Wie bestimmt man den Massendefekt eines Atoms? Kernmassendefekt. Die Entstehung eines Massendefekts, Bindungsenergie, Kernkräfte. Solare Neutrinos. Nukleare Kräfte. Kernel-Modelle

BILDUNGSMINISTERIUM DER RUSSISCHEN FÖDERATION

STAAT BLAGOWESCHENSKY

PÄDAGOGISCHE UNIVERSITÄT

Institut für Allgemeine Physik

Bindungsenergie und Massendefekt

Kursarbeit

Abgeschlossen von: Student im 3. Jahr der FMF, Gruppe "E", Unterminiert von A.N.

Geprüft von: Associate Professor Karatsuba L.P.

Blagoweschtschensk 2000
Inhalt

§eines. Massendefekt - Charakteristisch

Atomkern, Bindungsenergie .......................................... ................. 3

§ 2 Massenspektroskopische Methoden

Massenmessungen und Geräte .................................................. ................ .............. 7

§ 3 . Semiempirische Formeln für

Berechnung von Kernmassen und Kernbindungsenergien ................................. 12

Klausel 3.1. Alte halbempirische Formeln................................. 12

Klausel 3.2. Neue halbempirische Formeln

unter Berücksichtigung des Schaleneinflusses .......................................... ... ..... 16

Literatur................................................. ................................................. . 24

§eines. Der Massendefekt ist eine Eigenschaft des Atomkerns, die Bindungsenergie.

Das Problem des nicht ganzzahligen Atomgewichts von Isotopen beschäftigte Wissenschaftler lange Zeit, aber die Relativitätstheorie stellte einen Zusammenhang zwischen Masse und Energie eines Körpers her ( E=mc2), gab den Schlüssel zur Lösung dieses Problems, und das Proton-Neutron-Modell des Atomkerns erwies sich als das Schloss, zu dem dieser Schlüssel passte. Um dieses Problem zu lösen, werden einige Informationen über die Massen von Elementarteilchen und Atomkernen benötigt (Tabelle 1.1).

Tabelle 1.1

Masse und Atomgewicht einiger Teilchen

(Die Massen von Nukliden und ihre Unterschiede werden empirisch bestimmt durch: massenspektroskopische Messungen; Messungen der Energien verschiedener Kernreaktionen; Messungen der Energien von β- und α-Zerfällen; Mikrowellenmessungen, die das Verhältnis der Massen oder ihre Unterschiede angeben. )

Vergleichen wir die Masse eines a-Teilchens, d.h. Heliumkern, mit einer Masse von zwei Protonen und zwei Neutronen, aus dem er besteht. Dazu subtrahieren wir die Masse des a-Teilchens von der Summe aus der doppelten Masse des Protons und der verdoppelten Masse des Neutrons und nennen den so erhaltenen Wert Massendefekt

D m = 2 M p + 2 M n – M a =0,03037 um (1.1)

Atomare Masseneinheit

m um = ( 1,6597 ± 0,0004 ) ´ 10-27 kg. (1.2)

Mit Hilfe der relativitätstheoretischen Beziehungsformel zwischen Masse und Energie kann man die dieser Masse entsprechende Energiemenge bestimmen und in Joule oder bequemer in Megaelektronenvolt ausdrücken ( 1 MeV = 10 6 eV). 1 MeV entspricht der Energie, die ein Elektron aufnimmt, wenn es eine Potentialdifferenz von einer Million Volt durchläuft.

Die einer atomaren Masseneinheit entsprechende Energie ist

E=m um × c 2 \u003d 1,6597 × 10 -27 × 8,99 × 10 16 =1,49 × 10 -10 J = 931 MeV. (1.3)

Das Heliumatom hat einen Massendefekt ( D m = 0,03037 amu) bedeutet, dass bei seiner Entstehung Energie abgegeben wurde ( E= D Frau 2 = 0,03037 × 931 = 28 MeV). Diese Energie muss dem Kern eines Heliumatoms zugeführt werden, um es in einzelne Teilchen zu zerlegen. Dementsprechend hat ein Teilchen eine viermal geringere Energie. Diese Energie charakterisiert die Stärke des Kerns und ist seine wichtige Eigenschaft. Sie heißt Bindungsenergie pro Teilchen oder Nukleon ( R). Für den Kern eines Heliumatoms p = 28/4 = 7 MeV, für andere Kerne hat es einen anderen Wert.

Die Analyse dieser Kurve ist interessant und wichtig, weil Daraus geht sehr deutlich hervor, welche nuklearen Prozesse eine große Energieausbeute liefern. Im Wesentlichen ist die Kernenergie der Sonne und der Sterne, Kernkraftwerke und Kernwaffen die Verwirklichung der Möglichkeiten, die den Verhältnissen innewohnen, die diese Kurve zeigt. Es hat mehrere charakteristische Bereiche. Für leichten Wasserstoff ist die Bindungsenergie null, weil in seinem Kern befindet sich nur ein Teilchen. Für Helium beträgt die Bindungsenergie pro Teilchen 7 MeV. So ist der Übergang von Wasserstoff zu Helium mit einem großen Energiesprung verbunden. Isotope mit mittlerem Atomgewicht: Eisen, Nickel usw. haben die höchste Teilchenbindungsenergie im Kern (8,6 MeV) und dementsprechend sind die Kerne dieser Elemente am haltbarsten. Bei schwereren Elementen ist die Bindungsenergie des Teilchens im Kern geringer und daher sind ihre Kerne relativ weniger stark. Zu solchen Kernen gehört auch der Kern des Uran-235-Atoms.

Je größer der Massendefekt des Kerns ist, desto größer ist die Energie, die während seiner Bildung abgegeben wird. Folglich geht eine Kernumwandlung, bei der der Massendefekt zunimmt, mit einer zusätzlichen Energieabgabe einher. Abbildung 1.1 zeigt, dass es zwei Bereiche gibt, in denen diese Bedingungen erfüllt sind: der Übergang von den leichtesten Isotopen zu den schwereren, wie etwa von Wasserstoff zu Helium, und der Übergang von den schwersten, wie etwa Uran, zu den Kernen von Atomen mit mittlerem Gewicht .

Es gibt auch eine häufig verwendete Größe, die die gleiche Information trägt wie der Massenfehler - Verpackungsfaktor (oder Multiplikator). Der Packungsfaktor charakterisiert die Stabilität des Kerns, sein Diagramm ist in Abbildung 1.2 dargestellt.

§ 2. Massenspektroskopische Messverfahren

Masse und Ausrüstung.

Die genauesten Messungen der Nuklidmassen, die nach der Methode der Dubletts durchgeführt und zur Berechnung der Massen verwendet wurden, wurden an Massenspektroskopen mit doppelter Fokussierung und an einem dynamischen Gerät - einem Synchrometer - durchgeführt.

Einer der sowjetischen Massenspektrografen mit doppelter Fokussierung vom Typ Bainbridge-Jordan wurde von M. Ardenne, G. Eger, R. A. Demirkhanov, T. I. Gutkin und V. V. Dorokhov gebaut. Alle dual fokussierenden Massenspektroskope bestehen aus drei Hauptteilen: einer Ionenquelle, einem elektrostatischen Analysator und einem magnetischen Analysator. Ein elektrostatischer Analysator zerlegt einen Ionenstrahl in Energie in ein Spektrum, aus dem ein Schlitz einen bestimmten zentralen Teil ausschneidet. Ein Magnetanalysator fokussiert Ionen unterschiedlicher Energie auf einen Punkt, da Ionen unterschiedlicher Energie in einem sektoralen Magnetfeld unterschiedliche Wege zurücklegen.

Massenspektren werden auf fotografischen Platten aufgezeichnet, die sich in der Kamera befinden. Die Skala des Instruments ist fast genau linear, und bei der Bestimmung der Dispersion in der Mitte der Platte muss die Formel mit einem quadratischen Korrekturterm nicht angewendet werden. Die durchschnittliche Auflösung beträgt etwa 70.000.

Ein weiterer inländischer Massenspektrograf wurde von V. Schütze unter Beteiligung von R. A. Demirkhanov, T. I. Gutkin, O. A. Samadashvili und I. K. Karpenko entworfen. Es wurde verwendet, um die Massen von Zinn- und Antimon-Nukliden zu messen, deren Ergebnisse in Massentabellen verwendet werden. Dieses Instrument hat eine quadratische Skala und bietet eine doppelte Fokussierung für die gesamte Massenskala. Die durchschnittliche Auflösung des Geräts liegt bei etwa 70.000.

Von den ausländischen Massenspektrometern mit doppelter Fokussierung ist das neue Nir-Roberts-Massenspektrometer mit doppelter Fokussierung und einem neuen Verfahren zum Nachweis von Ionen das genaueste (Abb. 2.1). Es verfügt über einen elektrostatischen 90-Grad-Analysator mit einem Krümmungsradius Re = 50,8 cm und ein 60-Grad-Magnetanalysator mit einem Krümmungsradius der Ionenstrahlachse

Reis. 2.1. Großes doppelt fokussierendes Nier-Roberts-Massenspektrometer an der University of Minnese:

1 – Ionenquelle; 2 – elektrostatischer Analysator; 3 – magnetischer Analysator; vier – elektronischer Multiplikator für Stromregistrierung; S 1 - Eingangsschlitz; S2 – Öffnungsschlitz; S 3 - Schlitz in der Bildebene des elektrostatischen Analysators; S 4 ist ein Schlitz in der Bildebene des Magnetanalysators.

Die in der Quelle erzeugten Ionen werden durch die Potentialdifferenz beschleunigt U ein =40 sq. und konzentriere dich auf den Eintrittsspalt S1 etwa 13 breit um; gleiche Schlitzbreite S4 , auf die das Spaltbild projiziert wird S1 . Öffnungsschlitz S2 hat eine Breite von etwa 200 Mikron, Lücke S3 , auf die das Bild des Schlitzes durch den elektrostatischen Analysator projiziert wird S1 , hat eine Breite von etwa 400 um. Hinter der Lücke S3 eine Sonde ist angeordnet, um die Auswahl von Beziehungen zu erleichtern U ein / U d , d.h. Beschleunigungspotential U ein Ionenquellen- und Analysatorpotentiale Ud.

Auf der Lücke S4 ein Magnetanalysator projiziert ein Bild der Ionenquelle. Ionenstrom mit einer Stärke von 10 - 12 - 10 - 9 a von einem Elektronenvervielfacher registriert. Sie können alle Schlitze in der Breite verstellen und von außen verschieben, ohne das Vakuum zu stören, was das Ausrichten des Instruments erleichtert.

Der wesentliche Unterschied zwischen diesem Gerät und den vorherigen ist die Verwendung eines Oszilloskops und die Entfaltung eines Ausschnitts des Massenspektrums, das erstmals von Smith für ein Synchrometer verwendet wurde. In diesem Fall werden Sägezahn-Spannungsimpulse gleichzeitig verwendet, um den Strahl in der Oszilloskopröhre zu bewegen und das Magnetfeld im Analysator zu modulieren. Die Modulationstiefe wird so gewählt, dass das Massenspektrum am Spalt etwa die doppelte Breite einer Dublettlinie entfaltet. Dieser sofortige Einsatz des Massenpeaks erleichtert die Fokussierung erheblich.

Bekanntlich ist die Masse eines Ions M gewechselt zu Δ M , dann sollten alle elektrischen Potentiale geändert werden, damit die Ionenbahn in einem gegebenen elektromagnetischen Feld gleich bleibt Δ MM einmal. Also für den Übergang von einer leichten Komponente zum Dublett mit Masse M zu einer anderen Komponente mit einer Masse von Δ M groß ist, benötigen Sie die anfängliche Potentialdifferenz, die an den Analysator angelegt wird U d , und zur Ionenquelle U ein , entsprechend ändern Δ U d und Δ U ein so dass

(2.1)

Daher der Massenunterschied Δ M Dublett kann durch die Potentialdifferenz gemessen werden Δ U d , notwendig, statt einer Komponente des Dubletts eine andere zu fokussieren.

Die Potentialdifferenz wird gemäß der in Abb. 1 gezeigten Schaltung angelegt und gemessen. 2.2. Alle Widerstände außer R*, Manganin, Referenz, eingeschlossen in einem Thermostat. R=R" =3 371 630 ± 65 Ohm. Δ R kann von 0 bis 100000 variieren Om, also Haltung Δ R/R auf 1/50000 bekannt. Widerstand ∆ R so gewählt, dass wenn das Relais in Kontakt ist ABER , auf dem Riss S4 , Eine Linie des Dubletts ist fokussiert, und wenn das Relais auf dem Kontakt ist BEI - eine weitere Doppellinie. Das Relais ist flink, schaltet nach jedem Sweep-Zyklus im Oszilloskop, sodass Sie beide Sweeps gleichzeitig auf dem Bildschirm sehen können. doppelte Linien. Mögliche Änderung Δ U d , verursacht durch zusätzlichen Widerstand Δ R , kann als übereinstimmend angesehen werden, wenn beide Scans übereinstimmen. In diesem Fall sollte eine andere ähnliche Schaltung mit einem synchronisierten Relais eine Änderung der Beschleunigungsspannung bewirken U ein auf der Δ U ein so dass

(2.2)

Dann die Massendifferenz des Dubletts Δ M kann durch die Dispersionsformel bestimmt werden

Die Sweep-Frequenz ist normalerweise ziemlich hoch (zum Beispiel 30 Sek -1), daher sollte das Rauschen der Spannungsquelle auf einem Minimum gehalten werden, aber eine Langzeitstabilität ist nicht erforderlich. Unter diesen Bedingungen sind Batterien die ideale Quelle.

Das Auflösungsvermögen des Synchrometers ist durch das Erfordernis relativ großer Ionenströme begrenzt, da die Wobbelfrequenz hoch ist. Bei diesem Gerät beträgt der größte Wert des Auflösungsvermögens 75000, ist aber in der Regel geringer; der kleinste Wert ist 30000. Ein solches Auflösungsvermögen macht es in fast allen Fällen möglich, die Hauptionen von den Fremdionen zu trennen.

Bei Messungen wurde angenommen, dass der Fehler aus einem statistischen Fehler und einem Fehler besteht, der durch die Ungenauigkeit der Widerstandskalibrierung verursacht wird.

Vor Inbetriebnahme des Spektrometers und bei der Bestimmung verschiedener Massenunterschiede wurden eine Reihe von Kontrollmessungen durchgeführt. Daher wurden Kontrolldubletten in bestimmten Intervallen des Instrumentenbetriebs gemessen. O2- S und C 2 H 4 - ALSO, wodurch festgestellt wurde, dass seit mehreren Monaten keine Änderungen aufgetreten waren.

Zur Überprüfung der Linearität der Skala wurde die gleiche Massendifferenz bei unterschiedlichen Massenzahlen beispielsweise durch Dubletts bestimmt CH4-O , C 2 H 4 -CO und ½ (C 3 H 8 - CO 2). Als Ergebnis dieser Kontrollmessungen wurden Werte erhalten, die sich nur innerhalb der Fehlergrenzen voneinander unterscheiden. Diese Überprüfung wurde für vier Massenunterschiede durchgeführt und die Übereinstimmung war sehr gut.

Die Richtigkeit der Messergebnisse wurde auch bestätigt, indem drei Unterschiede in den Massen der Drillinge gemessen wurden. Die algebraische Summe der drei Massenunterschiede im Triplett muss gleich Null sein. Die Ergebnisse solcher Messungen für drei Tripletts bei unterschiedlichen Massenzahlen, d. h. in verschiedenen Teilen der Skala, erwiesen sich als zufriedenstellend.

Die letzte und sehr wichtige Kontrollmessung zur Überprüfung der Richtigkeit der Dispersionsformel (2.3) war die Messung der Masse des Wasserstoffatoms bei großen Massenzahlen. Diese Messung wurde einmalig durchgeführt ABER =87, als Differenz zwischen den Massen des Dubletts C4H8O 2 – C4H7 O2. Ergebnisse 1,00816±2 a. Essen. mit einem Fehler bis zu 1/50000 stimmen mit der gemessenen Masse überein H, gleich 1,0081442±2 a. Essen., innerhalb des Fehlers der Widerstandsmessung Δ R und Widerstandskalibrierungsfehler für diesen Teil der Skala.

Alle diese fünf Kontrollmessreihen zeigten, dass die Dispersionsformel für dieses Instrument geeignet ist und die Messergebnisse recht zuverlässig sind. Daten von Messungen, die mit diesem Instrument durchgeführt wurden, wurden verwendet, um die Tabellen zusammenzustellen.

§ 3 . Halbempirische Formeln zur Berechnung der Kernmassen und der Bindungsenergien der Kerne .

Klausel 3.1. Alte halbempirische Formeln.

Mit der Entwicklung der Theorie der Kernstruktur und dem Erscheinen verschiedener Kernmodelle entstanden Versuche, Formeln zur Berechnung der Kernmassen und der Bindungsenergien der Kerne zu erstellen. Diese Formeln basieren auf bestehenden theoretischen Vorstellungen über die Struktur des Kerns, aber die Koeffizienten in ihnen werden aus den gefundenen experimentellen Massen der Kerne berechnet. Solche Formeln, teilweise auf Theorie basierend und teilweise aus experimentellen Daten abgeleitet, werden genannt Semiempirische Formeln .

Die semi-empirische Massenformel lautet:

M(Z,N)=Zm H + Nm n -E B (Z, N), (3.1.1)

wo M(Z,N) ist die Masse des Nuklids Z Protonen u N – Neutronen; m H ist die Masse des Nuklids H1 ; m n ist die Neutronenmasse; E B (Z, N) ist die Bindungsenergie des Kerns.

Diese Formel, basierend auf den statistischen und Tröpfchenmodellen des Kerns, wurde von Weizsäcker vorgeschlagen. Weizsäcker listete die aus Erfahrung bekannten Gesetze der Massenänderung auf:

1. Die Bindungsenergien der leichtesten Kerne steigen sehr schnell mit der Massenzahl.

2. Energien binden E B aller mittleren und schweren Kerne nehmen ungefähr linear mit den Massenzahlen zu ABER .

3. E B /ABER leichte Kerne steigen an ABER ≈60.

4. Mittlere Bindungsenergien pro Nukleon E B /ABER schwerere Kerne nach ABER ≈60 langsam abnehmen.

5. Kerne mit einer geraden Anzahl an Protonen und einer geraden Anzahl an Neutronen haben etwas höhere Bindungsenergien als Kerne mit einer ungeraden Anzahl an Nukleonen.

6. Die Bindungsenergie tendiert zu einem Maximum für den Fall, dass die Anzahl der Protonen und Neutronen im Kern gleich ist.

Weizsäcker berücksichtigte diese Gesetzmäßigkeiten bei der Erstellung einer halbempirischen Formel für die Bindungsenergie. Bethe und Becher vereinfachten diese Formel etwas:

E B (Z, N) = E 0 + E I + E S + E C + E P . (3.1.2)

und wird oft als Bethe-Weizsäcker-Formel bezeichnet. Erstes Mitglied E 0 ist der Teil der Energie proportional zur Anzahl der Nukleonen; E ich ist der isotopische oder isobare Term der Bindungsenergie, der zeigt, wie sich die Energie der Kerne ändert, wenn sie von der Linie der stabilsten Kerne abweichen; E S die Oberflächenenergie oder freie Energie des Nukleonflüssigkeitstropfens ist; E C ist die Coulomb-Energie des Kerns; E R - Dampfkraft.

Der erste Begriff ist

E 0 \u003d αA . (3.1.3)

Isotopenbegriff E ich ist die Differenzfunktion NZ . Da der Einfluss der elektrischen Ladung von Protonen wird durch den Begriff bereitgestellt E AUS , E ich ist eine Folge von nur nuklearen Kräften. Die bei leichten Kernen besonders stark ausgeprägte Ladungsunabhängigkeit der Kernkräfte führt dazu, dass die Kerne am stabilsten sind N=Z . Da die Abnahme der Kernstabilität nicht vom Vorzeichen abhängt NZ , Sucht E ich aus NZ muss mindestens quadratisch sein. Die statistische Theorie liefert den folgenden Ausdruck:

E ich = –β( NZ ) 2 ABER –1 . (3.1.4)

Oberflächenenergie eines Tropfens mit einem Oberflächenspannungskoeffizienten σ ist gleich

E S =4π r 2 σ. (3.1.5)

Der Coulomb-Term ist die potentielle Energie einer Kugel, die gleichmäßig über das gesamte Volumen mit einer Ladung beladen ist Ze :

(3.1.6)

Einsetzen des Kernradius in die Gleichungen (3.1.5) und (3.1.6). r=r 0 EIN 1/3 , wir bekommen

(3 .1.7 )

(3.1.8)

und Einsetzen von (3.1.7) und (3.1.8) in (3.1.2) ergibt

. (3.1.9)

Die Konstanten α, β und γ werden so gewählt, dass Formel (3.1.9) alle aus experimentellen Daten berechneten Werte der Bindungsenergien am besten erfüllt.

Der fünfte Term, der die Paarenergie darstellt, hängt von der Parität der Anzahl der Nukleonen ab:

(3 .1.11 )

ABER

Leider ist diese Formel ziemlich veraltet: Die Abweichung von den tatsächlichen Werten der Massen kann sogar 20 MeV erreichen und hat einen Durchschnittswert von etwa 10 MeV.

In zahlreichen Folgearbeiten wurden zunächst nur die Koeffizienten verfeinert oder einige nicht sehr wichtige Zusatzterme eingeführt. Metropolis und Reitwiesner haben die Bethe-Weizsäcker-Formel weiter verfeinert:

(3.1.12)

Für gerade Nuklide π = –1; für Nuklide mit ungeraden ABER Pi = 0; für ungerade Nuklide π = +1.

Wapstra schlug vor, den Einfluss von Muscheln mit einem Begriff dieser Form zu berücksichtigen:

(3.1.13)

wo A ich, Z ich und Wi sind empirische Konstanten, die gemäß experimentellen Daten für jede Schale ausgewählt werden.

Green und Edwards führten in die Massenformel folgenden Begriff ein, der die Wirkung von Muscheln charakterisiert:

(3.1.14)

wo α ich , α j und Kij - aus Erfahrung gewonnene Konstanten; und - Durchschnittswerte N und Z in einem bestimmten Intervall zwischen gefüllten Schalen.

Klausel 3.2. Neue semiempirische Formeln unter Berücksichtigung des Einflusses von Muscheln

Cameron ging von der Bethe-Weizsäcker-Formel aus und behielt die ersten beiden Terme der Formel (3.1.9) bei. Begriff der Oberflächenenergie E S (3.1.7) wurde geändert.

Reis. 3.2.1. Dichteverteilung der Kernmaterie ρ nach Cameron in Abhängigkeit vom Abstand zum Kernzentrum. ABER -durchschnittlicher Kernradius; Z - die Hälfte der Dicke der Oberflächenschicht des Kerns.

Wenn wir die Streuung von Elektronen an Kernen betrachten, können wir daraus schließen, dass die Verteilung der Dichte der Kernmaterie im Kern ρ n trapezförmig (Abb. 16). Für den durchschnittlichen Kernradius t Sie können den Abstand vom Zentrum bis zu dem Punkt nehmen, an dem die Dichte um die Hälfte abnimmt (siehe Abb. 3.2.1). Als Ergebnis der Verarbeitung von Hofstadters Experimenten. Cameron schlug die folgende Formel für den durchschnittlichen Kernradius vor:

Er glaubt, dass die Oberflächenenergie des Kerns proportional zum Quadrat des mittleren Radius ist r2 , und führt eine von Finberg vorgeschlagene Korrektur ein, die die Symmetrie des Kerns berücksichtigt. Nach Cameron lässt sich die Oberflächenenergie wie folgt ausdrücken:

Somit wird der Massenüberschuss nach Cameron wie folgt ausgedrückt:

M - EIN \u003d 8,367A - 0,783 Z + αÀ +β +

+E S + E C + Eα = P (Z,N). ( 3 .2.5)

Ersetzen der experimentellen Werte MA Mit der Methode der kleinsten Quadrate haben wir die folgenden zuverlässigsten Werte der empirischen Koeffizienten (in Mev):

α=-17,0354; β=-31,4506; γ = 25,8357; φ=44,2355. (3.2.5a)

Diese Koeffizienten wurden verwendet, um die Massen zu berechnen. Die Abweichungen zwischen den berechneten und experimentellen Massen sind in den Abb. 1 und 2 dargestellt. 3.2.2. Wie Sie sehen können, erreichen die Abweichungen in einigen Fällen 8 Mev. Sie sind besonders groß in Nukliden mit geschlossenen Schalen.

Cameron führte zusätzliche Begriffe ein: einen Begriff, der den Einfluss von Atomhüllen berücksichtigt S(Z,N), und Mitglied P(Z,N) , Charakterisierung der Paarenergie und Berücksichtigung der Massenänderung in Abhängigkeit von der Parität N und Z :

M-A=P( Z , N)+S(Z,N)+P(Z,N). (3.2.6)

Reis. 3.2.2. Unterschiede zwischen den nach der Cameron-Grundformel (3.2.5) berechneten Massenwerten und den experimentellen Werten gleicher Massen in Abhängigkeit von der Massenzahl ABER .

Gleichzeitig seit Theorie kann keine Art von Begriffen bieten, die einige krampfhafte Veränderungen in den Massen widerspiegeln würden, er kombinierte sie zu einem Ausdruck

T(Z,N)=S(Z,N)+P(Z,N). (3.2.7)

T(Z,N)=T(Z)+T(N). (3.2.8)

Dies ist ein vernünftiger Vorschlag, da die experimentellen Daten bestätigen, dass die Protonenschalen unabhängig von den Neutronen gefüllt sind und die Paarenergien für Protonen und Neutronen in erster Näherung als unabhängig angesehen werden können.

Basierend auf den Massentabellen von Wapstra und Huizeng stellte Cameron Korrekturtabellen zusammen T (z ) und T(N) auf Parität und Füllen von Schalen.

G. F. Dranitsyna verfeinerte anhand neuer Messungen der Massen von Bano, R. A. Demirkhanov und zahlreicher neuer Messungen von β- und α-Zerfällen die Werte der Korrekturen T(Z) und T(N) im Bereich Seltene Erden von Ba bis Pb. Sie stellte neue Tabellen mit überschüssigen Massen zusammen (MA), berechnet nach der korrigierten Cameron-Formel in diesem Bereich. Die Tabellen zeigen auch die neu berechneten Energien von β-Zerfällen von Nukliden in der gleichen Region (56≤ Z ≤82).

Alte halb-empirische Formeln, die den gesamten Bereich abdecken ABER , erweisen sich als zu ungenau und ergeben sehr große Abweichungen von den gemessenen Massen (in der Größenordnung von 10 Mev). Camerons Erstellung von Tabellen mit mehr als 300 Änderungen reduzierte die Diskrepanz auf 1 mev, aber die Diskrepanzen sind immer noch hundertmal größer als die Fehler in den Messungen der Massen und ihrer Differenzen. Dann entstand die Idee, den gesamten Bereich der Nuklide in Teilbereiche zu unterteilen und für jeden davon semiempirische Formeln mit begrenzter Anwendbarkeit zu erstellen. Ein solcher Weg wurde von Levy gewählt, der anstelle einer Formel mit universellen Koeffizienten für alle geeignet ist ABER und Z , eine Formel für einzelne Abschnitte der Nuklidfolge vorgeschlagen.

Das Vorhandensein einer parabolischen Abhängigkeit von Z der Bindungsenergie von isobaren Nukliden erfordert, dass die Formel Terme bis einschließlich zur zweiten Potenz enthält. Also schlug Levy diese Funktion vor:

M (A, Z) \u003d α 0 + α 1 A + α 2 Z + α 3 AZ + α 4 Z 2 + α 5 A 2 + δ; (3.2.9)

wo α 0 , α 1 , α 2 , α 3 , α 4 , α 5 sind numerische Koeffizienten, die aus experimentellen Daten für einige Intervalle gefunden wurden, und δ ist ein Begriff, der die Paarung von Nukleonen berücksichtigt und von der Parität abhängt N und Z .

Alle Nuklidmassen wurden in neun Unterregionen unterteilt, begrenzt durch Kernschalen und Unterschalen, und die Werte aller Koeffizienten der Formel (3.2.9) wurden aus experimentellen Daten für jede dieser Unterregionen berechnet. Die Werte der gefundenen Koeffizienten ta und der Begriff δ , bestimmt durch die Parität, sind in der Tabelle angegeben. 3.2.1 und 3.2.2. Wie aus den Tabellen ersichtlich, wurden nicht nur Schalen mit 28, 50, 82 und 126 Protonen bzw. Neutronen berücksichtigt, sondern auch Unterschalen mit 40, 64 und 140 Protonen bzw. Neutronen.

Tabelle 3.2.1

Die Koeffizienten α in der Levy-Formel (3.2.9), ma. Essen(16 O = 16)

Tabelle 3.2.2

Der Term δ in der Lévy-Formel (3.2.9), definiert durch Parität, ma. Essen. ( 16 O \u003d 16)

Unter Verwendung der Formel von Levy mit diesen Koeffizienten (siehe Tabellen 3.2.1 und 3.2.2) berechnete Riddell eine Massentabelle für etwa 4000 Nuklide auf einem elektronischen Taschenrechner. Der Vergleich von 340 experimentellen Massenwerten mit den nach Formel (3.2.9) berechneten ergab eine gute Übereinstimmung: In 75 % der Fälle überschreitet die Abweichung ±0,5 nicht ma. Essen., in 86% der Fälle - nicht mehr ± 1,0ma.e.m. und geht in 95 % der Fälle nicht über ±1,5 hinaus ma. Essen. Für die Energie von β-Zerfällen ist die Übereinstimmung sogar noch besser. Gleichzeitig hat Levy nur 81 Koeffizienten und konstante Terme, während Cameron mehr als 300 davon hat.

Korrekturbedingungen T(Z) und T (N ) in der Levy-Formel werden in getrennten Abschnitten zwischen den Schalen durch eine quadratische Funktion von ersetzt Z oder N . Dies ist nicht überraschend, da zwischen Funktionswrappern T(Z) und T(N) sind glatte Funktionen Z und N und haben keine Eigenschaften, die es nicht erlauben, sie auf diesen Abschnitten durch Polynome zweiten Grades darzustellen.

Zeldes betrachtet die Theorie der Kernhüllen und wendet eine neue Quantenzahl s an - die sogenannte Dienstalter (Seniorität) eingeführt von Krebs. Quantenzahl " Dienstalter " ist keine exakte Quantenzahl; sie stimmt mit der Anzahl der ungepaarten Nukleonen im Kern überein oder ist andernfalls gleich der Anzahl aller Nukleonen im Kern minus der Anzahl der gepaarten Nukleonen mit Nullimpuls. Im Grundzustand in allen geraden Kernen s=0; in Kernen mit ungeraden EIN s=1 und in ungeraden Kernen s= 2 . Mit der Quantenzahl „ Dienstalter ” und extrem kurzreichweitigen Deltakräften zeigte Zeldes, dass eine Formel wie (3.2.9) mit den theoretischen Erwartungen übereinstimmt. Alle Koeffizienten der Levy-Formel wurden von Zeldes in Bezug auf verschiedene theoretische Parameter des Kernels ausgedrückt. Obwohl also Levys Formel als rein empirisch erschien, zeigten die Ergebnisse von Zeldes' Forschung, dass sie wie alle vorherigen durchaus als semi-empirisch angesehen werden konnte.

Levys Formel ist offensichtlich die beste der bestehenden, aber sie hat einen wesentlichen Nachteil: Sie ist auf der Grenze der Koeffizientendomänen schlecht anwendbar. Es geht um Z und N , gleich 28, 40, 50, 64, 82, 126 und 140 ergibt die Levy-Formel die größten Abweichungen, insbesondere wenn man daraus die Energien von β-Zerfällen berechnet. Außerdem wurden die Koeffizienten der Levy-Formel ohne Berücksichtigung der neuesten Massenwerte berechnet und sollten offenbar verfeinert werden. Laut B. S. Dzhelepov und G. F. Dranitsyna sollte diese Berechnung die Anzahl der Subdomänen mit unterschiedlichen Koeffizientensätzen reduzieren α und δ , Unterschalen verwerfen Z =64 und N =140.

Camerons Formel enthält viele Konstanten. Auch die Becker-Formel leidet unter dem gleichen Mangel. In der ersten Version der Becker-Formel, basierend auf der Tatsache, dass die Kernkräfte kurzreichweitig sind und die Eigenschaft der Sättigung haben, gingen sie davon aus, dass der Kern in äußere Nukleonen und einen inneren Teil mit gefüllten Schalen aufgeteilt werden sollte. Sie akzeptierten, dass die äußeren Nukleonen nicht miteinander wechselwirken, abgesehen von der Energie, die bei der Bildung von Paaren freigesetzt wird. Aus diesem einfachen Modell folgt, dass Nukleonen gleicher Parität aufgrund der Bindung an den Kern eine Bindungsenergie haben, die nur vom Neutronenüberschuss abhängt Ich=N -Z . Daher wird für die Bindungsenergie die erste Version der Formel vorgeschlagen

E B = b "( ICH) ABER + a" ( ICH) + P " (A, I)[(-1) N +(-1) Z ]+S"(A, I)+R"(A, ICH) , (3. 2.1 0 )

wo R" - paritätsabhängiger Paarungsterm N und Z ; S" - Korrektur für Shell-Effekt; R" - kleiner Rest.

Bei dieser Formel ist unbedingt davon auszugehen, dass die Bindungsenergie pro Nukleon gleich ist b" , hängt nur vom Neutronenüberschuss ab ich . Das bedeutet, dass die Querschnitte der Energiefläche entlang der Linien verlaufen Ich=N- Z , die längsten Abschnitte mit 30-60 Nukliden sollten die gleiche Neigung haben, d.h. sollte eine gerade Linie sein. Experimentelle Daten bestätigen diese Annahme recht gut. Anschließend ergänzten die Beckers diese Formel um einen weiteren Term :

E B = b ( ICH) ABER + a( ICH) + c(A)+P (A, I)[(-1) N +(-1) Z ]+S(A, I)+R(A, ICH). ( 3. 2.1 1 )

Die Beckers verglichen die mit dieser Formel erhaltenen Werte mit den experimentellen Werten der Wapstra- und Huizeng-Massen und glichen sie mit der Methode der kleinsten Quadrate aus und erhielten eine Reihe von Koeffizientenwerten b und a für 2≤ ich ≤58 und 6≤ EIN ≤258, also mehr als 400 digitale Konstanten. Für Mitglieder R , Parität N und Z , sie übernahmen auch eine Reihe von Erfahrungswerten.

Um die Anzahl der Konstanten zu reduzieren, wurden Formeln vorgeschlagen, in denen die Koeffizienten ein, b und Mit werden als Funktionen aus dargestellt ich und ABER . Die Form dieser Funktionen ist jedoch sehr kompliziert, beispielsweise die Funktion b( ICH) ist ein Polynom fünften Grades in ich und enthält zusätzlich zwei Terme mit Sinus.

Somit stellte sich heraus, dass diese Formel nicht einfacher war als Camerons Formel. Laut Bekers gibt es Werte, die von den gemessenen Massen für leichte Nuklide um nicht mehr als ±400 abweichen Kev, und für schwer EIN >180) nicht mehr als ±200 kev. In Muscheln kann die Diskrepanz in einigen Fällen ± 1000 erreichen kev. Der Nachteil der Arbeit von Becker ist das Fehlen von Massentabellen, die mit diesen Formeln berechnet wurden.

Abschließend ist zusammenfassend festzuhalten, dass es eine sehr große Zahl von semiempirischen Formeln unterschiedlicher Qualität gibt. Obwohl die erste von ihnen, die Bethe-Weizsäcker-Formel, veraltet zu sein scheint, ist sie weiterhin als integraler Bestandteil in fast allen neueren Formeln enthalten, mit Ausnahme von Formeln des Levi-Zeldes-Typs. Die neuen Formeln sind recht komplex und die Berechnung der Massen daraus recht mühsam.

Literatur

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2. G. Frauenfelder, E. Henley, Subatomare Physik.–M.: Mir, 1979.

3. Kravtsov V.A. Masse von Atomen und Bindungsenergien von Kernen.–M.: Atomizdat, 1974.

In der physikalischen Skala der Atomgewichte wird das Atomgewicht eines Sauerstoffisotops mit genau 16,0000 angenommen.

Da die meisten Kerne stabil sind, gibt es eine besondere nukleare (starke) Wechselwirkung zwischen Nukleonen - Anziehung, die trotz der Abstoßung gleich geladener Protonen die Stabilität der Kerne gewährleistet.

Die Bindungsenergie des Kerns ist eine physikalische Größe, die der Arbeit entspricht, die aufgewendet werden muss, um den Kern in seine konstituierenden Nukleonen aufzuspalten, ohne ihnen kinetische Energie zu verleihen.

Aus dem Energieerhaltungssatz folgt, dass bei der Bildung eines Kerns die gleiche Energie freigesetzt werden muss, die für die Spaltung des Kerns in seine konstituierenden Nukleonen aufgewendet werden muss. Die Bindungsenergie des Kerns ist die Differenz zwischen der Energie aller Nukleonen im Kern und ihrer Energie im freien Zustand.

Bindungsenergie von Nukleonen in einem Atomkern:

wo sind die Massen des Protons, des Neutrons bzw. des Kerns; die Masse eines Wasserstoffatoms ist; ist die Atommasse des Stoffes.

Masse entspricht Bindungsenergie:

wird Kernmassendefekt genannt. Um diesen Betrag nimmt die Masse aller Nukleonen ab, wenn aus ihnen ein Kern gebildet wird.

Die spezifische Bindungsenergie ist die Bindungsenergie pro Nukleon: . Sie charakterisiert die Stabilität (Festigkeit) von Atomkernen, d.h. je mehr, desto stärker der Kern.

Die Abhängigkeit der spezifischen Bindungsenergie von der Massenzahl ist in der Abbildung dargestellt. Die stabilsten Kerne des mittleren Teils des Periodensystems (28<EIN<138). В этих ядрах составляет приблизительно 8,7 МэВ/нуклон (для сравнения, энергия связи валентных электронов в атоме порядка 10эВ, что в миллион раз меньше).

Mit dem Übergang zu schwereren Kernen nimmt die spezifische Bindungsenergie ab, da mit zunehmender Anzahl der Protonen im Kern die Energie ihrer Coulomb-Abstoßung zunimmt (z. B. für Uran 7,6 MeV). Daher wird die Bindung zwischen Nukleonen weniger stark, die Kerne selbst werden weniger stark.

Energetisch günstig: 1) Spaltung schwerer Kerne in leichtere; 2) die Verschmelzung leichter Kerne miteinander zu schwereren. Beide Prozesse setzen enorme Energiemengen frei; diese Prozesse werden derzeit praktisch umgesetzt; Kernspaltungsreaktionen und Kernfusionsreaktionen.

Nukleonen im Kern werden von Kernkräften festgehalten. Um ein Nukleon aus dem Kern zu entfernen, muss viel Arbeit verrichtet werden, d. h. dem Kern muss erhebliche Energie zugeführt werden.

Die Bindungsenergie des Atomkerns E st charakterisiert die Intensität der Wechselwirkung von Nukleonen im Kern und ist gleich der maximalen Energie, die aufgewendet werden muss, um den Kern in einzelne, nicht wechselwirkende Nukleonen aufzuteilen, ohne ihnen kinetische Energie zu verleihen. Jeder Kern hat seine eigene Bindungsenergie. Je größer diese Energie ist, desto stabiler ist der Atomkern. Genaue Messungen der Kernmassen zeigen, dass die Ruhemasse des Kerns m i immer kleiner ist als die Summe der Ruhemassen seiner konstituierenden Protonen und Neutronen. Diese Massendifferenz wird als Massendefekt bezeichnet:

Dieser Teil der Masse Dm geht verloren, wenn die Bindungsenergie freigesetzt wird. Durch Anwendung des Masse-Energie-Beziehungsgesetzes erhalten wir:

Ein solcher Ersatz ist für Berechnungen bequem, und der in diesem Fall auftretende Berechnungsfehler ist unbedeutend. Setzen wir Dt in a.m.u. in die Formel für die Bindungsenergie ein dann für Europäische Sommerzeit kann geschrieben werden:

Wichtige Informationen über die Eigenschaften von Kernen sind in der Abhängigkeit der spezifischen Bindungsenergie von der Massenzahl A enthalten.

Spezifische Bindungsenergie E Schläge - die Bindungsenergie des Kerns pro 1 Nukleon:

Auf Abb. 116 zeigt einen geglätteten Graphen der experimentell festgestellten Abhängigkeit von E-Schlägen von A.

Die Kurve in der Figur hat ein schwach ausgeprägtes Maximum. Elemente mit Massenzahlen von 50 bis 60 (Eisen und Elemente in seiner Nähe) haben die höchste spezifische Bindungsenergie. Die Kerne dieser Elemente sind die stabilsten.

Aus der Grafik ist ersichtlich, dass die Reaktion der Spaltung schwerer Kerne in die Kerne der Elemente im mittleren Teil der Tabelle von D. Mendeleev sowie die Reaktionen der Fusion leichter Kerne (Wasserstoff, Helium) in schwerere energetisch sind günstige Reaktionen, da sie von der Bildung stabilerer Kerne (mit großem Å sp) begleitet werden und daher unter Energiefreisetzung (E > 0) ablaufen.

Wie bereits erwähnt (siehe § 138), sind Nukleonen im Atomkern durch Kernkräfte fest gebunden. Um diese Verbindung aufzubrechen, also die Nukleonen vollständig zu trennen, ist ein gewisser Energieaufwand (Arbeit) notwendig.

Die zur Trennung der den Kern bildenden Nukleonen erforderliche Energie nennt man Bindungsenergie des Kerns.Die Größe der Bindungsenergie kann auf der Grundlage des Energieerhaltungssatzes (siehe § 18) und des Proportionalitätsgesetzes bestimmt werden von Masse und Energie (siehe § 20).

Nach dem Energieerhaltungssatz muss die Energie von Nukleonen, die in einem Kern gebunden sind, um den Wert der Bindungsenergie des Kerns 8 kleiner sein als die Energie von getrennten Nukleonen. Andererseits gilt nach dem Proportionalitätsgesetz von Masse und Energie geht eine Änderung der Energie eines Systems mit einer proportionalen Änderung der Masse des Systems einher

wobei c die Lichtgeschwindigkeit im Vakuum ist. Da es sich im betrachteten Fall um die Bindungsenergie des Kerns handelt, muss die Masse des Atomkerns kleiner sein als die Summe der Massen der Nukleonen, aus denen der Kern besteht, und zwar um einen Betrag, der Massendefekt des Kerns genannt wird. Mit Formel (10) kann man die Bindungsenergie eines Kerns berechnen, wenn man den Massendefekt dieses Kerns kennt

Gegenwärtig werden die Massen von Atomkernen mit hoher Genauigkeit mittels eines Massenspektrographen (siehe § 102) bestimmt; auch die Massen der Nukleonen sind bekannt (s. § 138). Dadurch ist es möglich, den Massendefekt eines beliebigen Kerns zu bestimmen und die Bindungsenergie des Kerns mit Formel (10) zu berechnen.

Als Beispiel wollen wir die Bindungsenergie des Kerns eines Heliumatoms berechnen. Es besteht aus zwei Protonen und zwei Neutronen. Die Masse des Protons ist die Masse des Neutrons. Daher ist die Masse der Nukleonen, die den Kern bilden, die Masse des Kerns des Heliumatoms. Somit ist der Defekt des Helium-Atomkerns

Dann ist die Bindungsenergie des Heliumkerns

Die allgemeine Formel zur Berechnung der Bindungsenergie eines beliebigen Kerns in Joule aus seinem Massendefekt wird offensichtlich die Form haben

wo ist die Ordnungszahl, A ist die Massenzahl. Die Masse der Nukleonen und des Atomkerns in atomaren Masseneinheiten ausdrücken und dies berücksichtigen

man kann die Formel für die Bindungsenergie des Kerns in Megaelektronenvolt schreiben:

Die Bindungsenergie des Kerns pro Nukleon wird als spezifische Bindungsenergie bezeichnet, daher gilt

Am Heliumkern

Die spezifische Bindungsenergie charakterisiert die Stabilität (Stärke) von Atomkernen: je größer v, desto stabiler der Kern. Gemäß den Formeln (11) und (12)

Wir betonen noch einmal, dass in den Formeln und (13) die Massen von Nukleonen und Kernen in atomaren Masseneinheiten ausgedrückt werden (siehe § 138).

Mit Formel (13) kann die spezifische Bindungsenergie beliebiger Kerne berechnet werden. Die Ergebnisse dieser Berechnungen sind graphisch in den Fig. 3 und 4 dargestellt. 386; die Ordinate zeigt die spezifischen Bindungsenergien, die Abszisse die Massenzahlen A. Aus dem Diagramm folgt, dass die spezifische Bindungsenergie maximal (8,65 MeV) für Kerne mit Massenzahlen in der Größenordnung von 100 ist; bei schweren und leichten Kernen etwas weniger (z. B. Uran, Helium). Die spezifische Bindungsenergie des Wasserstoff-Atomkerns ist null, was durchaus verständlich ist, da es in diesem Kern nichts zu trennen gibt: Er besteht nur aus einem Nukleon (Proton).

Jede Kernreaktion geht mit der Freisetzung oder Aufnahme von Energie einher. Das Abhängigkeitsdiagramm hier A ermöglicht es Ihnen zu bestimmen, bei welchen Transformationen des Kerns Energie freigesetzt wird und bei was - seiner Absorption. Bei der Spaltung eines schweren Kerns in Kerne mit Massenzahlen A in der Größenordnung von 100 (oder mehr) wird Energie (Kernenergie) freigesetzt. Lassen Sie uns dies mit der folgenden Diskussion erläutern. Nehmen wir zum Beispiel die Zweiteilung des Urankerns

Atomkerne ("Fragment") mit Massenzahlen Spezifische Bindungsenergie des Urankerns Spezifische Bindungsenergie jedes der neuen Kerne Um alle Nukleonen, aus denen der Atomkern von Uran besteht, zu trennen, muss Energie gleich der Bindung aufgewendet werden Energie des Urankerns:

Wenn sich diese Nukleonen zu zwei neuen Atomkernen mit den Massenzahlen 119) verbinden, wird eine Energie freigesetzt, die gleich der Summe der Bindungsenergien der neuen Kerne ist:

Folglich wird als Ergebnis der Spaltungsreaktion des Urankerns Kernenergie in einer Menge freigesetzt, die der Differenz zwischen der Bindungsenergie neuer Kerne und der Bindungsenergie des Urankerns entspricht:

Die Freisetzung von Kernenergie erfolgt auch bei Kernreaktionen anderer Art - wenn sich mehrere leichte Kerne zu einem Kern verbinden (Synthese). Tatsächlich möge beispielsweise die Synthese zweier Natriumkerne zu einem Kern mit einer Massenzahl stattfinden.

Wenn sich diese Nukleonen zu einem neuen Kern (mit einer Massenzahl von 46) verbinden, wird eine Energie freigesetzt, die der Bindungsenergie des neuen Kerns entspricht:

Folglich wird die Reaktion der Synthese von Natriumkernen von der Freisetzung von Kernenergie in einer Menge begleitet, die der Differenz zwischen der Bindungsenergie des synthetisierten Kerns und der Bindungsenergie von Natriumkernen entspricht:

Somit kommen wir zu dem Schluss, dass

Die Freisetzung von Kernenergie erfolgt sowohl bei den Spaltungsreaktionen schwerer Kerne als auch bei den Fusionsreaktionen leichter Kerne. Die Menge an Kernenergie, die von jedem reagierten Kern freigesetzt wird, ist gleich der Differenz zwischen der Bindungsenergie 8 2 des Reaktionsprodukts und der Bindungsenergie 81 des ursprünglichen Kernmaterials:

Diese Bestimmung ist äußerst wichtig, da industrielle Verfahren zur Gewinnung von Kernenergie darauf basieren.

Beachten Sie, dass in Bezug auf die Energieausbeute die Fusionsreaktion von Wasserstoff- oder Deuteriumkernen am günstigsten ist

Denn wie aus dem Diagramm (siehe Abb. 386) hervorgeht, wird in diesem Fall der Unterschied in den Bindungsenergien des synthetisierten Kerns und der Ausgangskerne am größten sein.

Die Zusammensetzung des Kerns eines Atoms

1932 nach der Entdeckung des Protons und Neutrons durch die Wissenschaftler D.D. Ivanenko (UdSSR) und W. Heisenberg (Deutschland) vorgeschlagen Proton-NeutronModellAtomkern.
Nach diesem Modell besteht der Kern aus Protonen und Neutronen. Die Gesamtzahl der Nukleonen (also Protonen und Neutronen) wird genannt Massenzahl EIN: EIN = Z + N . Die Kerne chemischer Elemente werden mit dem Symbol bezeichnet:
X ist das chemische Symbol des Elements.

Zum Beispiel Wasserstoff

Zur Charakterisierung von Atomkernen wird eine Reihe von Bezeichnungen eingeführt. Die Anzahl der Protonen, aus denen der Atomkern besteht, wird mit dem Symbol bezeichnet Z und Ruf an Gebührennummer (Dies ist die Seriennummer im Periodensystem von Mendeleev). Die Kernladung ist Ze , wo e ist die Elementarladung. Die Anzahl der Neutronen wird durch das Symbol bezeichnet N .

nukleare Kräfte

Damit Atomkerne stabil sind, müssen Protonen und Neutronen innerhalb der Kerne durch enorme Kräfte gehalten werden, die um ein Vielfaches größer sind als die Coulomb-Abstoßungskräfte von Protonen. Die Kräfte, die Nukleonen im Kern halten, werden genannt nuklear . Sie sind Ausdruck der intensivsten aller in der Physik bekannten Wechselwirkungsarten – der sogenannten starken Wechselwirkung. Die Kernkräfte sind etwa 100-mal größer als die elektrostatischen Kräfte und um Zehnerpotenzen größer als die Kräfte der Gravitationswechselwirkung von Nukleonen.

Kernkräfte haben folgende Eigenschaften:

• Anziehungskräfte haben
• sind die Kräfte kurze Reichweite(erscheinen bei kleinen Abständen zwischen Nukleonen);
• Kernkräfte hängen nicht vom Vorhandensein oder Fehlen einer elektrischen Ladung auf den Teilchen ab.

Massendefekt und Bindungsenergie des Atomkerns

Die wichtigste Rolle in der Kernphysik spielt der Begriff nukleare Bindungsenergie .

Die Bindungsenergie des Kerns ist gleich der minimalen Energie, die für die vollständige Aufspaltung des Kerns in einzelne Teilchen aufgewendet werden muss. Aus dem Energieerhaltungssatz folgt, dass die Bindungsenergie gleich der Energie ist, die bei der Bildung eines Kerns aus einzelnen Teilchen freigesetzt wird.

Die Bindungsenergie jedes Kerns kann durch genaues Messen seiner Masse bestimmt werden. Gegenwärtig haben Physiker gelernt, die Massen von Teilchen – Elektronen, Protonen, Neutronen, Kernen usw. – mit sehr hoher Genauigkeit zu messen. Das zeigen diese Messungen die Masse eines beliebigen Kerns M i ist immer kleiner als die Summe der Massen seiner Bestandteile Protonen und Neutronen:

Die Massendifferenz wird genannt Massendefekt. Basierend auf dem Massendefekt unter Verwendung der Einstein-Formel E = Mc 2 ist es möglich, die bei der Bildung eines gegebenen Kerns freigesetzte Energie, d. h. die Bindungsenergie des Kerns, zu bestimmen E St:

Diese Energie wird bei der Kernbildung in Form von Strahlung von γ-Quanten freigesetzt.

Kernenergie

In unserem Land wurde das weltweit erste Kernkraftwerk 1954 in der UdSSR in der Stadt Obninsk gebaut und in Betrieb genommen. Der Bau leistungsfähiger Kernkraftwerke wird entwickelt. Derzeit sind in Russland 10 Kernkraftwerke in Betrieb. Nach dem Unfall im Kernkraftwerk Tschernobyl wurden zusätzliche Maßnahmen ergriffen, um die Sicherheit von Kernreaktoren zu gewährleisten.