, tj. tak, aby oba wskaźniki jakości wzoru Q = (n + 1) były minimalne. W wyniku selekcji spośród dość szerokiej klasy rozważanych funkcji (w tym stosowanych w publikowanych wzorach masowych) zaproponowano wzór (w MeV) jako optymalny wariant energii wiązania:

gdzie S (Z, N) to najprostsza (dwuparametrowa) poprawka powłoki, a P (A) to poprawka parzystości (patrz (6)) Optymalny wzór (12) z 9 wolnymi parametrami daje średnią kwadratową odchylenie od wartości eksperymentalnych = 1,07 MeV przy maksymalnym odchyleniu ~2,5 MeV (wg tabel). Ponadto daje lepszy (w porównaniu z innymi wzorami typu globalnego) opis izobar oddalonych od linii beta-stabilności i przebiegu linii Z*(A), a człon energii kulombowskiej jest zgodny z wielkościami jądra z eksperymentów rozpraszania elektronów. Zamiast zwykłego terminu proporcjonalnego do A 2/3 (zwykle utożsamianego z energią „powierzchniową”) wzór zawiera termin proporcjonalny do A 1/3 (obecny, nawiasem mówiąc, pod nazwą „krzywizny” w wiele formuł masowych, na przykład w). Dokładność obliczeń B (A, Z) można zwiększyć wprowadzając większą liczbę parametrów, ale jakość wzoru pogarsza się (wzrost Q). Może to oznaczać, że klasa funkcji użyta w programie nie była wystarczająco kompletna lub że należy zastosować inne (nie globalne) podejście do opisu mas jąder.

4. Lokalny opis energii wiązania jąder

Inny sposób konstruowania wzorów masowych opiera się na lokalnym opisie powierzchni energii jądrowej. Przede wszystkim zwracamy uwagę na relacje różnicowe, które wiążą masy kilku (zwykle sześciu) sąsiadujących jąder z liczbą neutronów i protonów Z, Z + 1, N, N + 1. Zostały pierwotnie zaproponowane przez Harveya i Kelsona i zostały dalej dopracowane w pracach innych autorów (na przykład w). Wykorzystanie zależności różnicowych umożliwia obliczenie mas nieznanych, ale bliskich znanych jąder z dużą dokładnością rzędu 0,1 - 0,3 MeV. Jednak trzeba wprowadzić dużą liczbę parametrów. Przykładowo, aby obliczyć masy 1241 jąder z dokładnością 0,2 MeV, konieczne było wprowadzenie 535 parametrów. Wadą jest to, że w przypadku skrzyżowania liczb magicznych dokładność jest znacznie zmniejszona, co oznacza, że ​​moc predykcyjna takich formuł dla wszelkich odległych ekstrapolacji jest niewielka.
Inna wersja lokalnego opisu powierzchni energii jądrowej opiera się na idei powłok jądrowych. Zgodnie z wielocząstkowym modelem powłok jądrowych oddziaływanie między nukleonami nie sprowadza się całkowicie do wytworzenia pewnego średniego pola w jądrze. Oprócz tego należy również uwzględnić oddziaływanie dodatkowe (resztkowe), które przejawia się w szczególności w postaci oddziaływania spinowego oraz w efekcie parzystości. Jak de Chalit, Talmy i Tyberger wykazali w wypełnieniu tej samej (pod)powłoki neutronowej energię wiązania neutronu (B n) i podobnie (w wypełnieniu (pod)powłoki protonowej) energię wiązania proton (B p) zmienia się liniowo w zależności od liczby neutronów i protonów, a całkowita energia wiązania jest funkcją kwadratową Z i N. Do podobnego wniosku prowadzi analiza danych eksperymentalnych dotyczących energii wiązania jąder w pracach. Ponadto okazało się, że dotyczy to nie tylko jąder kulistych (jak sugerują de Chalite i in.), ale także obszarów jąder zdeformowanych.
Po prostu dzieląc system jąder na regiony pomiędzy magicznymi liczbami, możliwe jest (jak pokazał Levy) opisanie energii wiązania za pomocą funkcji kwadratowych Z i N, co najmniej nie gorsze niż przy użyciu globalnych wzorów mas. Bardziej teoretyczne podejście oparte na pracy zostało przyjęte przez Zeldes. Podzielił również system jąder na obszary pomiędzy magicznymi liczbami 2, 8, 20, 28, 50, 82, 126, ale energia oddziaływania w każdym z tych obszarów obejmowała nie tylko wzajemne oddziaływanie parami nukleonów kwadratowych w Z i N oraz oddziaływanie kulombowskie, ale tzw. oddziaływanie odkształceniowe, zawierające symetryczne wielomiany w stopniach Z i N wyższych niż drugi.
Umożliwiło to znaczne udoskonalenie opisu energii wiązania jąder, choć doprowadziło do zwiększenia liczby parametrów. Tak więc, aby opisać 1280 jąder z = 0,278 MeV, konieczne było wprowadzenie 178 parametrów. Niemniej jednak zaniedbanie podpowłok doprowadziło do dość znacznych odchyleń w pobliżu Z = 40 (~1,5 MeV), w pobliżu N = 50 (~0,6 MeV) oraz w rejonie ciężkich jąder (>0,8 MeV). Ponadto trudności pojawiają się, gdy chce się dopasować wartości parametrów wzoru w różnych rejonach warunku ciągłości powierzchni energii na granicach.
W związku z tym wydaje się oczywiste, że konieczne jest uwzględnienie efektu podpowłoki. Jednak w czasach, gdy główne liczby magiczne są wiarygodnie ustalone zarówno teoretycznie, jak i eksperymentalnie, kwestia liczb submagicznych okazuje się bardzo zagmatwana. W rzeczywistości nie ma wiarygodnie ustalonych ogólnie akceptowanych liczb submagicznych (choć nieprawidłowości w niektórych właściwościach jąder odnotowano w literaturze dla nukleonów o numerach 40, 56,64 i innych). Przyczyny stosunkowo niewielkich naruszeń prawidłowości mogą być różne. Na przykład, jak zauważają Goeppert-Mayer i Jensen, przyczyną naruszenia normalnego porządku wypełnienia sąsiednich poziomów może być różnica w wielkości ich pędu kątowego iw konsekwencji w energiach parowania. Innym powodem jest deformacja jądra. Kolesnikow połączył problem uwzględnienia efektu podpowłoki z jednoczesnym znalezieniem liczb submagicznych polegającym na podzieleniu obszaru jąder pomiędzy sąsiednimi liczbami magicznymi na części w taki sposób, aby w każdej z nich można było znaleźć energie wiązania nukleonów (B n i B p) opisane funkcjami liniowymi Z i N i pod warunkiem, że całkowita energia wiązania jest wszędzie funkcją ciągłą, w tym na granicach regionów. Uwzględnienie podpowłok pozwoliło sprowadzić odchylenie średniokwadratowe od eksperymentalnych wartości energii wiązania do = 0,1 MeV, czyli do poziomu błędów eksperymentalnych. Podział systemu jąder na mniejsze (submagiczne) regiony między głównymi liczbami magicznymi prowadzi do zwiększenia liczby regionów międzymagicznych i odpowiednio do wprowadzenia większej liczby parametrów, ale wartości tych ostatnich w różnych regiony można dopasować z warunków ciągłości powierzchni energii na granicach regionów, a tym samym zmniejszyć liczbę wolnych parametrów.
Np. w rejonie najcięższych jąder (Z>82, N>126) opisując ~800 jąder o = 0,1 MeV, ze względu na uwzględnienie warunków ciągłości energii na granicach, liczba parametrów zmniejszyła się o więcej niż jedna trzecia (obecnie 136 zamiast 226).
Zgodnie z tym, energię wiązania protonu - energię przyłączenia protonu do jądra (Z, N) - w obrębie tego samego obszaru międzymagicznego można zapisać w postaci:

gdzie indeks i określa parzystość jądra przez liczbę protonów: i = 2 oznacza, że ​​Z jest parzyste, a i = 1 - Z jest nieparzyste, ai i bi są stałymi wspólnymi dla jąder o różnych indeksach j, które określają parzystość przez liczbę neutronów. W tym przypadku, gdzie pp jest energią parowania protonów, a gdzie Δ pn jest energią pn — oddziaływania.
Podobnie energia wiązania (przywiązania) neutronu jest zapisana jako:

gdzie ci i d i są stałymi, gdzie δ nn jest energią parowania neutronów, a, Z k i N l są najmniejszą z (sub)magicznych liczb protonów i odpowiednio neutronów, które ograniczają obszar (k, l).
W (13) i (14) uwzględniono różnicę między jądrami wszystkich czterech typów parzystości: hh, hn, nh i nn. Ostatecznie przy takim opisie energii wiązania jąder powierzchnia energii dla każdego typu parzystości jest podzielona na stosunkowo małe części połączone ze sobą, tj. staje się jak powierzchnia mozaiki.

5. Linia beta - stabilność i energie wiązania jąder

Inna możliwość opisu energii wiązania jąder w obszarach pomiędzy głównymi liczbami magicznymi opiera się na zależności energii rozpadu beta jąder od ich odległości od linii stabilności beta. Ze wzoru Bethe-Weizsackera wynika, że ​​izobaryczne przekroje powierzchni energii są parabolami (patrz (9), (10)), a linia stabilności beta, wychodząc z początku na dużym A, coraz bardziej odchyla się w kierunku neutronów- bogate jądra. Jednak rzeczywista krzywa stabilności beta reprezentuje odcinki linii prostych (patrz rysunek 3) z nieciągłościami na przecięciu magicznych liczb neutronów i protonów. Liniowa zależność Z * od A również wynika z wielocząstkowego modelu powłok jądrowych autorstwa de Chalite et al. Eksperymentalnie najbardziej znaczące przerwy w linii stabilności beta (Δ Z * 0,5-0,7) występują na przecięciu liczb magicznych N, Z = 20, N = 28, 50, Z = 50, N i Z = 82, N = 126 ). Liczby submagiczne są znacznie słabsze. W przedziale między głównymi liczbami magicznymi wartości Z* dla minimalnej energii izobar leżą z dość dobrą dokładnością na uśrednionej liniowo (prostej) linii Z*(A). Dla rejonu najcięższych jąder (Z>82, N>136) Z* wyraża się wzorem (patrz)

Jak pokazano na rysunku, w każdym z obszarów międzymagicznych (tj. pomiędzy głównymi liczbami magicznymi) energie rozpadu beta-plus i beta-minus z dobrą dokładnością okazują się być funkcją liniową Z - Z * (A). Pokazano to na Rys. 5 dla obszaru Z> 82, N> 126, gdzie wykreślono zależność + D od Z - Z * (A), dla wygody wybierane są jądra o parzystym Z; D jest poprawką na parzystość równą 1,9 MeV dla jąder o parzystym N (i Z) oraz 0,75 MeV dla jąder o nieparzystym N (i parzystym Z). Biorąc pod uwagę, że dla izobary o nieparzystym Z energia rozpadu beta-minus jest równa minus energii rozpadu beta-plus izobary o ładunku parzystym Z + 1, a (A, Z) = - (A, Z + 1) wykres na rys. 5 obejmuje bez wyjątku wszystkie rdzenie obszaru Z>82, N>126 o wartościach zarówno parzystych, jak i nieparzystych Z i N. Zgodnie z tym, co zostało powiedziane

gdzie k i D są stałymi dla regionu zawartego między głównymi liczbami magicznymi. Oprócz obszaru Z>82, N>126, jak pokazano na rysunku, podobne zależności liniowe (15) i (16) obowiązują dla innych obszarów wyróżnionych głównymi liczbami magicznymi.
Korzystając ze wzorów (15) i (16) można oszacować energię rozpadu beta dowolnego (nawet dotychczas niedostępnego dla badań eksperymentalnych) jądra rozważanego obszaru submagicznego, znając jedynie jego ładunek Z i liczbę masową A. W tym przypadku dokładność obliczeń dla obszaru Z>82, N>126, jak pokazuje porównanie z ~200 eksperymentalnymi wartościami tabeli, waha się od = 0,3 MeV dla nieparzystego A do 0,4 MeV dla parzystego A z maksymalnymi odchyleniami rzędu 0,6 MeV, tj. wyższy niż przy stosowaniu formuł masowych typu globalnego. Osiąga się to przy użyciu minimalnej liczby parametrów (cztery we wzorze (16) i jeszcze dwa we wzorze (15) dla krzywej stabilności beta). Niestety, w przypadku jąder superciężkich, obecnie niemożliwe jest dokonanie podobnego porównania ze względu na brak danych eksperymentalnych.
Znając energie rozpadu beta i dodatkowo energię rozpadu alfa tylko dla jednej izobary (A, Z) można obliczyć energie rozpadu alfa innych jąder o tej samej liczbie masowej A, w tym tych wystarczająco odległych od stabilności beta linia. Jest to szczególnie ważne w rejonie najcięższych jąder, gdzie rozpad alfa jest głównym źródłem informacji o energiach jądrowych. W obszarze Z>82 linia stabilności beta odbiega od linii N = Z, wzdłuż której zachodzi rozpad alfa, tak że jądro utworzone po ucieczce cząstki alfa zbliża się do linii stabilności beta. Dla linii stabilności beta regionu Z > 82 (patrz (15)) Z * / A = 0,356, natomiast dla rozpadu alfa Z / A = 0,5. W rezultacie jądro (A-4, Z-2), w porównaniu z jądrem (A, Z), jest bliższe linii stabilności beta o wartość (0,5 - 0,356). 4 = 0,576, a jego energia rozpadu beta wynosi 0,576. k = 0,576. 1,13 = 0,65 MeV mniej w porównaniu do jądra (A, Z). Stąd z cyklu energetycznego (,), który obejmuje jądra (A, Z), (A, Z + 1), (A-4, Z-2), (A-4, Z-1), wynika że energia rozpadu alfa Q a jądra (A, Z + 1) powinna być o 0,65 MeV większa niż izobary (A, Z). Tak więc, przechodząc od izobary (A, Z) do izobary (A, Z + 1), energia rozpadu alfa wzrasta o 0,65 MeV. Dla Z>82, N>126 jest to średnio bardzo dobrze uzasadnione dla wszystkich jąder (niezależnie od parytetu). Odchylenie średniokwadratowe obliczonego Q a dla 200 jąder rozważanego obszaru wynosi tylko 0,15 MeV (a maksimum to około 0,4 MeV), pomimo faktu, że liczby submagiczne N = 152 dla neutronów i Z = 100 dla protony przecinają się.

Aby uzupełnić całościowy obraz zmian energii rozpadu alfa jąder w obszarze pierwiastków ciężkich, na podstawie danych eksperymentalnych dotyczących energii rozpadu alfa wartość energii rozpadu alfa dla fikcyjnych jąder leżących na linii stabilności beta , Q * a, obliczono. Wyniki przedstawiono na rys. 6. Jak widać na ryc. 6, ogólna stabilność jąder w odniesieniu do rozpadu alfa po gwałtownym wzroście ołowiu (spadek Q*a) do A235 (obszar uranu), po czym Q*a stopniowo zaczyna rosnąć. W tym przypadku można wyróżnić 5 obszarów w przybliżeniu liniowej zmiany Q * a:

Obliczanie Q a ze wzoru

6. Ciężkie jądra, superciężkie pierwiastki

W ostatnich latach poczyniono znaczne postępy w badaniach superciężkich jąder; Zsyntetyzowano izotopy pierwiastków o numerach seryjnych od Z=110 do Z=118. W tym przypadku szczególną rolę odegrały eksperymenty przeprowadzone w ZIBJ w Dubnej, gdzie jako cząstkę bombardującą zastosowano izotop 48 Ca zawierający duży nadmiar neutronów. Pozwoliło to na syntezę nuklidów bliższych beta -linia stabilności, a zatem bardziej długowieczna i rozkładająca się przy mniejszej energii. Trudność polega jednak na tym, że powstały w wyniku napromieniania łańcuch rozpadu alfa jąder nie kończy się na znanych jądrach, a zatem identyfikacja powstałych produktów reakcji, a zwłaszcza ich liczby masowej, nie jest jednoznaczna. W związku z tym, oprócz zrozumienia właściwości jąder superciężkich znajdujących się na granicy istnienia pierwiastków, konieczne jest porównanie wyników pomiarów eksperymentalnych z modelami teoretycznymi.
Orientację można określić za pomocą systematyki energii - i - rozpadu, biorąc pod uwagę nowe dane dotyczące pierwiastków transfermowych. Jednak dotychczas opublikowane artykuły opierały się na dość starych danych eksperymentalnych sprzed prawie dwudziestu lat i dlatego okazują się mało przydatne.
Co do prac teoretycznych, należy przyznać, że ich wnioski nie są jednoznaczne. Przede wszystkim zależy to od wybranego modelu teoretycznego jądra (dla obszaru jąder transfermium za najbardziej akceptowalne uważa się model makro-mikro, metodę Skyrme-Hartree-Focka oraz relatywistyczny model pola średniego). Ale nawet w ramach tego samego modelu wyniki zależą od wyboru parametrów i włączenia pewnych warunków korekcyjnych. W związku z tym przewiduje się zwiększoną stabilność dla (i prawie) różnych magicznych liczb protonów i neutronów.

Tak więc Möller i niektórzy inni teoretycy doszli do wniosku, że oprócz dobrze znanych liczb magicznych (Z, N = 2, 8, 20, 28, 50, 82 i N = 126), liczba magiczna Z = 114 powinna również pojawiają się w obszarze pierwiastków transfermowych, a w okolicach Z=114 i N=184 powinna pojawić się wyspa względnie stabilnych jąder (niektórzy wywyższeni popularyzatorzy pospiesznie fantazjowali o nowych rzekomo stabilnych superciężkich jądrach i nowych źródłach energii z nimi związanych) . Jednak w rzeczywistości w pracach innych autorów magia Z = 114 jest odrzucana, a zamiast tego magiczne liczby protonów są deklarowane Z = 126 lub 124.
Z drugiej strony w pracach argumentuje się, że liczby magiczne to N = 162 i Z = 108. Jednak autorzy pracy nie zgadzają się z tym. Różne są też opinie teoretyków, czy jądra o liczbach Z = 114, N = 184 oraz o liczbach Z = 108, N = 162 powinny być sferycznie symetryczne, czy też mogą być zdeformowane.
Jeśli chodzi o eksperymentalną weryfikację przewidywań teoretycznych o magyczności liczby protonów Z = 114, to w uzyskanym eksperymentalnie obszarze o liczbach neutronów od 170 do 176 izolacja izotopów pierwiastka 114 (w sensie ich większej stabilności) nie jest wizualnie obserwowany w porównaniu z izotopami innych pierwiastków.

Powyższe zilustrowano na 7, 8 i 9. Na rysunkach 7, 8 i 9 oprócz eksperymentalnych wartości energii rozpadu alfa Q a jąder transfermu, wykreślonych kropkami, pokazano wyniki obliczeń teoretycznych w postaci zakrzywionych linii. Na rysunku 7 przedstawiono wyniki obliczeń według makro-mikromodelu pracy, dla elementów o parzystym Z, stwierdzonych z uwzględnieniem wielobiegunowości odkształceń do ósmego rzędu.
Na ryc. Na rysunkach 8 i 9 przedstawiono wyniki obliczeń Q a zgodnie z optymalnym wzorem odpowiednio na elementy parzyste i nieparzyste. Należy zauważyć, że parametryzacja została przeprowadzona z uwzględnieniem eksperymentów przeprowadzonych 5-10 lat temu, podczas gdy parametry nie zostały skorygowane od czasu publikacji pracy.
Ogólny charakter opisu jąder transfermu (z Z > 100) w i jest w przybliżeniu takie samo – odchylenie średniokwadratowe wynosi 0,3 MeV, jednak dla jąder o N>170 zachowanie krzywej Qa(N) różni się od eksperymentalnej, natomiast w pełnej zgodności osiągnięty, jeśli weźmiemy pod uwagę istnienie podpowłoki N = 170.
Należy zauważyć, że wzory mas w wielu pracach opublikowanych w ostatnich latach również dość dobrze opisują energie Q a dla jąder w obszarze transfermu (0,3-0,5 MeV), a w tej pracy rozbieżność w Q a dla łańcucha najcięższych jąder 294 118 290 116 286 114 okazuje się mieścić się w błędach eksperymentalnych (choć dla całego regionu jąder transfermu 0,5 MeV, czyli gorzej niż np. c).
Powyżej, w rozdziale 5, opisano prostą metodę obliczania energii rozpadu alfa jąder o Z>82, opartą na wykorzystaniu zależności energii rozpadu alfa Q a jądra (A, Z) od odległości od linia stabilności beta ZZ *, która jest wyrażona wzorami ( Wartości Z * wymagane do obliczenia Q a (A, Z) znajdują się wzorem (15), a Q a * z ryc. 6 lub wzorami (17-21). Dla wszystkich jąder o Z>82, N>126 dokładność obliczenia energii rozpadu alfa okazuje się wynosić 0,2 MeV, tj. przynajmniej nie gorzej niż w przypadku formuł masowych typu globalnego. Ilustruje to tabela. 1, gdzie wyniki obliczenia Q a ze wzorów (22, 23) porównuje się z danymi eksperymentalnymi zawartymi w tablicach izotopowych. Dodatkowo w tabeli. 2 przedstawia wyniki obliczeń Qa dla jąder o Z>104, których rozbieżność z ostatnimi eksperymentami pozostaje w granicach 0,2 MeV.
Jeśli chodzi o magię liczby Z = 108, to, jak widać na rys. 7, 8 i 9, nie ma znaczącego wzrostu stabilności przy tej liczbie protonów. Trudno obecnie ocenić, jak istotny jest wpływ powłoki N = 162 ze względu na brak wiarygodnych danych eksperymentalnych. To prawda, w pracy Dvoraka i wsp. Metodą radiochemiczną wyizolowano produkt, który rozpada się emitując cząstki alfa o dość długim czasie życia i stosunkowo niskiej energii rozpadu, który zidentyfikowano za pomocą jądra 270 Hs o liczbie neutrony N = 162 (odpowiednia wartość Q a per (patrz rys. 7 i 8 zaznaczona krzyżykiem). Jednak wyniki tej pracy nie zgadzają się z wnioskami innych autorów.
Możemy zatem stwierdzić, że jak dotąd nie ma żadnych poważnych podstaw do stwierdzenia istnienia nowych liczb magicznych w obszarze jąder ciężkich i superciężkich i związanego z tym wzrostu stabilności jąder, oprócz wcześniej ustalonych podpowłok N = 152 i Z = 100. Jeśli chodzi o liczbę magiczną Z = 114, to oczywiście nie można całkowicie wykluczyć (choć wydaje się to mało prawdopodobne), że efekt powłoki Z = 114 w pobliżu środka wyspy stabilności (tj. w pobliżu N = 184) może okazać się istotne, jednak obszar ten nie jest jeszcze dostępny do badań eksperymentalnych.
Aby znaleźć liczby submagiczne i związane z nimi efekty wypełniania podpowłok, logiczna wydaje się metoda opisana w sekcji 4. Jak pokazano w (patrz wyżej, sekcja 4), możliwe jest wyodrębnienie obszarów układu jąder, w których energie wiązania neutronów B n i energie wiązania protonów B p zmieniają się liniowo w zależności od liczby neutronów N i liczby protonów Z, a cały układ jąder podzielony jest na obszary międzymagiczne, w obrębie których wzory (13) i ( 14) są ważne. (sub)magiczną liczbę można nazwać granicą pomiędzy dwoma obszarami regularnej (liniowej) zmienności B n i B p, a efekt wypełnienia powłoki neutronowej (protonowej) rozumiany jest jako różnica energii B n (B p ) podczas przechodzenia z jednego regionu do drugiego. Liczby submagiczne nie są określone z góry, ale są ustalane w wyniku zgodności z danymi eksperymentalnymi wzorów liniowych (11) i (12) dla B n i B p przy podziale układu jąder na regiony, patrz rozdział 4, i również.

Jak widać ze wzorów (11) i (12), B n i B p są funkcjami Z i N. Aby zorientować się, jak zmienia się B n w zależności od liczby neutronów i jaki efekt wypełniania różnych neutronów (pod)powłoki są wygodne do sprowadzenia energii wiązania neutronów do linii beta-stabilności. W tym celu dla każdej ustalonej wartości N znaleziono B n * B n (N, Z * (N)), gdzie (wg (15)) Z * (N) = 0,5528Z + 14,1. Zależność B n * od N dla jąder wszystkich czterech typów parzystości pokazano na rys. 10 dla jąder o N > 126. Każdy z punktów na rys. 10 odpowiada średniej wartości pokazanych wartości B n * na linii stabilności beta dla jąder o tej samej parzystości z tym samym N.
Jak widać na rys. 10, B n * podlega skokom nie tylko przy znanej liczbie magicznej N = 126 (spadek o 2 MeV) oraz przy liczbie submagicznej N = 152 (spadek o 0,4 MeV dla jąder o dowolnej parzystości typów), ale także przy N = 132, 136, 140, 144, 158, 162, 170. Charakter tych podpowłok okazuje się inny. Chodzi o to, że wielkość, a nawet znak efektu powłoki okazuje się różna dla jąder o różnych typach parzystości. Czyli przy przejściu przez N = 132 B n * maleje o 0,2 MeV dla jąder z nieparzystym N, ale wzrasta o taką samą wartość dla jąder z parzystym N. Energia C uśredniona dla wszystkich rodzajów parzystości (linia C na rys. 10) nie podlega nieciągłości. Ryż. 10 pozwala prześledzić, co się dzieje, gdy inne submagiczne liczby wymienione powyżej zostaną skrzyżowane. Istotne jest, aby średnia energia C albo nie doświadczała nieciągłości, albo zmieniała się o ~0,1 MeV w kierunku malejącym (przy N = 162) lub rosnącym (przy N = 158 i N = 170).
Ogólny trend zmiany energii B n * jest następujący: po napełnieniu powłoki N = 126 energie wiązania neutronów wzrastają do N = 140, tak że średnia energia C osiąga 6 MeV, po czym maleje o około 1 MeV dla najcięższych jąder.

W podobny sposób wyznaczono energie protonów sprowadzonych do linii beta-stabilności B p * B p (Z, N * (Z)) uwzględniając (za (15)) wzór N * (Z) = 1,809N - 25,6. Zależność B p * od Z pokazano na rys. 11. W porównaniu z neutronami, energie wiązania protonów doświadczają ostrzejszych oscylacji wraz ze zmianą liczby protonów Jak widać na rys. 11, energie wiązania protonów B p * doświadczają rozerwania poza główną liczbą magiczną Z = 82 ( spadek B p * o 1,6 MeV) przy Z = 100, a także przy liczbach submagicznych 88, 92, 104, 110. Podobnie jak w przypadku neutronów, przecięcie protonowych liczb submagicznych prowadzi do efektów powłokowych o różnej wielkości i znaku. Średnia wartość energii C nie zmienia się przy przecięciu liczby Z = 104, ale maleje o 0,25 MeV na przecięciu liczb Z = 100 i 92 oraz o 0,15 MeV przy Z = 88 i wzrasta o tę samą wielkość przy Z = 110.
Rysunek 11 pokazuje ogólną tendencję do zmiany B p * po wypełnieniu powłoki protonowej Z = 82 - jest to wzrost do uranu (Z = 92) i stopniowy spadek wraz z drganiami powłoki w rejonie najcięższych pierwiastków. W tym przypadku średnia wartość energii zmienia się z 5 MeV w obszarze uranu do 4 MeV dla najcięższych pierwiastków, a jednocześnie energia parowania protonów maleje,

Jak wynika z ryc. 10 i 11, w rejonie najcięższych pierwiastków oprócz ogólnego spadku energii wiązania następuje osłabienie wiązania zewnętrznych nukleonów ze sobą, co objawia się spadkiem parowania energia neutronów i energia parowania protonów oraz oddziaływanie neutron-proton. Zostało to wyraźnie pokazane na rysunku 12.
Dla jąder leżących na linii beta-stabilności energia parowania neutronów nn została wyznaczona jako różnica między energią parzystego (Z)-nieparzystego (N) jądra B n * (N) a energią połówkową
(B n * (N-1) + B n * (N + 1)) / 2 dla parzystych parzystych jąder; podobnie energia parowania pp protonów została znaleziona jako różnica między energią parzystego jądra B p * (Z) a energią połówkową (B p * (Z-1) + B p * (Z + 1 )) / 2 dla parzystych-parzystych jąder. Wreszcie, energia interakcji np np została znaleziona jako różnica między B n * (N) parzysto-nieparzystych jąder a B n * (N) parzystych parzystych jąder.
Rysunki 10, 11 i 12 nie dają jednak pełnego wyobrażenia o tym, jak zmieniają się energie wiązania nukleonów B n i B p (i wszystkiego co z nimi związane) w zależności od stosunku liczby neutronów do protonów. Mając to na uwadze, oprócz ryc. 10, 11 i 12 dla jasności podano rys. 13 (zgodnie ze wzorami (13) i (14)), który przedstawia przestrzenny obraz energii wiązania neutronów B n w funkcji liczby neutrony N i protony Z, Zwróćmy uwagę na pewne ogólne prawidłowości, przejawiające się w analizie energii wiązania jąder w obszarze Z>82, N>126, w tym na rys. 13. Powierzchnia energii B (Z, N) jest ciągła wszędzie, w tym na granicach regionów. Energia wiązania neutronów B n (Z, N), która zmienia się liniowo w każdym z obszarów międzymagicznych, ulega zerwaniu tylko podczas przekraczania granicy (pod)powłoki neutronów, natomiast podczas przekraczania (pod)powłoki protonów tylko nachylenie B n / Z może się zmienić.
Wręcz przeciwnie, B p (Z, N) ulega rozerwaniu tylko na granicy powłoki protonowej (podpowłoki), a na granicy powłoki neutronowej (podpowłoki) nachylenie B p / N może się tylko zmienić. W obszarze międzymagicznym B n wzrasta wraz ze wzrostem Z i powoli maleje wraz ze wzrostem N; podobnie B p rośnie wraz ze wzrostem N i maleje wraz ze wzrostem Z. W tym przypadku zmiana B p jest znacznie szybsza niż B n.
Wartości liczbowe B p i B n podano w tabeli. 3, a wartości parametrów je definiujących (patrz wzory (13) i (14)) znajdują się w tabeli 4. Wartości n 0 np n 0 nn oraz p 0 pn i p 0 nn , nie są pokazane w Tabeli 1, ale zostały znalezione jako różnice B * n dla jąder nieparzystych i parzystych oraz odpowiednio parzystych i nieparzystych na ryc. 10 i jako różnice B * p dla parzystych-nieparzystych i parzysto-parzystych i odpowiednio nieparzystych-parzystych i nieparzystych-nieparzystych jąder na ryc. 11.
Analiza efektów powłokowych, której wyniki przedstawiono na rys. 10-13, zależy od wejściowych danych eksperymentalnych - głównie od energii rozpadu alfa Q a, a zmiana tego ostatniego mogłaby prowadzić do korekty wyników tę analizę. Dotyczy to zwłaszcza obszaru Z>110, N>160, gdzie czasami wyciągano wnioski na podstawie pojedynczej energii rozpadu alfa. Odnośnie obszaru Z< 110, N < 160, где результаты экспериментальных измерений за последние годы практически стабилизировались, то результаты анализа, приведенные на рис. 10 и 11 практически совпадают с теми, которые были получены в двадцать и более лет назад.
Niniejsza praca jest przeglądem różnych podejść do problemu energii wiązania jądrowego wraz z oceną ich zalet i wad. Praca zawiera dość dużą ilość informacji o twórczości różnych autorów. Dodatkowe informacje można uzyskać czytając prace oryginalne, z których wiele jest cytowanych w bibliografii tego przeglądu, a także w materiałach z konferencji dotyczących mas jądrowych, w szczególności konferencji AF i MS (publikacje w ADNDT nr 13 i 17 itd.) oraz konferencje na temat spektroskopii jądrowej i struktury jądrowej prowadzone w Rosji. Tabele niniejszej pracy zawierają wyniki własnych szacunków autora związanych z problemem superciężkich elementów (SHE).
Autor jest głęboko wdzięczny B.S. Ishkhanovowi, za którego sugestią ta praca została przygotowana, a także YuTs Oganesyanowi i VK Utenkovowi za najnowsze informacje na temat prac eksperymentalnych przeprowadzonych w FLNR JINR nad problemem STE.

BIBLIOGRAFIA

1. N. Ishii, S. Aoki, T. Hatsidi, Nucl. Th./0611096.
2. M. M. Nagels, J. A. Rijken, J. J. de Swart, Phys. Rev. D. 17 768 (1978).
3. S. Machleidt, K. Hollande, C. Elsla, Phys. Rep. 149,1 (1987).
4. M. Lacomb i wsp. Phys. Rev. C21,861 (1980).
5. V.G. Neudachin, N.P. Yudin i wsp. Phys. REv. C43.2499 (1991).
6. R.B. Wiringa, V. Stoks, R. Schiavilla, Phys. Rev. C51.38 (1995).
7. R. V. Reid, Ann. Fizyka 50 411 (1968).
8. H. Eikemeier, H. Hackenbroich Nucl. Phys / A169.407 (1971).
9. D.R. Thomson, M. Lemere, Y.C. Tang, Nucl. Phys. A286.53 (1977).
10. NN Kolesnikov, VI Tarasov, YaF, 35 609 (1982).
11. G.Bete, F. Becher, Fizyka Jądrowa, DNTVU, 1938.
12. J. Carlson, V.R. Pandharipande, R.B. Wiringa, Nucl. Phys. A401.59 (1983).
13. D. Vautherin, D.M. Brink, Phys. Rev. C5,629 (1976).
14. M. Beiner i wsp. Nuci.Phys.A238.29 (1975).
15. C.S. Pieper, R.B. Wiringa, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 51,53 (2001).
16. V.A. Kravtsov, Masy atomowe i energie wiązania jąder atomowych, Atomizdat, 1974.
17. M. Geppert-Mayer, I. Jensen Elementary Theory of Nuclear Shells, IIL, M-1958.
18. W. Elsasser, J. Phys. Rad 5,549 (1933); Compt.Rend.199,1213 (1934).
19. K. Guggenheimer, J. Phys. Rad. 2,253 (1934).
20. W.D. Myyers, W. Świątecki, Nucl. Phys. 81,1 (1966).
21. VM Strutinsky, YaF, 3.614 (1966).
22. S.G. Nilsson.Kgl.Danske Vid.Selsk.Mat.Fys.Medd.29, N16.1 (1955).
23. W.D. Myers, ADDNT, 17.412 (1976); W.D. Myers, W.J. / Świątecki, Ann. Phys. 55 395 (1969).
24. H. v. Groot, E.R. Hilf, K. Takahashi, ADNDT, 17.418 (1976).
25. P.A. Seeger, W.M. Howard, Nucl. Phys. A238,491 (1975).
26. J. Janecke, Nucl. Phys. A182.49 (1978).
27. P. Moller, J.R. Nix, Nucl. Phys. A361,49 (1978)
28. M. Brack i in. Rev Mod. Phys. 44,320 (1972).
29. R. Smolenczuk, Phys. Rev. C56.812 (1997); R. Smolenczuk, A. Sobiczewski, Phys. Rev. C36,812 (1997).
30. I. Muntian i wsp. Phys. At. Nucl. 66,1015 (2003).
31. A. Baran i wsp. Phys. Rev. C72,044310 (2005).
32. S. Gorely i wsp. Phys. Rev. C66,034313 (2002).
33. S. Typel, B.A. Brown, Phys. Rev. C67.034313 (2003).
34. S. Cwiok i wsp. Phys. Rev. Lett. 83,1108 (1999).
35. V. Render, Phys. Rev. C61.031302® (2002).
36. D. Vautherin, DM Brike Phys. Rev. C5,626 (1979).
37. K. T. Davies i wsp. Phys. Rev. 177, 1519 (1969).
38. A. K. Herman i wsp. Phys. Rev. 147,710 (1966).
39. RJ Mc Carty, K. Dover, Phys. Rev. C1, 1644 (1970).
40. K. A. Brueckner, J. L. Gammel, H. Weitzner Phys. Rev. 110 431 (1958).
41. K Hollinder i wsp. Nuci.Phys.A194,161 (1972).
42. M. Yamada. Teoria progr. Fizyka 32 512 (1979).
43. V. Bauer, ADNDT, 17.462 ((1976).
44. M. Beiner, BJ Lombard, D. Mos, ADNDT, 17 450 (1976).
45. NN Kolesnikow, WM Wimiatnin. YaF 31,79 (1980).
46. G.T. Garvey, I. Ktlson, Phys. Rev. Lett. 17,197 (1966).
47. E. Comey, I. Kelson, ADDNT, 17 463 (1976).
48. I. Talmi, A. de Shalit, Phys. Rev. 108.378 (1958).
49. I. Talmi, R. Thiberger, Phys. Rev. 103, 118 (1956).
50. A.B. Levy, Phys, Rev. 106,1265 (1957).
51. NN Kolesnikow, JETP, 30 889 (1956).
52. NN Kolesnikov, Biuletyn Moskiewskiego Uniwersytetu Państwowego, nr 6.76 (1966).
53. NN Kolesnikov, Izv. AN SSSR, ser. Fiz., 49.2144 (1985).
54. N. Zeldesa. Interpretacja modelu powłokowego mas jądrowych. Instytut Fizyki Racah, Jerozolima, 1992.
55. S. Liran, N. Zeldes, ADNDT, 17 431 (1976).
56. Yu Ts Oganessian i wsp. Phys. Rev. C74,044602 (2006).
57. Yu.Ts.Oganessian i wsp. Phys.Rev.C69,054607 (2004); Wstępny wydruk JINR E7-2004-160.
58. Yu Ts Ogantssian i wsp. Phys. Rev. C62,041604® (2000)
59. Yu.Ts.Oganessian i wsp. Phts.Rev.C63,0113301®, (2001).
60. S. Hofmann, G. Munzenberg, Rev.Mod Phys. 72 733 (2000).
61. S. Hofmann i wsp. Zs. Phys. A354,229 (1996).
62. Yu.A. Lazarev i in. Phs. Rev. C54,620 (1996).
63. A. Ghiorso i wsp. Phys. Rev. C51, R2298 (1995).
64. G. Munzenberg i wsp. Zs. Phys. A217,235 (1984).
65. P.A. Vilk i in. Phys. Rev. Lett. 85.2697 (2000).
66. Tablice izotopów, ósma edycja, R.B. Firestone i in. Nowy Jork, 1996.
67. J. Dvorak i wsp. Phys. Rev. Lett. 97,942501 (2006).
68. S. Hofmann i wsp. Eur. Phys. J. A14, 147 (2002).
69. Yu.A. Lazarevet al. Phys. Rev. Lett. 73 624 (1996).
70. A. Ghiorso i wsp. Phys. Lett. B82.95 (1976).
71. A. Turleret i wsp. Phys. Rev. C57, 1648 (1998).
72. P. Moller, J. Nix, J. Phys. G20,1681 (1994).
73. W.D. Myers, W. Świątecki, Nucl.Physic.A601,141 (1996).
74. A. Sobiczewski, Acta Phys. Pol. B29,2191 (1998).
75. J.B. Moss, Phys. Rev. C17,813 (1978).
76. F. Petrovich i wsp. Phys. Rev. Lett. 37 558 (1976).
77. S. Cwiok i wsp. Nuci. Phys. A611,211 (1996).
78. K. Rutz i wsp. Phys. Rev. C56,238 (1997).
79. A. Kruppa i wsp. Nuci, Phys. C61.034313 (2000).
80. Z. Patyk i wsp. Nuci.Phys.A502,591 (1989).
81. M. Bender i in. Rev. Vod. Phys. 75.21 (2002).
82. P. Moller i wsp. Nuci.Phys.A469.1 (1987).
83. J. Carlson, R. Schiavilla. Rev Mod. Phys. 70 743 (1998).
84. V. I. Goldansky Nucl. Phys. A133,438 (1969).
85. NN Kolesnikow, AG Demin. Komunikat JINR, P6-9420 (1975).
86. NN Kolesnikov, AG Demin.VINITI, nr 7309-887 (1987).
87. NN Kolesnikow, VINITI. nr 4867-80 (1980).
88. V. E. Viola, A. Swart, J. Grober. ADDNDT, 13.35 (1976).
89. A. HWapstra, G. Audi, Nucl. Phys. A432.55 (1985).
90. K. Takahashi, H. v. Groot. AMFC 5250 (1976).
91. R.A. Glass, G. Thompson, G.T. Seaborg. J.Inorg. Chem. 1,3 (1955).

Badając skład materii, naukowcy doszli do wniosku, że cała materia składa się z cząsteczek i atomów. Przez długi czas atom (przetłumaczony z greckiego „niepodzielny”) był uważany za najmniejszą strukturalną jednostkę materii. Jednak dalsze badania wykazały, że atom ma złożoną strukturę i z kolei zawiera mniejsze cząstki.

Z czego zrobiony jest atom?

W 1911 r. naukowiec Rutherford zasugerował, że atom ma centralną część z ładunkiem dodatnim. Tak po raz pierwszy pojawiła się koncepcja jądra atomowego.

Zgodnie ze schematem Rutherforda, zwanym modelem planetarnym, atom składa się z jądra i cząstek elementarnych o ładunku ujemnym - elektronów poruszających się wokół jądra, tak jak planety krążą wokół Słońca.

W 1932 inny naukowiec, Chadwick, odkrył neutron, cząstkę pozbawioną ładunku elektrycznego.

Według współczesnych koncepcji jądra atomowe odpowiadają modelowi planetarnemu zaproponowanemu przez Rutherforda. Jądro przenosi większość masy atomowej. Ma również ładunek dodatni. Jądro atomowe zawiera protony – dodatnio naładowane cząstki i neutrony – cząstki, które nie niosą ładunku. Protony i neutrony nazywane są nukleonami. Ujemnie naładowane cząstki - elektrony - krążą wokół jądra.

Liczba protonów w jądrze jest równa tym, które poruszają się po orbicie. W konsekwencji sam atom jest cząsteczką, która nie przenosi ładunku. Jeśli atom przechwytuje elektrony innych ludzi lub traci własne, staje się dodatni lub ujemny i nazywa się jonem.

Elektrony, protony i neutrony są zbiorczo określane jako cząstki subatomowe.

Ładunek jądrowy

Jądro ma numer ładunku Z. Jest on określany przez liczbę protonów tworzących jądro atomowe. Łatwo jest znaleźć tę kwotę: wystarczy odwołać się do układu okresowego Mendelejewa. Liczba porządkowa pierwiastka, do którego należy atom, jest równa liczbie protonów w jądrze. Tak więc, jeśli numer seryjny 8 odpowiada pierwiastkowi chemicznemu tlenu, to liczba protonów również będzie równa ośmiu. Ponieważ liczba protonów i elektronów w atomie jest taka sama, będzie też osiem elektronów.

Liczba neutronów nazywana jest liczbą izotopową i jest oznaczona literą N. Ich liczba może się różnić w atomie tego samego pierwiastka chemicznego.

Suma protonów i elektronów w jądrze nazywana jest liczbą masową atomu i jest oznaczona literą A. Zatem wzór na obliczenie liczby masowej wygląda następująco: A = Z + N.

Izotopy

W przypadku, gdy pierwiastki mają równą liczbę protonów i elektronów, ale różną liczbę neutronów, nazywamy je izotopami pierwiastka chemicznego. Może być jeden lub kilka izotopów. Są one umieszczane w tej samej komórce układu okresowego.

Izotopy mają ogromne znaczenie w chemii i fizyce. Na przykład izotop wodoru – deuter – łączy się z tlenem, tworząc zupełnie nową substancję zwaną ciężką wodą. Ma inną temperaturę wrzenia i zamarzania niż zwykle. A połączenie deuteru z innym izotopem wodoru, trytem, ​​prowadzi do reakcji fuzji termojądrowej i może być wykorzystane do wygenerowania ogromnej ilości energii.

Masa jądra i cząstek subatomowych

Wymiary i masa atomów są w ludzkim umyśle znikome. Rozmiar jąder wynosi około 10 -12 cm Masa jądra atomowego jest mierzona w fizyce w tak zwanych jednostkach masy atomowej - amu.

za jedną amu weź jedną dwunastą masy atomu węgla. Używając zwykłych jednostek miary (kilogramy i gramy), masę można wyrazić następującym równaniem: 1 amu. = 1,660540 · 10 -24 g. Wyrażona w ten sposób nazywana jest bezwzględną masą atomową.

Pomimo tego, że jądro atomowe jest najbardziej masywnym składnikiem atomu, jego wymiary w stosunku do otaczającej go chmury elektronowej są niezwykle małe.

Siły jądrowe

Jądra atomowe są niezwykle odporne. Oznacza to, że protony i neutrony są utrzymywane w jądrze przez jakąś siłę. Nie mogą to być siły elektromagnetyczne, ponieważ protony są jak naładowane cząstki, a wiadomo, że cząstki o tym samym ładunku odpychają się nawzajem. Siły grawitacyjne są zbyt słabe, aby utrzymać razem nukleony. W konsekwencji cząstki są utrzymywane w jądrze przez inną interakcję - siły jądrowe.

Oddziaływanie jądrowe uważane jest za najsilniejsze ze wszystkich istniejących w przyrodzie. Dlatego ten rodzaj interakcji między elementami jądra atomowego nazywa się silnym. Jest obecny w wielu cząstkach elementarnych, a także w siłach elektromagnetycznych.

Cechy sił jądrowych

1. Krótkie aktorstwo. Siły jądrowe, w przeciwieństwie do elektromagnetycznych, pojawiają się tylko na bardzo małych odległościach, porównywalnych z wielkością jądra.
2. Niezależność ładowania. Cecha ta przejawia się w tym, że siły jądrowe działają w ten sam sposób na protony i neutrony.
3. Nasycenie. Nukleony jądra oddziałują tylko z określoną liczbą innych nukleonów.

Energia wiązania rdzenia

Inną ściśle powiązaną koncepcją jest energia wiązania jąder. Energia wiązania jądrowego jest rozumiana jako ilość energii potrzebna do podzielenia jądra atomowego na tworzące go nukleony. Jest to energia potrzebna do utworzenia jądra z pojedynczych cząstek.

Aby obliczyć energię wiązania jądra, konieczna jest znajomość masy cząstek subatomowych. Z obliczeń wynika, że ​​masa jądra jest zawsze mniejsza niż suma tworzących go nukleonów. Defekt masy to różnica między masą jądra a sumą jego protonów i elektronów. Za pomocą zależności między masą a energią (E = mc 2) można obliczyć energię wytworzoną podczas formowania się jądra.

Siłę energii wiązania jądra można ocenić na następującym przykładzie: gdy powstaje kilka gramów helu, powstaje taka sama ilość energii, jak przy spalaniu kilku ton węgla.

Reakcje jądrowe

Jądra atomów mogą wchodzić w interakcje z jądrami innych atomów. Takie interakcje nazywane są reakcjami jądrowymi. Istnieją dwa rodzaje reakcji.

1. Reakcje rozszczepienia. Występują, gdy cięższe jądra rozpadają się na lżejsze w wyniku interakcji.
2. Reakcje syntezy. Odwrotny proces rozszczepienia: jądra zderzają się, tworząc w ten sposób cięższe elementy.

Wszystkim reakcjom jądrowym towarzyszy uwolnienie energii, która jest następnie wykorzystywana w przemyśle, wojsku, energetyce i tak dalej.

Po zapoznaniu się ze składem jądra atomowego można wyciągnąć następujące wnioski.

1. Atom składa się z jądra zawierającego wokół niego protony i neutrony oraz elektrony.
2. Liczba masowa atomu jest równa sumie nukleonów jego jądra.
3. Nukleony są utrzymywane razem przez silne interakcje.
4. Ogromne siły, które zapewniają stabilność jądru atomowego, nazywane są energiami wiązania jądra.

Badając przejście cząstki α przez cienką złotą folię (patrz rozdział 6.2), E. Rutherford doszedł do wniosku, że atom składa się z ciężkiego dodatnio naładowanego jądra i otaczających go elektronów.

Rdzeń zwana centralną częścią atomu,w którym skupiona jest prawie cała masa atomu i jego dodatni ładunek.

V skład atomowy cząstki elementarne : protony oraz neutrony (nukleony od łacińskiego słowa jądro- rdzeń). Ten protonowo-neutronowy model jądra został zaproponowany przez radzieckiego fizyka w 1932 roku przez D.D. Iwanienko. Proton ma ładunek dodatni e + = 1,06 · 10 -19 C i masę spoczynkową poseł= 1,673 · 10 -27 kg = 1836 ja... Neutron ( n) jest cząsteczką obojętną z masą spoczynkową m n= 1,675 · 10 -27 kg = 1839 ja(gdzie masa elektronu ja, wynosi 0,91 · 10 –31 kg). Na ryc. 9.1 przedstawia strukturę atomu helu według koncepcji z końca XX - początku XXI wieku.

Opłata podstawowa jest równe Ze, gdzie mi Czy ładunek protonowy, Z- numer opłaty równy Liczba porządkowa pierwiastek chemiczny w układzie okresowym pierwiastków Mendelejewa, tj. liczba protonów w jądrze. Oznaczono liczbę neutronów w jądrze n... Zwykle Z > n.

Obecnie znane jądra z Z= 1 do Z = 107 – 118.

Liczba nukleonów w jądrze A = Z + n nazywa ogromna liczba ... Jądra z tym samym Z ale inne A są nazywane izotopy... Jądra, które z tym samym A mieć inne Z są nazywane izobary.

Jądro jest oznaczone tym samym symbolem co neutralny atom, gdzie x- symbol pierwiastka chemicznego. Na przykład: wodór Z= 1 ma trzy izotopy: - protium ( Z = 1, n= 0), - deuter ( Z = 1, n= 1), - tryt ( Z = 1, n= 2), cyna ma 10 izotopów itd. W przeważającej większości izotopy jednego pierwiastka chemicznego mają te same właściwości chemiczne i podobne właściwości fizyczne. W sumie znanych jest około 300 stabilnych izotopów i ponad 2000 naturalnych i sztucznie uzyskanych izotopy radioaktywne.

Wielkość jądra charakteryzuje się promieniem jądra, co ma umowne znaczenie ze względu na rozmycie granicy jądra. Nawet E. Rutherford, analizując swoje eksperymenty, wykazał, że wielkość jądra jest w przybliżeniu równa 10 -15 m (wielkość atomu to 10 -10 m). Istnieje empiryczna formuła obliczania promienia jądra:

gdzie r 0 = (1,3 - 1,7) · 10 -15 m. Widać z tego, że objętość jądra jest proporcjonalna do liczby nukleonów.

Gęstość materii jądrowej wynosi, rzędu wielkości, 10-17 kg/m3 i jest stała dla wszystkich jąder. Znacznie przekracza gęstość najgęstszych zwykłych substancji.

Protony i neutrony są fermiony odkąd mieć spin ħ /2.

Jądro atomu ma właściwy moment pędu – spin jądra :

,

(9.1.2)

gdzie i – wewnętrzny(kompletny)spinowa liczba kwantowa.

Numer i przyjmuje wartości całkowite lub połówkowe 0, 1/2, 1, 3/2, 2 itd. Jądra z parzysty A mieć obrót liczb całkowitych(w jednostkach ħ ) i podlegają statystykom Bose–Einstein(bozony). Jądra z dziwne A mieć wirowanie półliczbowe(w jednostkach ħ ) i podlegają statystykom Fermi–Dirac(te. jądra - fermiony).

Cząstki jądrowe mają własne momenty magnetyczne, które określają moment magnetyczny jądra jako całości. Jednostką do pomiaru momentów magnetycznych jąder jest magneton jądrowy trucizna μ:

Tutaj mi- wartość bezwzględna ładunku elektronu, poseł Jest masą protonu.

Magneton jądrowy w poseł/ja= 1836,5 razy mniej niż magneton Bohra, wynika z tego, że właściwości magnetyczne atomów są determinowane przez właściwości magnetyczne ich elektronów .

Istnieje związek między spinem jądra a jego momentem magnetycznym:

gdzie γ trucizna - współczynnik żyromagnetyczny jądrowy.

Neutron ma ujemny moment magnetyczny μ n≈ - trucizna 1,913 μ, ponieważ kierunek spinu neutronu i jego momentu magnetycznego są przeciwne. Moment magnetyczny protonu jest dodatni i równy μ r≈ trucizna 2,793 μ. Jego kierunek pokrywa się z kierunkiem wirowania protonu.

Rozkład ładunku elektrycznego protonów w jądrze jest na ogół asymetryczny. Miarą odchylenia tego rozkładu od rozkładu sferycznie symetrycznego jest kwadrupolowy moment elektryczny jądra Q... Jeśli gęstość ładunku jest wszędzie taka sama, to Q zależy tylko od kształtu jądra. A więc dla elipsoidy rewolucji

,

(9.1.5)

gdzie b- półosi elipsoidy wzdłuż kierunku wirowania, a- półoś w kierunku prostopadłym. Dla jądra wydłużonego wzdłuż kierunku wirowania, b > a oraz Q> 0. Dla rdzenia spłaszczonego w tym kierunku, b < a oraz Q < 0. Для сферического распределения заряда в ядре b = a oraz Q= 0. Dotyczy to jąder o spinie równym 0 lub ħ /2.

Kliknij odpowiednie hiperłącze, aby wyświetlić dema: