Cum se află masa nucleului unui atom? și am primit cel mai bun răspuns

Răspuns de la NiNa Martushova[guru]

A = numărul p + numărul n. Adică, întreaga masă a atomului este concentrată în nucleu, deoarece electronul are o masă neglijabilă, egală cu 11800 a. e.m., în timp ce protonul și neutronul au fiecare o masă de 1 unitate de masă atomică. Masa atomică relativă este un număr fracționar deoarece este media aritmetică a maselor atomice ale tuturor izotopilor unui element chimic dat, ținând cont de abundența lor în natură.

Răspuns de la Yoehmet[guru]
Luați masa atomului și scădeți masa tuturor electronilor.


Răspuns de la Vladimir Sokolov[guru]
Însumați masa tuturor protonilor și neutronilor din nucleu. Vei primi o mulțime de bani.


Răspuns de la Dashka[incepator]
tabel periodic pentru a ajuta


Răspuns de la Anastasia Durakova[activ]
Găsiți valoarea în tabelul periodic masa relativă atom, rotunjește-l la un număr întreg - aceasta va fi masa nucleului atomic. Masa nucleară sau numărul de masă al unui atom este alcătuită din numărul de protoni și neutroni din nucleu
A = numărul p + numărul n. Adică, întreaga masă a atomului este concentrată în nucleu, deoarece electronul are o masă neglijabilă, egală cu 11800 a. e.m., în timp ce protonul și neutronul au fiecare o masă de 1 unitate de masă atomică. Masa atomică relativă este un număr fracționar deoarece este media aritmetică a maselor atomice ale tuturor izotopilor unui element chimic dat, ținând cont de abundența lor în natură. tabel periodic pentru a ajuta


Răspuns de la 3 raspunsuri[guru]

Buna ziua! Iată o selecție de subiecte cu răspunsuri la întrebarea dvs.: Cum să găsiți masa nucleului unui atom?

cu parametrii b v , b s b k , k v , k s , k k , B s B k C1. ceea ce este neobișnuit prin faptul că conține un termen cu Z la o putere fracțională pozitivă.
Pe de altă parte, s-au făcut încercări de a ajunge la formule de masă bazate pe teoria materiei nucleare sau pe baza utilizării potențialelor nucleare efective. În special, în lucrări s-au folosit potențiale Skyrme eficiente și s-au luat în considerare nu numai nucleele simetrice sferice, ci și deformațiile de tip axial. Cu toate acestea, acuratețea rezultatelor calculelor pentru masele nucleare se dovedește de obicei a fi mai mică decât în ​​metoda macro-macroscopică.
Toate lucrările discutate mai sus și formulele de masă propuse în ele s-au concentrat pe descrierea globală a întregului sistem de nuclee prin funcții netede ale variabilelor nucleare (A, Z etc.) cu scopul de a prezice proprietățile nucleelor ​​din regiuni îndepărtate. (aproape și dincolo de limita de stabilitate a nucleonilor și, de asemenea, nuclee supergrele). Formulele de tip global includ, de asemenea, corecții de înveliș și uneori conțin un număr semnificativ de parametri, dar, în ciuda acestui fapt, acuratețea lor este relativ scăzută (aproximativ 1 MeV) și se pune întrebarea cât de optim sunt acestea, și în special macroscopice (picături de lichid) parte, reflectă cerințele experimentale.
În acest sens, în lucrarea lui Kolesnikov și Vymyatnin a fost rezolvată problema inversă a găsirii formulei optime a masei, pe baza cerinței ca structura și parametrii formulei să ofere cea mai mică abatere standard de la experiment și ca aceasta să fie realizată cu un număr minim de parametri n, adică astfel încât atât , cât și indicatorul de calitate al formulei Q = (n + 1) sunt minime. Ca urmare a selecției dintr-o clasă destul de largă de funcții luate în considerare (inclusiv cele utilizate în formulele de masă publicate), formula (în MeV) a fost propusă ca opțiune optimă pentru energia de legare:

B(A,Z) = 13,0466A – 33,46A 1/3 – (0,673+0,00029A)Z 2 /A 1/3 – (13,164 + 0,004225A)(A-2Z) 2 /A –
– (1,730- 0,00464A)|A-2Z| + P(A) + S(Z,N),		 (12)

unde S(Z,N) este cea mai simplă corecție (cu doi parametri) și P(A) este corecția de paritate (vezi (6)) Formula optimă (12) cu 9 parametri liberi oferă o rădăcină pătrată medie abatere de la valorile experimentale = 1,07 MeV cu o abatere maximă de ~2,5 MeV (conform tabelelor). În același timp, oferă o descriere mai bună (în comparație cu alte formule de tip global) a izobarelor aflate la distanță de linia de stabilitate beta și de cursul liniei Z*(A), iar termenul de energie Coulomb este în concordanță cu dimensiunile nuclee din experimentele de împrăștiere a electronilor. În loc de termenul obișnuit proporțional cu A 2/3 (identificat de obicei cu energia „de suprafață”), formula conține un termen proporțional cu A 1/3 (prezent, de altfel, sub denumirea termenului de „curbură” în multe formule de masă, de exemplu în,). Precizia calculelor B(A,Z) poate fi mărită prin introducere Mai mult parametrii, dar calitatea formulei se deteriorează (Q crește). Aceasta poate însemna că clasa de funcții utilizată nu a fost suficient de completă sau că ar trebui utilizată o abordare diferită (non-globală) pentru a descrie masele nucleare.

4. Descrierea locală a energiilor de legare nucleare

O altă modalitate de a construi formule de masă se bazează pe o descriere locală a suprafeței energiei nucleare. Să notăm mai întâi relațiile de diferență care leagă masele mai multor nuclee vecine (de obicei șase) cu numărul de neutroni și protoni Z, Z + 1, N, N + 1. Au fost propuse inițial de Harvey și Kelson și au fost ulterior rafinate în lucrările altor autori (de exemplu, în). Utilizarea relațiilor de diferență face posibilă calcularea maselor de nuclee necunoscute, dar apropiate de cunoscute, cu o precizie ridicată de ordinul 0,1 - 0,3 MeV. Cu toate acestea, trebuie să introduceți un număr mare de parametri. De exemplu, în lucrare, pentru a calcula masele a 1241 de nuclee cu o precizie de 0,2 MeV, a fost necesar să se introducă 535 de parametri. Un alt dezavantaj este că la încrucișarea numerelor magice, acuratețea scade semnificativ, ceea ce înseamnă că puterea predictivă a unor astfel de formule pentru orice extrapolări îndepărtate este mică.
O altă versiune a descrierii locale a suprafeței energiei nucleare se bazează pe ideea de învelișuri nucleare. Conform modelului cu mai multe particule al învelișurilor nucleare, interacțiunea dintre nucleoni nu se reduce în întregime la crearea unui câmp mediu în nucleu. Pe lângă aceasta, trebuie luată în considerare o interacțiune suplimentară (reziduală), care se manifestă în special sub forma interacțiunii spin și efectul de paritate. După cum au arătat de Shalit, Talmy și Tiberger, în umplerea aceleiași (sub)cochilii de neutroni, energia de legare a neutronilor (B n) și, în mod similar (în umplerea (sub)cochilei de protoni), energia de legare a protonilor (B). p) se modifică liniar în funcție de numărul de neutroni și protoni, iar energia de legare totală este o funcție pătratică a lui Z și N. O analiză a datelor experimentale privind energiile de legare a nucleelor ​​aflate în lucrări conduce la o concluzie similară. Mai mult, s-a dovedit că acest lucru este valabil nu numai pentru nucleele sferice (după cum presupune de Shalit și colab.), ci și pentru regiunile nucleelor ​​deformate.
Pur și simplu împărțind un sistem de nuclee în regiuni între numere magice, este posibil (după cum a arătat Levy) să descriem energiile de legare prin funcțiile pătratice Z și N cel puțin precum și prin utilizarea formulelor de masă globale. O abordare mai serioasă din punct de vedere teoretic, bazată pe lucrări a fost adoptată de Zeldes. El a împărțit, de asemenea, sistemul de nuclee în regiuni între numerele magice 2, 8, 20, 28, 50, 82, 126, dar energia de interacțiune în fiecare dintre aceste regiuni a inclus nu numai interacțiunea perechilor de nucleoni pătratici în Z și N și interacțiunea Coulomb, dar numită și interacțiune de deformare, care conține polinoame simetrice în Z și N de grad mai mare decât al doilea.
Acest lucru a făcut posibilă îmbunătățirea semnificativă a descrierii energiilor de legare nucleare, deși a condus la o creștere a numărului de parametri. Astfel, pentru a descrie 1280 de nuclee cu = 0,278 MeV, a fost necesar să se introducă 178 de parametri. Cu toate acestea, neglijarea subshell-urilor a condus la abateri destul de semnificative lângă Z = 40 (~ 1,5 MeV), aproape de N = 50 (~ 0,6 MeV) și în regiunea nucleelor ​​grele (> 0,8 MeV). În plus, dificultățile apar atunci când se dorește să coordoneze valorile parametrilor formulei în diferite regiuni din condiția continuității suprafeței de energie la granițe.
În acest sens, pare evident că este necesar să se țină cont de efectul subshell. Cu toate acestea, în timp ce principalele numere magice sunt stabilite în mod fiabil atât teoretic, cât și experimental, problema numerelor submagice se dovedește a fi foarte confuză. De fapt, nu există numere submagice general acceptate stabilite în mod fiabil (deși în literatură au fost observate nereguli în unele proprietăți ale nucleilor la numerele de nucleoni de 40, 56, 64 și altele). Motivele încălcărilor relativ mici ale regularităților pot fi diferite. De exemplu, după cum au observat Geppert-Mayer și Jensen, motivul încălcării ordinii normale de umplere a nivelurilor învecinate poate fi o diferență în magnitudinea momentului unghiular al acestora. drept consecinţă, în energiile de împerechere. Un alt motiv este deformarea miezului. Kolesnikov a combinat problema luării în considerare a efectului subshell-urilor cu căutarea simultană a numerelor submagice bazată pe împărțirea regiunii nucleelor ​​între numerele magice învecinate în astfel de părți încât în ​​fiecare dintre ele energiile de legare ale nucleonilor (B n și B p) ar putea fi descrisă de funcțiile liniare Z și N și cu condiția ca energia de legare totală să fie o funcție continuă peste tot, inclusiv la granițele regiunilor. Luarea în considerare a subshell-urilor a făcut posibilă reducerea abaterii rădăcină pătrată medie de la valorile experimentale ale energiilor de legare la = 0,1 MeV, adică la nivelul erorilor experimentale. Împărțirea sistemului de nuclee în regiuni mai mici (submagice) între principalele numere magice duce la creșterea numărului de regiuni intermagice și, în consecință, la controlul unui număr mai mare de parametri, dar, în același timp, a valorilor. Acestea din urmă în diferite regiuni pot fi coordonate din condițiile de continuitate a suprafeței de energie la limitele regiunilor și reducând astfel numărul de parametri liberi.
De exemplu, în regiunea celor mai grele nuclee (Z>82, N>126) când se descriu ~800 nuclee cu = 0,1 MeV, datorită luării în considerare a condițiilor de continuitate energetică la limite, numărul parametrilor a scăzut cu mai mult decât o treime (a devenit 136 în loc de 226).
În conformitate cu aceasta, energia de legare a protonului - energia protonului care se unește cu nucleul (Z,N) - în cadrul aceleiași regiuni intermagice poate fi scrisă sub forma:

(13)

unde indicele i determină paritatea nucleului după numărul de protoni: i = 2 înseamnă că Z este par, iar i =1 - Z este impar, a i și b i sunt constante comune pentru nucleele cu indici j diferiți, care determină paritatea prin numărul de neutroni. În acest caz, unde pp este energia împerecherii protonilor și , unde Δ pn este energia interacțiunii pn.
În mod similar, energia de legare (de atașare) a unui neutron este scrisă astfel:

(14)

unde c i și d i sunt constante, , unde δ nn este energia de împerechere a neutronilor și , Z k și N l sunt cel mai mic dintre numerele (sub)magice de protoni și, în consecință, neutronii care delimitează regiunea (k, l).
(13) și (14) iau în considerare diferența dintre nucleele tuturor celor patru tipuri de paritate: hh, hn, nn și nn. În cele din urmă, cu o astfel de descriere a energiilor de legare ale nucleelor, suprafața de energie pentru fiecare tip de paritate este împărțită în bucăți relativ mici interconectate, de exemplu. devine ca o suprafață de mozaic.

5. Linia beta - stabilitatea și energia de legare a nucleelor

O altă posibilitate de a descrie energiile de legare ale nucleelor ​​din regiunile dintre principalele numere magice se bazează pe dependența energiilor de dezintegrare beta ale nucleelor ​​de distanța lor de linia de stabilitate beta. Din formula Bethe-Weizsäcker rezultă că secțiunile izobare ale suprafeței de energie sunt parabole (vezi (9), (10)), iar linia de stabilitate beta, lăsând originea coordonatelor la mare A, deviază din ce în ce mai mult către neutroni. -nuclee bogate. Cu toate acestea, curba de stabilitate beta reală este segmente drepte (vezi Fig. 3) cu pauze la intersecția numerelor magice de neutroni și protoni. Dependența liniară a lui Z* de A rezultă și din modelul cu mai multe particule al învelișurilor nucleare de de Shalit și colab. Experimental, cele mai semnificative întreruperi ale liniei de stabilitate beta (Δ Z*0,5-0,7) apar la intersecția numerelor magice N, Z = 20, N = 28, 50, Z = 50, N și Z = 82, N = 126). Numerele submagice sunt mult mai puțin pronunțate. În intervalul dintre principalele numere magice, valorile lui Z* pentru energia minimă a izobarelor cad cu o precizie destul de bună pe linia medie (dreaptă) liniară Z*(A). Pentru regiunea celor mai grele nuclee (Z>82, N>136) Z* este exprimat prin formula (vezi)

După cum sa arătat în fiecare dintre regiunile intermagice (adică între principalele numere magice), energiile de dezintegrare beta plus și beta minus se dovedesc a fi cu o precizie bună. funcţie liniară Z – Z * (A) . Acest lucru este demonstrat în Fig. 5 pentru regiunea Z>82, N>126, unde este reprezentată grafică dependența valorii + D de Z – Z*(A), pentru comoditate, sunt selectate nuclee cu Z par; D este o corecție de paritate egală cu 1,9 MeV pentru nucleele cu N par (și Z) și 0,75 MeV pentru nucleele cu N impar (și Z par). Având în vedere că pentru o izobară cu un Z impar, energia dezintegrarii beta-minus este egală cu semnul minus al energiei dezintegrarii beta-plus a unei izobare cu sarcină pară Z+1 și (A,Z) = - (A,Z+1), graficul din Fig. 5 acoperă toate nucleele regiunii Z>82, N>126 fără excepție, cu valorile pare și impare ale lui Z și N. În conformitate cu cele de mai sus

= + k(Z * (A) – Z) - D , (16)

unde k și D sunt constante pentru regiunea cuprinsă între numerele magice principale. În plus față de regiunea Z>82, N>126, așa cum se arată în , dependențe liniare similare (15) și (16) sunt valabile și pentru alte regiuni identificate prin numerele magice principale.
Folosind formulele (15) și (16), este posibil să se estimeze energia de dezintegrare beta a oricărui nucleu (chiar nu este încă disponibil pentru studiul experimental) al regiunii submagice luate în considerare, cunoscând doar sarcina sa Z și numărul de masă A. caz, acuratețea calculului pentru regiunea Z>82, N>126, după cum arată o comparație cu ~200 de valori experimentale din tabel, variază de la = 0,3 MeV pentru A impar și până la 0,4 MeV pentru A par cu abateri maxime de ordinul a 0,6 MeV, adică mai mari decât atunci când se utilizează formule de masă de tip global. Și acest lucru se realizează prin utilizarea unui număr minim de parametri (patru în formula (16) și încă doi în formula (15) pentru curba de stabilitate beta). Din păcate, pentru nucleele supergrele este imposibil în prezent să se facă o comparație similară din cauza lipsei datelor experimentale.
Cunoașterea energiilor de dezintegrare beta și plus energiile de dezintegrare alfa pentru o singură izobară (A,Z) vă permite să calculați energiile de descompunere alfa ale altor nuclee cu același număr de masă A, inclusiv cele destul de îndepărtate de linia de stabilitate beta. Acest lucru este important în special pentru regiunea celor mai grele nuclee, unde dezintegrarea alfa este principala sursă de informații despre energiile nucleare. În regiunea Z > 82, linia de stabilitate beta se abate de la linia N = Z de-a lungul căreia are loc dezintegrarea alfa, astfel încât nucleul format după emisia unei particule alfa se apropie de linia de stabilitate beta. Pentru linia de stabilitate beta a regiunii Z > 82 (cm (15)) Z * /A = 0,356, în timp ce pentru dezintegrarea alfa Z/A = 0,5. Ca rezultat, miezul (A-4, Z-2) în comparație cu miezul (A,Z) se dovedește a fi mai aproape de linia de stabilitate beta cu o sumă de (0,5 - 0,356). 4 = 0,576, iar energia sa de dezintegrare beta devine 0,576. k = 0,576. 1,13 = 0,65 MeV mai puțin în comparație cu nucleul (A,Z). De aici, din ciclul energetic (,), inclusiv nucleele (A,Z), (A,Z+1), (A-4,Z-2), (A-4,Z-1) rezultă că energia de dezintegrare alfa Q a a nucleului (A,Z+1) ar trebui să fie cu 0,65 MeV mai mare decât izobara (A,Z). Astfel, la trecerea de la izobară (A,Z) la izobară (A,Z+1), energia de dezintegrare alfa crește cu 0,65 MeV. La Z>82, N>126 acest lucru este în medie foarte bine justificat pentru toate nucleele (indiferent de paritate). Abaterea standard a Q a calculată pentru 200 de nuclee din regiunea luată în considerare este de numai 0,15 MeV (și maximul este de aproximativ 0,4 MeV) în ciuda faptului că numerele submagice N = 152 pentru neutroni și Z = 100 pentru protoni se intersectează.

Pentru a completa imaginea de ansamblu a modificărilor energiilor de descompunere alfa a nucleelor ​​din regiunea elementelor grele, pe baza datelor experimentale privind energiile de descompunere alfa, a fost calculată valoarea energiei de descompunere alfa pentru nucleele fictive situate pe linia de stabilitate beta, Q * a. Rezultatele sunt prezentate în Fig. 6. După cum se poate observa din fig. 6, stabilitatea generală a nucleelor ​​în ceea ce privește dezintegrarea alfa după plumb crește rapid (Q * a scade) până la A235 (regiunea uraniului), după care Q * a începe treptat să crească. În acest caz, se pot distinge 5 zone de modificare aproximativ liniară în Q * a:

Calculul Q a folosind formula

6. Nuclee grele, elemente supergrele

ÎN ultimii ani s-au făcut progrese semnificative în studiul nucleelor ​​supergrele; Au fost sintetizați izotopi ai elementelor cu numere de serie de la Z = 110 la Z = 118. În acest caz, un rol deosebit l-au avut experimentele efectuate la JINR din Dubna, unde izotopul 48 Ca, care conține un mare exces de neutroni, a fost folosit ca particule de bombardare. Acest lucru a făcut posibilă sintetizarea nuclizilor mai aproape de stabilitatea beta linie și, prin urmare, de viață mai lungă și se descompun cu energie mai mică. Dificultatea, totuși, este că lanțul de dezintegrare alfa a nucleelor ​​formate ca urmare a iradierii nu se termină cu nuclee cunoscute și, prin urmare, identificarea produșilor de reacție rezultați, în special numărul lor de masă, nu este clară. În acest sens, precum și pentru a înțelege proprietățile nucleelor ​​supergrele situate la limita existenței elementelor, este necesară compararea rezultatelor măsurătorilor experimentale cu modelele teoretice.
Orientarea ar putea fi dată de o sistematică a - și - energiilor de dezintegrare, ținând cont de noi date despre elementele de transfermiu. Cu toate acestea, lucrările publicate până în prezent s-au bazat pe date experimentale destul de vechi de acum aproape douăzeci de ani și, prin urmare, se dovedesc a fi de puțin folos.
În ceea ce privește lucrările teoretice, trebuie recunoscut că concluziile lor sunt departe de a fi lipsite de ambiguitate. În primul rând, depinde ce model teoretic al nucleului este ales (pentru regiunea nucleelor ​​de transfermiu, modelul macro-micro, metoda Skyrme-Hartree-Fock și modelul câmpului mediu relativist sunt considerate cele mai acceptabile). Dar chiar și în cadrul aceluiași model, rezultatele depind de alegerea parametrilor și de includerea anumitor termeni de corecție. În consecință, o stabilitate crescută este prezisă la (și aproape) diferite numere magice de protoni și neutroni.

Deci Möller și alți teoreticieni au ajuns la concluzia că, pe lângă numerele magice binecunoscute (Z, N = 2, 8, 20, 28, 50, 82 și N = 126), ar trebui să apară și numărul Z = 114. ca număr magic în regiunea elementelor de transfermiu, iar lângă Z = 114 și N = 184 ar trebui să existe o insulă de nuclee relativ stabile (unii popularizatori exaltați s-au grăbit să fantezeze despre noi nuclee supragrele presupus stabile și noi surse de energie asociate cu acestea) . Cu toate acestea, de fapt, în lucrările altor autori, magia lui Z = 114 este respinsă și, în schimb, Z = 126 sau 124 sunt declarate a fi numerele magice ale protonilor.
Pe de altă parte, lucrările susțin că numerele N = 162 și Z = 108 sunt numere magice. Cu toate acestea, autorii lucrării nu sunt de acord cu acest lucru. Teoreticienii diferă și în opiniile lor în ceea ce privește dacă nucleele cu numere Z = 114, N = 184 și cu numere Z = 108, N = 162 ar trebui să fie simetrice sferic sau dacă pot fi deformate.
În ceea ce privește verificarea experimentală a predicțiilor teoretice despre numărul magic de protoni Z = 114, apoi în regiunea realizată experimental cu numere de neutroni de la 170 la 176, izolarea izotopilor elementului 114 (în sensul stabilității lor mai mari) a comparat la izotopii altor elemente nu se observă vizual.

Acest lucru este ilustrat în figurile 7, 8 și 9. În figurile 7, 8 și 9, pe lângă valorile experimentale ale energiilor de descompunere alfa Q a ale nucleelor ​​de transfermiu reprezentate sub formă de puncte, rezultatele calculelor teoretice sunt prezentate sub forma de linii curbe. În figura 7 sunt prezentate rezultatele calculelor folosind modelul macro-micro de lucru, pentru elemente cu Z par, găsite ținând cont de multipolaritatea deformațiilor de până la ordinul al optulea.
În fig. 8 și 9 prezintă rezultatele calculelor lui Q a folosind formula optimă pentru, respectiv, elemente pare și impare. Rețineți că parametrizarea a fost efectuată ținând cont de experimentele efectuate în urmă cu 5-10 ani, în timp ce parametrii nu au fost ajustați de la publicarea lucrării.
Natura generală a descrierii nucleelor ​​de transfermiu (cu Z > 100) în și este aproximativ aceeași - abaterea standard este de 0,3 MeV, totuși în pentru nucleele cu N > 170 cursul dependenței curbei Q a (N) diferă de cel experimental, în timp ce în deplin acord se realizează dacă luăm în considerare existența subshellului N = 170.
Trebuie menționat că formulele de masă dintr-o serie de lucrări publicate în ultimii ani oferă și o descriere destul de bună a energiilor Q a pentru nucleele din regiunea transferiului (0,3-0,5 MeV), iar în lucrare există o discrepanță în Q a pentru lanțul celor mai grele nuclee 294 118 290 116 286 114 se dovedește a fi în limitele erorilor experimentale (deși pentru întreaga regiune a nucleelor ​​de transfermiu 0,5 MeV, adică mai rău decât, de exemplu, în ).
Mai sus, în Secțiunea 5, a fost descrisă o metodă simplă de calculare a energiilor de dezintegrare alfa ale nucleelor ​​cu Z>82, bazată pe utilizarea dependenței energiei de descompunere alfa Q a a nucleului (A,Z) de distanța de la linia de stabilitate beta Z-Z *, care este exprimată prin formulele ( 22,23). Valorile lui Z * necesare pentru calcularea Q a (A, Z) se găsesc folosind formula (15) și Q a * din Fig. 6 sau folosind formule (17-21). Pentru toate nucleele cu Z>82, N>126, precizia calculării energiilor de dezintegrare alfa se dovedește a fi de 0,2 MeV, adică. cel puțin nu mai rău decât pentru formulele de masă de tip global. Acest lucru este ilustrat în tabel. 1, în care rezultatele calculării Q a folosind formulele (22,23) sunt comparate cu datele experimentale conținute în tabelele cu izotopi. În plus, în tabel. Figura 2 prezintă rezultatele calculelor Q a pentru nuclee cu Z > 104, discrepanța cu experimentele recente rămâne în aceeași 0,2 MeV.
În ceea ce privește numărul magic Z = 108, așa cum se poate observa din Figurile 7, 8 și 9, nu există un efect semnificativ de creștere a stabilității la acest număr de protoni. În prezent, este dificil de judecat cât de semnificativ este efectul cochiliei N = 162 din cauza lipsei de date experimentale fiabile. Adevărat, în lucrarea lui Dvorak și colab., folosind metoda radiochimică, a fost izolat un produs care se descompune prin emiterea de particule alfa cu o durată de viață destul de lungă și energie de descompunere relativ scăzută, care a fost identificat cu nucleul de 270 Hs cu numărul de neutroni. N = 162 (valoarea corespunzătoare a lui Q a din Fig. 7 și 8 sunt marcate cu o cruce). Cu toate acestea, rezultatele acestei lucrări diferă de concluziile altor autori.
Astfel, se poate afirma că până în prezent nu există temeiuri serioase pentru a afirma existența unor noi numere magice în regiunea nucleelor ​​grele și supergrele și creșterea asociată a stabilității nucleelor, altele decât sub-cochiliile stabilite anterior N = 152 și Z. = 100. Referitor la număr magic Z = 114, atunci, desigur, nu poate fi exclus complet (deși acest lucru nu pare foarte probabil) ca efectul cochiliei Z = 114 lângă centrul insulei de stabilitate (adică lângă N = 184) ar putea fi semnificativă, această regiune nu este încă disponibilă pentru studiu experimental.
Pentru a găsi numerele submagice și efectele asociate ale umplerii sub-cochilii, metoda descrisă în Secțiunea 4 pare logică. După cum a fost arătat în (vezi mai sus - Secțiunea 4), este posibil să se identifice regiuni ale sistemului nuclear în care energiile de legare ale neutronilor. B n și energiile de legare ale protonilor B p se modifică liniar în funcție de numărul de neutroni N și de numărul de protoni Z, iar întregul sistem de nuclee este împărțit în regiuni intermagice, în cadrul cărora formulele (13) și (14) sunt valabile. . Numărul (sub)magic poate fi numit granița dintre două regiuni de schimbare regulată (liniară) B n și B p , iar efectul de umplere a învelișului de neutroni (protoni) este înțeles ca diferența de energie B n (B p) în timpul trecerea de la o regiune la alta. Numerele submagice nu sunt specificate în prealabil, dar sunt găsite ca urmare a acordului cu datele experimentale ale formulelor liniare (11) și (12) pentru B n și B p atunci când sistemul de nuclee este împărțit în regiuni, vezi secțiunea 4, ca precum și .

După cum se poate vedea din formulele (11) și (12), B n și B p sunt funcții ale lui Z și N. Pentru a vă face o idee despre cum se modifică B n în funcție de numărul de neutroni și care este efectul umplerii diferite. (sub)cochilii de neutroni este, se dovedește a fi convenabil să aducă energiile de legare a neutronilor la linia de stabilitate beta. Pentru a face acest lucru, pentru fiecare valoare fixă ​​a lui N, am găsit B n * B n (N,Z*(N)), unde (conform (15)) Z * (N) = 0,5528Z + 14,1. Dependența lui B n * de N pentru nucleele tuturor celor patru tipuri de paritate este prezentată în Fig. 10 pentru nucleele cu N > 126. Fiecare dintre punctele din Fig. 10 corespunde valorii medii a valorilor B n * redusă la linia de stabilitate beta pentru nucleele de aceeași paritate cu același N.
După cum se poate observa din Fig. 10, B n * experimentează salturi nu numai la binecunoscutul număr magic N = 126 (scădere cu 2 MeV) și la numărul submagic N = 152 (scădere cu 0,4 MeV pentru nucleele cu toate paritățile). tipuri), dar și la N = 132, 136, 140, 144, 158, 162, 170. Natura acestor subshell se dovedește a fi diferită. Ideea este că amploarea și chiar semnul efectului de coajă se dovedește a fi diferită pentru nucleele de diferite tipuri de paritate. Deci, la trecerea prin N = 132, B n * scade cu 0,2 MeV pentru nucleele cu N impar, dar crește cu aceeași cantitate pentru nucleele cu N par. Energia medie C pentru toate tipurile de paritate (linia C din Fig. 10) nu are o discontinuitate. Orez. 10 ne permite să urmărim ce se întâmplă atunci când celelalte numere submagice enumerate mai sus se intersectează. Este semnificativ faptul că energia medie C fie nu experimentează o discontinuitate, fie se modifică cu ~0,1 MeV spre o scădere (la N = 162) sau o creștere (la N = 158 și N = 170).
Tendința generală a modificărilor energiilor lui B n * este următoarea: după umplerea învelișului N = 126, energiile de legare ale neutronilor cresc la N = 140, astfel încât energia medie C ajunge la 6 MeV, după care scade cu aproximativ 1 MeV pentru nucleele cele mai grele.

În mod similar, energiile protonilor reduse la linia de stabilitate beta B p * B p (Z, N*(Z)) au fost găsite luând în considerare (urmând din (15)) formula N * (Z) = 1,809 N – 25,6. Dependența lui B p * de Z este prezentată în Fig. 11. În comparație cu neutroni, energiile de legare ale protonilor experimentează fluctuații mai accentuate atunci când numărul de protoni se modifică. scăderea B p * cu 1,6 MeV) la Z = 100 , precum și la numerele submagice 88, 92, 104, 110. Ca și în cazul neutronilor, intersecția numerelor submagice de protoni duce la efecte de înveliș de mărime și semn diferit. . Valoarea medie a energiei C nu se modifică la traversarea numărului Z = 104, dar scade cu 0,25 MeV la traversarea numerelor Z = 100 și 92 și cu 0,15 MeV la Z = 88 și crește cu aceeași cantitate la Z = 110.
Figura 11 arată tendința generală a modificărilor în B p * după umplerea învelișului de protoni Z = 82 - aceasta este o creștere a uraniului (Z = 92) și o scădere treptată cu vibrațiile învelișului în regiunea celor mai grele elemente. În acest caz, valoarea medie a energiei se modifică de la 5 MeV în regiunea uraniului la 4 MeV pentru elementele cele mai grele și, în același timp, energia de împerechere a protonilor scade,



Fig. 12. Energii de împerechere nn, pp și np Z > 82, N > 126.

Orez. 13. B n în funcție de Z și N.

După cum rezultă din Figurile 10 și 11, în regiunea elementelor cele mai grele, pe lângă o scădere generală a energiilor de legare, legătura dintre nucleonii externi se slăbește, ceea ce se manifestă printr-o scădere a energiei de împerechere a neutronilor și a energiei de împerechere a protonilor, cât şi în interacţiunea neutron-proton. Acest lucru este demonstrat în mod explicit în Fig. 12.
Pentru nucleele situate pe linia de stabilitate beta, energia de împerechere a neutronilor nn a fost determinată ca diferența dintre energia nucleului par (Z)-impar (N) B n *(N) și jumătate din sumă.
(Bn*(N-1) + Bn*(N+1))/2 pentru nuclee pare-pare; în mod similar, energia de împerechere a protonilor pp a fost găsită ca diferență între energia nucleului impar-par B p * (Z) și jumătatea sumei (B p * (Z-1) + B p * (Z+1) )/2 pentru nuclee pare-pari. În cele din urmă, energia de interacțiune np np a fost găsită ca diferență între B n * (N) al nucleului par-impar și B n * (N) al nucleului par-par.
Figurile 10, 11 și 12 nu oferă, totuși, o imagine completă a modului în care energiile de legare ale nucleonilor B n și B p (și tot ceea ce este legat de ei) se modifică în funcție de raportul dintre numărul de neutroni și protoni. Ținând cont de acest lucru, pe lângă Fig. 10, 11 și 12, din motive de claritate, este prezentată (în conformitate cu formulele (13) și (14)) Fig. 13, care prezintă imaginea spațială a energiilor de legare ale neutronilor B n în funcție de numărul de neutroni N și protonii Z. Să notăm câteva tipare generale, care apar la analiza energiilor de legare ale nucleelor ​​din regiunea Z>82, N>126, inclusiv în Fig. 13. Suprafața energetică B(Z,N) este continuă peste tot, inclusiv la limitele regiunilor. Energia de legare a neutronilor Bn (Z,N), care variază liniar în fiecare dintre regiunile intermagice, experimentează o discontinuitate numai la trecerea graniței (sub)shellului neutronilor, în timp ce la traversarea (sub)shellului de protoni, doar panta B n /Z se poate modifica.
Dimpotrivă, B p (Z,N) se confruntă cu o discontinuitate doar la limita (sub)învelișului de protoni, iar la limita (sub)învelișului de neutroni panta lui B p /N se poate modifica doar. În cadrul regiunii intermagice, Bn crește odată cu creșterea Z și scade lent odată cu creșterea N; în mod similar, B p crește cu creșterea N și scade cu creșterea Z. În acest caz, modificarea în B p are loc mult mai rapid decât B n.
Valorile numerice ale lui B p și B n sunt date în tabel. 3, iar valorile parametrilor care îi determină (a se vedea formulele (13) și (14)) sunt în tabelul 4. Valorile lui n 0 n 0 nn, precum și p 0 n și p 0 nn nu sunt date în tabelul 1, dar se găsesc ca diferențe B* n pentru nucleele impar-pare și par-pare și, în consecință, nucleele par-pare și impar-impare din Fig. 10 și ca diferențele B* p pentru nucleele par-impar și par-pare și, respectiv, impar-pare și impar-impar din Fig. 11.
Analiza efectelor învelișului, ale căror rezultate sunt prezentate în Fig. 10-13, depind de datele experimentale de intrare - în principal de energii dezintegrare alfa Qa și modificările celor din urmă ar putea duce la ajustări ale rezultatelor acestei analize. Acest lucru este valabil mai ales în regiunea Z > 110, N > 160, unde concluziile au fost uneori trase pe baza unei singure energie de descompunere alfa. Referitor la zona 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.
Această lucrare este o trecere în revistă a diferitelor abordări ale problemei energiilor de legare nucleare cu o evaluare a avantajelor și dezavantajelor acestora. Lucrarea conține o cantitate destul de mare de informații despre lucrările diverșilor autori. Informații suplimentare pot fi obținute prin citirea lucrărilor originale, dintre care multe sunt citate în lista de referințe a acestei recenzii, precum și în lucrările conferințelor privind masa nucleară, în special conferințele AF și MS (publicații în ADNDT nr. 13 și 17 etc.) și conferințe despre spectroscopie nucleară și structură nucleară, desfășurate în Rusia. Tabelele din această lucrare conțin rezultatele evaluărilor proprii ale autorului legate de problema elementelor supergrele (SHE).
Autorul este profund recunoscător lui B.S Ishkhanov, la a cărui sugestie a fost pregătită această lucrare, precum și lui Oganesyan și V.K munca experimentala realizat la FLNR JINR pe problema STE.

REFERINȚE

  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 şi colab. Phys. Rev. C21,861 (1980).
  5. V.G.Neudachin, N.P.Yudin şi colab.Phys.rEv.C43,2499(1991).
  6. R. B. Wiringa, V. Stoks, R. Schiavilla, Phys. Rev. C51, 38 (1995).
  7. R. V. Reid, Ann. Phys.50.411 (1968).
  8. H. Eikemeier, H. Hackenbroich Phys/A169,407 (1971).
  9. D. R. Thomson, M. Lemere, Y. C. Tang, Nucl. A286, 53 (1977).
  10. N.N. Kolesnikov, V.I. Tarasov, YaF, 35, 609 (1982).
  11. G. Bethe, F. Becher, Fizica nucleară, DNTVU, 1938.
  12. J. Carlson, V. R. Pandharipande, R. B. Wiringa, Nucl. A401, 59 (1983).
  13. D. Vautherin, D. M. Brink, Phys. Rev. C5, 629 (1976).
  14. M.Beiner şi colab.Nucl.Phys.A238,29(1975).
  15. C. S. Pieper, R. B. Wiringa, Ann Rev., 51, 53 (2001).
  16. V.A. Kravtsov, Masele de atomi și energiile de legare a nucleelor, 1974.
  17. M. Goeppert-Mayer, I. Jensen Teoria elementară obuze nucleare, 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. Myers, W. Swiatecki, Nucl. 81, 1 (1966).
  21. V.M. Strutinsky, YaF, 3.614 (1966).
  22. S.G.Nilsson.Kgl.Danske Vid.Selsk.Mat.Fys.Medd.29,N16,1(1955).
  23. W.D. Myers, ADNDT, 17.412 (1976); W.D. Myers, W.J/Swiatecki, 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. A238,491 (1975).
  26. J. Janecke, Nucl. A182, 49 (1978).
  27. P.Moller, J.R.Nix, Nucl.Phys.A361,49(1978)
  28. M. Brack şi colab. Rev.Mod.Phys.44.320(1972).
  29. R.Smolenczuk, Phys.Rev.C56.812(1997); R.Smolenczuk, A.Sobicziewsky, Phys.Rev.C36,812(1997).
  30. I. Muntian şi colab., 66, 2003.
  31. A. Baran şi colab., Rev. C72, 044310 (2005).
  32. S. Gorely şi colab., Rev. C66, 034313 (2002).
  33. S. Typel, B. A. Brown, Phys. Rev. C67, 034313 (2003).
  34. S.Cwiok şi colab.Phys.Rev.Lett.83,1108(1999).
  35. V.Render, Phys.Rev.C61,031302®(2002).
  36. D.Vautherin, D.M.BrikePhys.Rev.C5,626(1979).
  37. K. T. Davies şi colab., Rev. 177, 1519 (1969).
  38. A. K. Herman şi colab. Rev. 147.710 (1966).
  39. R. J. Mc Carty, K. Dover, Rev. C1, 1644 (1970).
  40. K. A Brueckner, J. L. Gammel, H. Weitzner Phys. 110, 431 (1958).
  41. K Hollinder şi colab. Nucl. Phys. A194,161 (1972).
  42. M.Yamada. Progr.Theor.Phys.32.512.(1979).
  43. V. Bauer, ADNDT, 17.462 ((1976).
  44. M. Beiner, B. J. Lombard, D. Mos, ADNDT, 17.450 (1976).
  45. N.N. Kolesnikov, V.M. YaF.31.79 (1980).
  46. G. T. Garvey, I. Ktlson, Phys. Lett. 17, 197 (1966).
  47. E. Comey, I. Kelson, ADNDT, 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. N.N. Kolesnikov, JETP, 30.889 (1956).
  52. N.N. Kolesnikov, Buletinul Universității de Stat din Moscova, nr. 6.76 (1966).
  53. N.N. Kolesnikov, Izv. URSS, Ser.
  54. N.Zeldes. Interpretarea modelului Shell a maselor nucleare. Institutul de fizică Racah, Ierusalim, 1992.
  55. S. Liran, N. Zeldes, ADNDT, 17.431 (1976).
  56. Yu.Ts.Oganessian et al.Phys.Rev.C74,044602(2006).
  57. Yu.Ts.Oganessian et al.Phys.Rev.C69,054607(2004); JINR preprint E7-2004-160.
  58. Yu.Ts.Ogantssian și colab.Phys.Rev.C62,041604®(2000)
  59. Yu.Ts.Oganessian și colab.Phts.Rev.C63,0113301®, (2001).
  60. S. Hofmann, G. Munzenberg, Rev. Mod. 72, 733 (2000).
  61. S.Hofmann şi colab.Zs.Phys.A354,229 (1996).
  62. Yu.A.Lazarev și colab. Phys.Rev.C54,620(1996).
  63. A. Ghiorso şi colab. Rev. C51, R2298 (1995).
  64. G.Munzenberg şi colab.Zs.Phys.A217,235(1984).
  65. P. A. Vilk și colab. Phys.Rev.Lett.85,2697(2000).
  66. Tabele de izotopi.ed. a 8-a, R.B.Firestone et al. New York, 1996.
  67. J.Dvorak şi colab. Phys.Rev.Lett.97,942501(2006).
  68. S. Hofmann şi colab. Eur. J. A14.
  69. Yu.A.Lazarevet al.Phys.Rev.Lett.73.624(1996).
  70. A.Ghiorso şi colab.Phys.Lett.B82,95(1976).
  71. A.Turleret al.Phys.Rev.C57,1648(1998).
  72. P. Moller, J. Nix, J. Phys G20, 1681 (1994).
  73. W. D. Myers, W. Swiatecki, Nucl. A601, 141 (1996).
  74. A. Sobicziewsky, Acta Phys B29, 2191 (1998).
  75. J. B. Moss, Phys. Rev. C17, 813 (1978).
  76. F.Petrovich şi colab.Phys.Rev.Lett.37,558(1976).
  77. S.Cwiok şi colab. Nucl.Phys.A611,211 (1996).
  78. K.Rutz şi colab.Phys.Rev.C56,238(1997).
  79. A. Kruppa şi colab., Phys C61, 034313 (2000).
  80. Z. Patyk şi colab., Phys.
  81. M. Bender şi colab. Rev.Vod.Phys.75,21(2002).
  82. P. Moller şi colab. Nucl. A469.
  83. J. Carlson, R. Schiavilla. Rev.Mod.Phys.70.743(1998).
  84. V.I.Goldansky.Nucl.Phys.A133,438(1969).
  85. N.N. Kolesnikov, A.G. Demin. Comunicarea JINR, R6-9420 (1975).
  86. N.N. Kolesnikov, A.G. VINITI, nr. 7309-887 (1987).
  87. N.N. Kolesnikov, VINITI. Nr. 4867-80 (1980).
  88. V.E.Viola, A.Swart, J.Grober. ADNDT, 13, 35. (1976).
  89. A.H.Wapstra, G.Audi, Nucl.Phys.A432,55.(1985).
  90. K. Takahashi, H. v. Groot. AMFC.5.250(1976).
  91. R. A. Glass, G. Thompson, G. T. Seaborg. J.Inorg. Nucl.Chem. 1,3 (1955).

Nucleul atomic- Asta partea centrala atom, alcătuit din protoni și neutroni (numiți împreună nucleonii).

Nucleul a fost descoperit de E. Rutherford în 1911 în timp ce studia transmisia α -particule prin materie. S-a dovedit că aproape întreaga masă a atomului (99,95%) este concentrată în nucleu. Dimensiune nucleul atomic are un ordin de mărime de 10 -1 3 -10 - 12 cm, care este de 10.000 de ori mai mică decât dimensiunea învelișul de electroni.

Modelul planetar al atomului propus de E. Rutherford și observația sa experimentală a nucleelor ​​de hidrogen au fost eliminate α -particulele din nucleele altor elemente (1919-1920), l-au condus pe om de știință la ideea de proton. Termenul de proton a fost introdus la începutul anilor 20 ai secolului XX.

Proton (din greacă. protoni- în primul rând, simbol p) este o particulă elementară stabilă, nucleul unui atom de hidrogen.

Proton- o particulă încărcată pozitiv a cărei sarcină este valoare absolută egală cu sarcina electronului e= 1,6 · 10 -1 9 Cl. Masa unui proton este de 1836 de ori mai mare decât masa unui electron. Masa de repaus a protonilor m r= 1,6726231 · 10 -27 kg = 1,007276470 amu

A doua particulă inclusă în nucleu este neutroni.

Neutron (din lat. neutru- nici unul, nici celălalt simbol n) este o particulă elementară care nu are sarcină, adică neutră.

Masa unui neutron este de 1839 de ori mai mare decât masa unui electron. Masa unui neutron este aproape egală (puțin mai mare) cu masa unui proton: masa în repaus a unui neutron liber m n= 1,6749286 · 10 -27 kg = 1,0008664902 a.m.u. și depășește masa unui proton de 2,5 ori masa unui electron. Neutronul, împreună cu protonul de sub nume comun nucleon face parte din nucleele atomice.

Neutronul a fost descoperit în 1932 de studentul lui E. Rutherford, D. Chadwig, în timpul bombardamentului cu beriliu. α -particule. Radiația rezultată cu capacitate mare de penetrare (a depășit o barieră formată dintr-o placă de plumb de 10-20 cm grosime) și-a intensificat efectul la trecerea printr-o placă de parafină (vezi figura). O evaluare a energiei acestor particule din urmele dintr-o cameră cu nori făcută de cuplul Joliot-Curie și observații suplimentare au făcut posibilă excluderea ipotezei inițiale că acest lucru γ -quanta. Capacitatea de penetrare mai mare a noilor particule, numite neutroni, a fost explicată prin neutralitatea lor electrică. La urma urmei, particulele încărcate interacționează activ cu materia și își pierd rapid energia. Existența neutronilor a fost prezisă de E. Rutherford cu 10 ani înainte de experimentele lui D. Chadwig. Când lovit α -particulele în nucleele de beriliu are loc următoarea reacție:

Iată simbolul pentru neutron; sarcina sa este zero, iar masa atomică relativă este aproximativ egală cu unitatea. Neutronul este o particulă instabilă: un neutron liber într-un timp de ~ 15 minute. se descompune într-un proton, electron și neutrin - o particulă lipsită de masă în repaus.

După descoperirea neutronului de către J. Chadwick în 1932, D. Ivanenko și V. Heisenberg au propus în mod independent modelul proton-neutron (nucleon) al nucleului. Conform acestui model, nucleul este format din protoni și neutroni. Numărul de protoni Z coincide cu numărul ordinal al elementului din tabelul lui D.I.

Încărcare de bază Q determinată de numărul de protoni Z, inclus în nucleu, și este un multiplu al valorii absolute a sarcinii electronului e:

Q = +Ze.

Număr Z numit numărul de sarcină al nucleului sau număr atomic .

Numărul de masă al nucleului O este numărul total de nucleoni, adică protoni și neutroni conținuti în acesta. Numărul de neutroni din nucleu este indicat prin literă N. Deci numărul de masă este:

A = Z + N.

Nucleonilor (protoni și neutroni) li se atribuie un număr de masă egal cu unu, iar unui electron i se atribuie un număr de masă zero.

Ideea compoziției nucleului a fost facilitată și de descoperire izotopi.

Izotopi (din greacă. isos- egale, identice și topoa- loc) sunt varietăți de atomi ai aceluiași element chimic, ale căror nuclee atomice au același număr de protoni ( Z) și diferite numere de neutroni ( N).

Nucleele unor astfel de atomi se mai numesc izotopi. Izotopii sunt nuclizi un element. Nuclid (din lat. nucleu- nucleu) - orice nucleu atomic (respectiv, un atom) cu numere date ZŞi N. Denumirea generală a nuclizilor este……. Unde X- simbolul unui element chimic, A = Z + N- numărul de masă.

Izotopii ocupă același loc în Tabelul Periodic al Elementelor, de unde provine numele lor. În funcție de proprietățile sale nucleare (de exemplu, capacitatea de a intra în reactii nucleare) izotopii, de regulă, diferă semnificativ. Proprietățile chimice (și aproape în aceeași măsură fizice) ale izotopilor sunt aceleași. Acest lucru se explică prin faptul că proprietăți chimice elementele sunt determinate de sarcina nucleului, deoarece aceasta afectează structura învelișului de electroni a atomului.

Excepție fac izotopii elementelor ușoare. Izotopi ai hidrogenului 1 N — protium, 2 N— deuteriu, 3 N — tritiu diferă atât de mult ca masă, încât proprietățile lor fizice și chimice sunt diferite. Deuteriul este stabil (adică nu este radioactiv) și este inclus ca o impuritate mică (1: 4500) în hidrogenul obișnuit. Când deuteriul se combină cu oxigenul, se formează apă grea. E normală presiunea atmosferică fierbe la 101,2 °C și îngheață la +3,8 °C. tritiu β -radioactiv cu un timp de înjumătățire de aproximativ 12 ani.

Toată lumea are elemente chimice există izotopi. Unele elemente au doar izotopi instabili (radioactivi). Izotopii radioactivi au fost obținuți artificial pentru toate elementele.

Izotopi ai uraniului. Elementul uraniu are doi izotopi - cu numerele de masă 235 și 238. Izotopul este doar 1/140 din cel mai comun.

Încărcare de bază

Nucleul oricărui atom este încărcat pozitiv. Purtătorul de sarcină pozitivă este protonul. Deoarece sarcina unui proton este numeric egală cu sarcina unui electron $e$, putem scrie că sarcina nucleului este egală cu $+Ze$ ($Z$ este un număr întreg care indică numărul de serie al unei substanțe chimice). element în sistemul periodic de elemente chimice al lui D. I. Mendeleev). Numărul $Z$ determină, de asemenea, numărul de protoni din nucleu și numărul de electroni din atom. Prin urmare, se numește numărul atomic al nucleului. Sarcina electrică este una dintre principalele caracteristici ale nucleului atomic, de care depind proprietățile optice, chimice și alte proprietăți ale atomilor.

Masa miezului

O altă caracteristică importantă a nucleului este masa acestuia. Masa atomilor și a nucleelor ​​este de obicei exprimată în unități de masă atomică (amu). Este obișnuit să se considere $1/12$ din masa unui nuclid de carbon $^(12)_6C$ ca unitate de masă atomică:

unde $N_A=6,022\cdot 10^(23)\ mol^-1$ este numărul lui Avogadro.

Conform relației lui Einstein $E=mc^2$, masa atomilor se exprimă și în unități de energie. Deoarece:

  • masa protonilor $m_p=1,00728\ amu=938,28\ MeV$,
  • masa neutronilor $m_n=1,00866\ amu=939,57\ MeV$,
  • masa electronului $m_e=5,49\cdot 10^(-4)\ amu=0,511\ MeV$,

După cum puteți vedea, masa electronului este neglijabil de mică în comparație cu masa nucleului, apoi masa nucleului aproape coincide cu masa atomului.

Masa este diferită de numerele întregi. Masa nucleară, exprimată în amu. iar rotunjit la un număr întreg se numește număr de masă, notat cu litera $A$ și determină numărul de nucleoni din nucleu. Numărul de neutroni din nucleu este $N=A-Z$.

Pentru desemnarea nucleelor ​​se folosește simbolul $^A_ZX$, unde $X$ înseamnă simbolul chimic al unui element dat. Nucleele atomice cu același număr de protoni dar cu numere de masă diferite se numesc izotopi. În unele elemente, numărul de izotopi stabili și instabili ajunge la zeci, de exemplu, uraniul are izotopi de $14$: de la $^(227)_(92)U\ $ la $^(240)_(92)U$.

Majoritatea elementelor chimice existente în natură sunt un amestec de mai mulți izotopi. Prezența izotopilor explică faptul că unele elemente naturale au mase care diferă de numerele întregi. De exemplu, clorul natural este format din $75\%$ $^(35)_(17)Cl$ și $24\%$ $^(37)_(17)Cl$, iar masa sa atomică este $35,5$ a.u .m. În majoritatea atomilor, cu excepția hidrogenului, izotopii au aproape aceleași proprietăți fizice și chimice. Dar în spatele proprietăților lor exclusiv nucleare, izotopii diferă semnificativ. Unele dintre ele pot fi stabile, altele - radioactive.

Nuclei cu aceleași numere de masă, dar sensuri diferite$Z$ se numesc izobare, de exemplu, $^(40)_(18)Ar$, $^(40)_(20)Ca$. Nucleii cu același număr de neutroni se numesc izotone. Printre nucleele luminoase există așa-numitele perechi de nuclee „oglindă”. Acestea sunt perechi de nuclee în care numerele $Z$ și $A-Z$ sunt schimbate. Exemple de astfel de nuclee pot fi $^(13)_6C\ $ și $^(13_7)N$ sau $^3_1H$ și $^3_2He$.

Dimensiunea nucleului atomic

Presupunând că nucleul atomic este aproximativ sferic, putem introduce conceptul de rază $R$. Rețineți că în unele nuclee există o ușoară abatere de la simetrie în distribuție sarcina electrica. În plus, nucleele atomice nu sunt sisteme statice, ci dinamice, iar conceptul de rază a unui nucleu nu poate fi reprezentat ca raza unei bile. Din acest motiv, dimensiunea nucleului trebuie luată ca zonă în care se manifestă forțele nucleare.

Atunci când a creat teoria cantitativă a împrăștierii particulelor $\alpha $ -, E. Rutherford a pornit de la ipotezele că nucleul atomic și particulele $\alpha $ - interacționează conform legii lui Coulomb, i.e. că câmpul electric din jurul nucleului are simetrie sferică. Imprăștirea unei particule $\alfa $ are loc în deplină conformitate cu formula lui Rutherford:

Acest lucru se întâmplă pentru particulele $\alpha $ a căror energie $E$ este destul de mică. În acest caz, particula nu este capabilă să depășească bariera de potențial Coulomb și, ulterior, nu ajunge în regiunea de acțiune a forțelor nucleare. Pe măsură ce energia particulei crește până la o anumită valoare la limită $E_(gr)$ $\alpha $ -- particula atinge această limită. Apoi, în împrăștierea particulelor $\alpha $ - există o abatere de la formula Rutherford. Din relatie

Experimentele arată că raza $R$ a nucleului depinde de numărul de nucleoni care intră în nucleu. Această dependență poate fi exprimată prin formula empirică:

unde $R_0$ este o constantă, $A$ este un număr de masă.

Dimensiunile nucleelor ​​sunt determinate experimental prin împrăștierea protonilor, neutronilor rapizi sau electronilor de înaltă energie. Există o serie de alte metode indirecte pentru a determina dimensiunea nucleelor. Ele se bazează pe legătura dintre durata de viață a nucleelor ​​radioactive $\alpha $ -- și energia particulelor $\alpha $ -- eliberate de acestea; pe proprietăți optice, așa-numiții mezoatomi, în care un electron este captat temporar de un muon; prin compararea energiei de legare a unei perechi de atomi în oglindă. Aceste metode confirmă dependența empirică $R=R_0A^(1/3)$, iar folosind aceste măsurători s-a stabilit valoarea constantei $R_0=\left(1.2-1.5\right)\cdot 10^(-15) \ m$.

Rețineți, de asemenea, că pe unitate de distanță în fizica atomică și fizică particule elementare luați unitatea de măsură „Fermi”, care este egală cu $(10)^(-15)\ m$ (1 f=$(10)^(-15)\ m)$.

Razele nucleelor ​​atomice depind de numărul lor de masă și sunt în intervalul $2\cdot 10^(-15)\ m\ până la\\ 10^(-14)\ m$. dacă exprimăm $R_0$ din formula $R=R_0A^(1/3)$ și o scriem sub forma $\left(\frac(4\pi R^3)(3A)\right)=const$, atunci putem observa că fiecare nucleon conține aproximativ același volum. Aceasta înseamnă că densitatea materiei nucleare este aproximativ aceeași pentru toate nucleele. Pe baza datelor existente privind dimensiunile nucleelor ​​atomice, găsim valoarea medie a densității materiei nucleare:

După cum putem vedea, densitatea materiei nucleare este foarte mare. Acest lucru se datorează acțiunii forțelor nucleare.

Energia comunicarii. Defect de masă nucleară

La compararea sumei maselor de repaus ale nucleonilor care formează nucleul cu masa nucleului, s-a observat că pentru toate elementele chimice este adevărată următoarea inegalitate:

unde $m_p$ este masa protonului, $m_n$ este masa neutronului, $m_я$ este masa nucleului. Valoarea $\triunghiul m$, care exprimă diferența de masă dintre masa nucleonilor care formează nucleul și masa nucleului, se numește defect de masă nucleară.

Informații importante despre proprietățile nucleului pot fi obținute fără a aprofunda detaliile interacțiunii dintre nucleonii nucleului, pe baza legii conservării energiei și a legii proporționalității masei și energiei. În funcție de cât de mult ca rezultat al oricărei modificări a masei $\triunghi m$ există o modificare corespunzătoare a energiei $\triunghi E$ ($\triunghi E=\triunghi mc^2$), apoi în timpul formării unui nucleu se eliberează o anumită cantitate de energie. Conform legii conservării energiei, aceeași cantitate de energie este necesară pentru a împărți nucleul în particulele sale constitutive, adică. mută nucleonii unul de altul la aceleași distanțe la care nu există interacțiune între ei. Această energie se numește energia de legare a nucleului.

Dacă nucleul are $Z$ protoni și numărul de masă $A$, atunci energia de legare este egală cu:

Nota 1

Rețineți că această formulă nu este în întregime convenabilă de utilizat, deoarece Tabelele nu enumeră masele nucleelor, ci masele care determină masele atomilor neutri. Prin urmare, pentru comoditatea calculelor, formula este transformată în așa fel încât să includă mase de atomi, nu nuclee. În acest scop, în partea dreaptă a formulei adunăm și scădem masa $Z$ a electronilor $(m_e)$. Apoi

\c^2==\leftc^2.\]

$m_(()^1_1H)$ este masa atomului de hidrogen, $m_a$ este masa atomului.

În fizica nucleară, energia este adesea exprimată în megaelectron volți (MeV). Dacă vorbim despre aplicare practică energie nucleară, se măsoară în jouli. În cazul comparării energiei a două nuclee se utilizează unitatea de masă a energiei - raportul dintre masă și energie ($E=mc^2$). O unitate de masă a energiei ($le$) este egală cu energie, care corespunde unei mase de un amu. Este egal cu 931.502 USD MeV.

Figura 1.

Pe lângă energie, este importantă energia de legare specifică - energia de legare care cade pe un nucleon: $w=E_(st)/A$. Această cantitate se modifică relativ lent în comparație cu modificarea numărului de masă $A$, având aproape valoare constantă$8.6$ MeV în partea de mijloc tabel periodicși scade până la marginile sale.

Ca exemplu, să calculăm defectul de masă, energia de legare și energia de legare specifică a nucleului unui atom de heliu.

Defect de masă

Energia de legare în MeV: $E_(bv)=\triunghi m\cdot 931.502=0.030359\cdot 931.502=28.3\ MeV$;

Energie specifică de legare: $w=\frac(E_(st))(A)=\frac(28.3\ MeV)(4\aprox 7.1\ MeV).$

Masele de nuclee atomice prezintă un interes deosebit pentru identificarea de noi nuclee, înțelegerea structurii acestora, prezicerea caracteristicilor de dezintegrare: durata de viață, posibilele canale de dezintegrare etc.
Pentru prima dată, o descriere a maselor nucleelor ​​atomice a fost oferită de Weizsäcker pe baza modelului picăturilor. Formula Weizsäcker permite calcularea masei unui nucleu atomic M(A,Z) și a valorii energiei de legare a nucleului dacă sunt cunoscute numărul de masă A și numărul de protoni Z din nucleu.
Formula Weizsäcker pentru masele nucleare are următoarea formă:

unde m p = 938,28 MeV/c 2 , m n = 939,57 MeV/c 2 , a 1 = 15,75 MeV, a 2 = 17,8 MeV, a 3 = 0,71 MeV, a 4 = 23,7 MeV, a 5 = 34 MeV, = (+ 1, 0, -1), respectiv, pentru nucleele impar-impare, sâmburi cu A impar, nuclee par-pare.
Primii doi termeni ai formulei reprezintă suma maselor de protoni și neutroni liberi. Termenii rămași descriu energia de legare a nucleului:

  • a 1 A ia în considerare constanta aproximativă a energiei specifice de legare a nucleului, i.e. reflectă proprietatea de saturație a forțelor nucleare;
  • a 2 A 2/3 descrie energia de suprafață și ia în considerare faptul că nucleonii de suprafață din nucleu sunt legați mai slab;
  • a 3 Z 2 /A 1/3 descrie scăderea energiei de legare a nucleului datorită interacțiunii coulombiane a protonilor;
  • a 4 (A - 2Z) 2 /A ține cont de proprietatea independenței de sarcină a forțelor nucleare și de acțiunea principiului Pauli;
  • a 5 A -3/4 ia în considerare efectele de împerechere.

Parametrii a 1 - a 5 incluși în formula Weizsäcker sunt selectați astfel încât să descrie optim masele nucleare din apropierea regiunii de stabilitate β.
Cu toate acestea, încă de la început a fost clar că formula Weizsäcker nu a ținut cont de unele detalii specifice ale structurii nucleelor ​​atomice.
Astfel, formula Weizsäcker presupune o distribuție uniformă a nucleonilor în spațiul de fază, i.e. În esență, structura învelișului nucleului atomic este neglijată. De fapt, structura învelișului duce la neomogenitate în distribuția nucleonilor în nucleu. Anizotropia rezultată a câmpului mediu din nucleu duce, de asemenea, la deformarea nucleelor ​​în starea fundamentală.

Precizia cu care formula Weizsäcker descrie masele nucleelor ​​atomice poate fi estimată din Fig. 6.1, care arată diferența dintre masele măsurate experimental ale nucleelor ​​atomice și calculele bazate pe formula Weizsäcker. Deviația ajunge la 9 MeV, ceea ce reprezintă aproximativ 1% din energia totală de legare a nucleului. În același timp, este clar că aceste abateri sunt sistematice, ceea ce se datorează structurii învelișului nucleelor ​​atomice.
Abaterea energiei de legare a nucleelor ​​de la curba netedă prezisă de modelul picăturii lichide a fost prima indicație directă a structurii învelișului nucleului. Diferența de energii de legare dintre nucleele pare și impare indică prezența forțelor de împerechere în nucleele atomice. Abaterea de la comportamentul „neted” al energiilor de separare a doi nucleoni în nuclee între învelișuri umplute indică deformarea nucleelor ​​atomice în starea fundamentală.
Datele privind masele nucleelor ​​atomice stau la baza testului diverse modele nucleele atomice, prin urmare mare valoare are o cunoaștere exactă a maselor nucleare. Masele nucleelor ​​atomice sunt calculate folosind diverse modele fenomenologice sau semiempirice folosind diverse aproximări ale teoriilor macroscopice și microscopice. Formulele de masă existente în prezent descriu destul de bine masele (energiile de legare) ale nucleelor ​​din apropierea văii stabilității. (Precizia estimării energiei de legare este de ~100 keV). Cu toate acestea, pentru nucleele departe de valea stabilității, incertitudinea în predicția energiei de legare crește la câțiva MeV. (Fig. 6.2). În Fig. 6.2 puteți găsi legături către lucrări în care sunt prezentate și analizate diverse formule de masă.

O comparație a predicțiilor diferitelor modele cu masele nucleare măsurate indică faptul că ar trebui să se acorde preferință modelelor bazate pe o descriere microscopică care ia în considerare structura învelișului nucleelor. De asemenea, trebuie avut în vedere faptul că acuratețea predicției maselor nucleare în modelele fenomenologice este adesea determinată de numărul de parametri utilizați în acestea. Datele experimentale despre masele nucleelor ​​atomice sunt date în recenzie. În plus, semnificațiile lor actualizate constant pot fi găsite în materiale de referință sistem internațional de baze de date.
În ultimii ani s-au dezvoltat diverse metode pentru determinarea experimentală a maselor de nuclee atomice cu o durată scurtă de viață.

Metode de bază pentru determinarea maselor nucleelor ​​atomice

Să enumeram, fără a intra în detaliu, principalele metode de determinare a maselor nucleelor ​​atomice.

  • Măsurarea energiei de dezintegrare β Q b este o metodă destul de comună pentru determinarea maselor de nuclee departe de limita de stabilitate β. Pentru a determina masa necunoscută care suferă dezintegrare beta a unui nucleu A

,

este utilizat raportul

MA = M B + m e + Q b /c 2.

    Prin urmare, cunoscând masa nucleului final B, se poate obține masa nucleului inițial A. Dezintegrarea beta apare adesea la starea excitată a nucleului final, care trebuie luată în considerare.

Această relație este scrisă pentru descompunerea α de la starea fundamentală a nucleului inițial la starea fundamentală a nucleului final. Energiile de excitație pot fi ușor luate în considerare. Precizia cu care se determină masele nucleelor ​​atomice din energia de dezintegrare este de ~100 keV. Această metodă este utilizată pe scară largă pentru a determina masele de nuclee supergrele și identificarea acestora.

  1. Măsurarea maselor nucleelor ​​atomice folosind metoda timpului de zbor
    2.

Determinarea masei miezului (A ~ 100) cu o precizie de ~ 100 keV este echivalentă cu precizia relativă a măsurării masei ΔM/M ~10 -6. Pentru a obține această acuratețe, analiza magnetică este utilizată împreună cu măsurătorile timpului de zbor. Această tehnică este utilizată în spectrometrul SPEG - GANIL (Fig. 6.3) și TOFI - Los Alamos. Rigiditatea magnetică Bρ, masa particulei m, viteza sa v și sarcina q sunt legate prin relație

Astfel, cunoscând rigiditatea magnetică a spectrometrului B, putem determina m/q pentru particulele cu aceeași viteză. Această metodă face posibilă determinarea maselor de nuclee cu o precizie de ~10 -4. Precizia măsurătorilor masei nucleare poate fi îmbunătățită dacă timpul de zbor este măsurat simultan. În acest caz, masa ionică este determinată din relație

unde L este baza de zbor, TOF este timpul de zbor. Bazele de zbor variază de la câțiva metri la 10 3 metri și fac posibilă creșterea preciziei măsurătorilor masei nucleare la 10 -6.
O creștere semnificativă a preciziei determinării maselor nucleelor ​​atomice este facilitată și de faptul că masele diferitelor nuclee sunt măsurate simultan, într-un experiment, iar valorile exacte ale maselor nucleelor ​​individuale pot fi folosite ca referință. puncte. Metoda nu permite separarea stărilor de bază și izomerice ale nucleelor ​​atomice. GANIL creează o instalație cu o traiectorie de zbor de ~3,3 km, care va îmbunătăți acuratețea măsurătorilor de masă nucleară la câteva unități la 10 -7.

  1. Definiție directă masa nucleelor ​​prin măsurarea frecvenței ciclotronului

    2. Pentru o particulă care se rotește într-un câmp magnetic constant B, frecvența de rotație este legată de masa și sarcina ei prin relația

    În ciuda faptului că metodele 2 și 3 se bazează pe aceeași relație, precizia în metoda 3 de măsurare a frecvenței ciclotronului este mai mare (~ 10 -7), deoarece este echivalent cu utilizarea unei baze mai lungi.

  2. Măsurarea maselor nucleelor ​​atomice dintr-un inel de stocare

    Această metodă este utilizată pe inelul de stocare ESR la GSI (Darmstadt, Germania). Metoda folosește un detector Schottky. Este aplicabilă pentru determinarea maselor de nuclee cu o durată de viață > 1 min. Metoda de măsurare a frecvenței ciclotronului a ionilor într-un inel de stocare este utilizată în combinație cu separarea preliminară din mers a ionilor. Măsurătorile de precizie ale masei au fost efectuate folosind instalația FRS-ESR de la GSI (Fig. 6.4) număr mare

    nuclee într-o gamă largă de numere de masă. 209 nuclee Bi, accelerate la o energie de 930 MeV/nucleon, au fost concentrate pe o țintă de beriliu cu o grosime de 8 g/cm2 situată la intrarea FRS. Ca urmare a fragmentării lui 209 Bi, număr mare < particule secundare în intervalul de la 209 Bi la 1 H. Produșii de reacție sunt separați din mers în funcție de duritatea lor magnetică. Grosimea țintei este selectată pentru a extinde gama de nuclee capturate simultan de sistemul magnetic. Extinderea gamei de nuclee are loc datorită faptului că particulele cu sarcini diferite sunt decelerate diferit în ținta de beriliu. Fragmentul separator FRS este configurat pentru a trece particule cu o rigiditate magnetică de ~350 MeV/nucleon. Prin intermediul sistemului la un interval de încărcare selectat de nuclee detectate (52 < Z

    În fig. Figura 6.6 prezintă rezultatele determinării masei izotopului 171 Ta în diferite stări de sarcină. În analiză au fost utilizați diverși izotopi de referință. Valorile măsurate sunt comparate cu datele din tabel (Wapstra).

  3. Măsurarea maselor nucleare folosind o capcană Penning

    Noi oportunități experimentale pentru măsurători de precizie a maselor nucleelor ​​atomice se deschid într-o combinație de metode ISOL și capcane de ioni. Pentru ioni având foarte mici energie cineticăși, prin urmare, o rază mică de rotație într-un câmp magnetic puternic, sunt folosite capcane Penning. Această metodă se bazează pe măsurarea cu precizie a frecvenței de rotație a particulelor

    ω = B(q/m),

    prins într-un câmp magnetic puternic. Precizia măsurării masei pentru ionii de lumină poate ajunge la ~ 10 -9. În fig. Figura 6.7 prezintă spectrometrul ISOLTRAP instalat pe separatorul ISOL - CERN.
    Elementele principale ale acestei instalații sunt secțiunile de pregătire a fasciculului ionic și două capcane Penning. Prima capcană Penning este un cilindru plasat într-un câmp magnetic de ~4 T. Ionii din prima capcană sunt răciți în continuare din cauza ciocnirilor cu un gaz tampon. În fig. Figura 6.7 prezintă distribuția de masă a ionilor cu A = 138 în prima capcană Penning în funcție de frecvența de rotație. După răcire și purificare, norul de ioni din prima capcană este injectat în a doua. Aici masa ionilor este măsurată folosind frecvența de rotație rezonantă. Rezoluția care poate fi atinsă în această metodă pentru izotopii grei de scurtă durată este cea mai mare și este de ~ 10 -7.


    Orez. 6.7 Spectrometru ISOLTRAP