Hem Potatis Omfånget av kärnkrafter. Kärnkrafter. Se vad "kärnkrafter" är i andra ordböcker

Potatis

Omfånget av kärnkrafter. Kärnkrafter. Se vad "kärnkrafter" är i andra ordböcker

Atomkärnan, som består av ett visst antal protoner och neutroner, är en enda enhet på grund av de specifika krafter som verkar mellan kärnans nukleoner och kallas kärn. Det har experimentellt bevisats att kärnkrafterna är mycket stora och vida överstiger krafterna för elektrostatisk repulsion mellan protoner. Detta manifesteras i det faktum att den specifika bindningsenergin för nukleoner i kärnan är mycket större än Coulombs avstötningskrafters arbete. Låt oss överväga kärnkrafternas huvuddrag.

1. Kärnkrafter är attraktiva krafter på kort räckvidd . De uppträder endast på mycket små avstånd mellan nukleoner i kärnan i storleksordningen 10 -15 m. Avståndet i storleksordningen (1,5 - 2,2) 10 -15 m kallas kärnkrafternas verkningsradie, med dess ökning, kärnkrafterna minskar snabbt. På ett avstånd av storleksordningen (2-3) m, är nukleär interaktion mellan nukleoner praktiskt taget frånvarande.

2. Kärnkrafter har egenskapen mättnad, de där. varje nukleon interagerar endast med ett visst antal närmaste grannar. Denna karaktär av kärnkrafter manifesterar sig i den ungefärliga konstantheten hos nukleonernas specifika bindningsenergi vid ett laddningsnummer MEN>40. I själva verket, om det inte fanns någon mättnad, skulle den specifika bindningsenergin öka med en ökning av antalet nukleoner i kärnan.

3. En egenskap hos kärnkrafterna är också deras avgiftsoberoende , dvs. de är inte beroende av nukleonernas laddning, så nukleära interaktioner mellan protoner och neutroner är desamma. Kärnkrafternas laddningsoberoende framgår av en jämförelse av bindningsenergierna spegelkärnor . Så kallade kärnor, där det totala antalet nukleoner är detsamma, men antalet protoner i den ena är lika med antalet neutroner i den andra. Till exempel är bindningsenergierna för heliumkärnor och tungt väte - tritium respektive 7,72 MeV och 8,49 MeV. Skillnaden i bindningsenergierna för dessa kärnor, lika med 0,77 MeV, motsvarar energin från Coulomb-avstötningen av två protoner i kärnan. Om vi antar att detta värde är lika med , kan vi finna att det genomsnittliga avståndet r mellan protoner i kärnan är 1,9·10 -15 m, vilket överensstämmer med kärnkrafternas verkningsradie.

4. Kärnkrafter är inte centrala och beror på den ömsesidiga orienteringen av spinnen hos de interagerande nukleonerna. Detta bekräftas av neutronspridningens olika karaktär av orto- och para-vätemolekyler. I ortovätemolekylen är spinnen av båda protonerna parallella med varandra, medan de i paravätemolekylen är antiparallella. Experiment har visat att spridningen av neutroner av paraväte är 30 gånger större än spridningen av ortoväte.

Den komplexa karaktären hos kärnkrafter tillåter inte utvecklingen av en enda konsekvent teori om kärnkraftsinteraktion, även om många olika tillvägagångssätt har föreslagits. Enligt hypotesen från den japanske fysikern H. Yukawa, som han föreslog 1935, beror kärnkrafter på utbytet - mesoner, d.v.s. elementarpartiklar, vars massa är ungefär 7 gånger mindre än massan av nukleoner. Enligt denna modell, en nukleon i tiden m- mesonens massa) avger en meson, som rör sig med en hastighet nära ljusets hastighet och färdas en sträcka , varefter det absorberas av den andra nukleonen. I sin tur avger den andra nukleonen också en meson, som absorberas av den första. I H. Yukawas modell bestäms därför avståndet vid vilket nukleoner interagerar av mesonvägens längd, vilket motsvarar ett avstånd på ca. m och sammanfaller i storleksordning med kärnkrafternas verkningsradie.

Låt oss vända oss till övervägandet av utbytesinteraktionen mellan nukleoner. Det finns positiva, negativa och neutrala mesoner. Laddningsmodulen för - eller - mesoner är numeriskt lika med den elementära laddningen e. Massan av laddade mesoner är densamma och lika med (140 MeV), massan av mesonen är 264 (135 MeV). Spinn för både laddade och neutrala mesoner är 0. Alla tre partiklarna är instabila. Livslängden för - och - mesoner är 2,6 från, - meson – 0,8 10 -16 från. Interaktionen mellan nukleoner utförs enligt ett av följande scheman:

(22.7)
1. Nukleoner utbyter mesoner:

I det här fallet avger protonen - en meson som förvandlas till en neutron. Mesonen absorberas av neutronen, som följaktligen förvandlas till en proton, sedan fortsätter samma process i motsatt riktning. Således tillbringar var och en av de interagerande nukleonerna en del av tiden i ett laddat tillstånd och en del i ett neutralt tillstånd.

2. Nukleonutbyte - mesoner:

3. Nukleonutbyte - mesoner:

. (22.10)

Alla dessa processer har bevisats experimentellt. I synnerhet bekräftas den första processen när en neutronstråle passerar genom väte. Rörliga protoner visas i strålen, och motsvarande antal praktiskt taget vilande neutroner finns i målet.

kärnmodeller. Frånvaron av en matematisk lag för kärnkrafter tillåter inte skapandet av en enhetlig teori om kärnan. Försök att skapa en sådan teori stöter på allvarliga svårigheter. Här är några av dem:

1. Otillräcklig kunskap om de krafter som verkar mellan nukleoner.

2. Den extrema besvärligheten av kvantmångkroppsproblemet (en kärna med ett masstal MENär ett system av MEN kroppar).

Dessa svårigheter tvingar oss att följa vägen för att skapa kärnmodeller som gör det möjligt att beskriva en viss uppsättning egenskaper hos kärnan med hjälp av relativt enkla matematiska medel. Ingen av dessa modeller kan ge en absolut exakt beskrivning av kärnan. Därför måste flera modeller användas.

Under kärnmodell i kärnfysik förstå helheten av fysiska och matematiska antaganden med vilka du kan beräkna egenskaperna hos ett kärnsystem som består av MEN nukleoner. Många modeller av varierande grad av komplexitet har föreslagits och utvecklats. Vi kommer bara att överväga de mest kända av dem.

Hydrodynamisk (dropp) modell av kärnan utvecklades 1939. N. Bor och den sovjetiske vetenskapsmannen J. Frenkel. Det är baserat på antagandet att på grund av den höga densiteten av nukleoner i kärnan och den extremt starka interaktionen mellan dem, är den oberoende rörelsen av enskilda nukleoner omöjlig och kärnan är en droppe laddad vätska med densitet . Liksom i fallet med en vanlig vätskedroppe kan kärnans yta svänga. Om oscillationsamplituden blir tillräckligt stor uppstår kärnklyvningsprocessen. Droppmodellen gjorde det möjligt att få fram en formel för bindningsenergin för nukleoner i en kärna och förklarade mekanismen för vissa kärnreaktioner. Denna modell tillåter dock inte att förklara de flesta av excitationsspektra för atomkärnor och den speciella stabiliteten hos några av dem. Detta beror på det faktum att den hydrodynamiska modellen mycket ungefär återspeglar essensen av kärnans inre struktur.

Skalmodell av kärnan utvecklad 1940-1950 av den amerikanske fysikern M. Goeppert - Mayer och den tyske fysikern H. Jensen. Den förutsätter att varje nukleon rör sig oberoende av de andra i ett visst medelpotentialfält (potentiell brunn skapad av de återstående nukleonerna i kärnan. Inom ramen för skalmodellen beräknas inte funktionen utan väljs så att den bästa överensstämmelsen med experimentella data kan uppnås.

Djupet på den potentiella brunnen är vanligtvis ~ (40-50) MeV och beror inte på antalet nukleoner i kärnan. Enligt kvantteorin är nukleoner i ett fält på vissa diskreta energinivåer. Det grundläggande antagandet från skaparna av skalmodellen om den oberoende rörelsen av nukleoner i det genomsnittliga potentiella fältet är i konflikt med huvudbestämmelserna från utvecklarna av den hydrodynamiska modellen. Därför kan kärnans egenskaper, som beskrivs väl av den hydrodynamiska modellen (till exempel värdet av bindningsenergin), inte förklaras inom ramen för skalmodellen och vice versa.

Generaliserad kärnmodell , utvecklad 1950-1953, kombinerar huvudbestämmelserna från skaparna av hydrodynamiska och skalmodeller. I den generaliserade modellen antas det att kärnan består av en inre stabil del - kärnan, som bildas av nukleoner av fyllda skal, och externa nukleoner som rör sig i fältet som skapas av kärnnukleonerna. I detta avseende beskrivs kärnans rörelse av den hydrodynamiska modellen, medan rörelsen hos externa nukleoner beskrivs av skalmodellen. På grund av interaktionen med externa nukleoner kan kärnan deformeras, och kärnan kan rotera runt en axel vinkelrät mot deformationsaxeln. Den generaliserade modellen gjorde det möjligt att förklara huvuddragen i atomkärnors rotations- och vibrationsspektra, såväl som de höga värdena för det fyrpoliga elektriska momentet för några av dem.

Vi har övervägt det huvudsakliga fenomenologiska, dvs. beskrivande kärnmodeller. Men för att till fullo förstå karaktären av nukleära interaktioner som bestämmer kärnans egenskaper och struktur, är det nödvändigt att skapa en teori där kärnan skulle betraktas som ett system av interagerande nukleoner.

1. Kärnkrafter är attraktiva krafter på kort räckvidd . De uppträder endast på mycket små avstånd mellan nukleonerna i kärnan i storleksordningen 10–15 m. Ett avstånd i storleksordningen (1,5–2,2) 10–15 m kallas kärnkraftsområdet, med dess ökning minskar kärnkrafterna snabbt. På ett avstånd av storleksordningen (2-3) m, är nukleär interaktion mellan nukleoner praktiskt taget frånvarande.

Den komplexa karaktären hos kärnkrafter tillåter inte utvecklingen av en enda konsekvent teori om kärnkraftsinteraktion, även om många olika tillvägagångssätt har föreslagits. Enligt hypotesen från den japanske fysikern H. Yukawa (1907-1981), som han föreslog 1935, beror kärnkrafter på utbytet - mesoner, d.v.s. elementarpartiklar, vars massa är ungefär 7 gånger mindre än massan av nukleoner. Enligt denna modell, en nukleon i tiden m- mesonens massa) avger en meson, som rör sig med en hastighet nära ljusets hastighet och färdas en sträcka , varefter det absorberas av den andra nukleonen. I sin tur avger den andra nukleonen också en meson, som absorberas av den första. I H. Yukawas modell bestäms därför avståndet vid vilket nukleoner interagerar av mesonvägens längd, vilket motsvarar ett avstånd på ca. m och sammanfaller i storleksordning med kärnkrafternas verkningsradie.

Låt oss vända oss till övervägandet av utbytesinteraktionen mellan nukleoner. Det finns positiva, negativa och neutrala mesoner. Laddningsmodulen för - eller - mesoner är numeriskt lika med den elementära laddningen e . Massan av laddade mesoner är densamma och lika med (140 MeV), massan av mesonen är 264 (135 MeV). Spinn för både laddade och neutrala mesoner är 0. Alla tre partiklarna är instabila. Livslängden för - och - mesoner är 2,6 från, - meson – 0,8 10 -16 från. Interaktionen mellan nukleoner utförs enligt ett av följande scheman:

1. Nukleoner utbyter mesoner: . (22,8)

2. Nukleonutbyte - mesoner:

3. Nukleonutbyte - mesoner:

, (22.10)

kärnmodeller. Under kärnmodell i kärnfysik förstå helheten av fysiska och matematiska antaganden med vilka du kan beräkna egenskaperna hos ett kärnsystem som består av MEN nukleoner.

Hydrodynamisk (dropp) modell av kärnan Det är baserat på antagandet att på grund av den höga densiteten av nukleoner i kärnan och den extremt starka interaktionen mellan dem, är oberoende rörelse av enskilda nukleoner omöjlig och kärnan är en droppe laddad vätska med en densitet .

Skalmodell av kärnan Den antar att varje nukleon rör sig oberoende av de andra i något genomsnittligt potentiellt fält (potentiell brunn) som skapas av de återstående nukleonerna i kärnan.

Generaliserad kärnmodell, kombinerar huvudbestämmelserna från skaparna av de hydrodynamiska och skalmodellerna. I den generaliserade modellen antas det att kärnan består av en inre stabil del - kärnan, som bildas av nukleoner av fyllda skal, och externa nukleoner som rör sig i fältet som skapas av kärnnukleonerna. I detta avseende beskrivs kärnans rörelse av den hydrodynamiska modellen, medan rörelsen hos externa nukleoner beskrivs av skalmodellen. På grund av interaktionen med externa nukleoner kan kärnan deformeras, och kärnan kan rotera runt en axel vinkelrät mot deformationsaxeln.

26. Reaktioner av fission av atomkärnor. Kärnenergi.

Kärnreaktioner kallas transformationer av atomkärnor orsakade av deras interaktion med varandra eller med andra kärnor eller elementarpartiklar. Det första meddelandet om en kärnreaktion tillhör E. Rutherford. 1919 upptäckte han att när - partiklar passerar genom kvävgas, absorberas en del av dem, och samtidigt släpps protoner ut. Rutherford kom till slutsatsen att kvävekärnor omvandlades till syrekärnor som ett resultat av en kärnreaktion av formen:

, (22.11)

där − - partikel; − proton (väte).

En viktig parameter för en kärnreaktion är dess energiproduktion, som bestäms av formeln:

(22.12)

Här och är summan av vilomassorna av partiklarna före och efter reaktionen. När kärnreaktioner fortskrider med absorption av energi kallas de därför endotermisk, och vid - med frigörande av energi. I det här fallet kallas de exotermisk.

I alla kärnreaktioner finns det alltid naturvårdslagar :

− elektrisk laddning;

− antal nukleoner;

− energi.

− impuls.

De två första lagarna gör det möjligt att korrekt skriva ner kärnreaktioner även när en av partiklarna som deltar i reaktionen eller en av dess produkter är okänd. Med hjälp av lagarna för bevarande av energi och momentum kan man bestämma de kinetiska energierna för partiklarna som bildas under reaktionen, såväl som riktningen för deras efterföljande rörelse.

För att karakterisera endotermiska reaktioner introduceras begreppet tröskel kinetisk energi , eller kärnreaktionströskel , de där. den minsta kinetiska energin hos en infallande partikel (i referensramen där målkärnan är i vila) vid vilken en kärnreaktion blir möjlig. Det följer av lagen om bevarande av energi och momentum att tröskelenergin för en kärnreaktion beräknas med formeln:

. (22.13)

Här är energin för kärnreaktionen (7.12); -massan av den orörliga kärnan - mål; är massan av partikeln som faller in på kärnan.

fissionsreaktioner. 1938 upptäckte de tyska forskarna O. Hahn och F. Strassmann att när uran bombarderas med neutroner uppstår ibland kärnor som är ungefär hälften så stora som den ursprungliga urankärnan. Detta fenomen har kallats Kärnfission.

Det representerar den första experimentellt observerade reaktionen av nukleära transformationer. Ett exempel är en av de möjliga kärnklyvningsreaktionerna av uran-235:

Processen med kärnklyvning fortskrider mycket snabbt under en tid av ~10 -12 s. Energin som frigörs under en reaktion som (22.14) är ungefär 200 MeV per klyvning av uran-235 kärnan.

I det allmänna fallet kan klyvningsreaktionen för uran-235 kärnan skrivas som:

+neutroner . (22.15)

Mekanismen för fissionsreaktionen kan förklaras inom ramen för den hydrodynamiska modellen av kärnan. Enligt denna modell, när en neutron absorberas av en urankärna, går den in i ett exciterat tillstånd (Fig. 22.2).

Överskottsenergin som kärnan får till följd av absorptionen av en neutron orsakar en mer intensiv rörelse av nukleoner. Som ett resultat deformeras kärnan, vilket leder till en försvagning av den korta kärnkraftsinteraktionen. Om excitationsenergin i kärnan är större än någon energi som kallas aktiverings energi , sedan under påverkan av den elektrostatiska repulsionen av protoner, delas kärnan i två delar, med emissionen fissionsneutroner . Om excitationsenergin vid absorption av en neutron är mindre än aktiveringsenergin, når inte kärnan

kritiskt skede av klyvning och, efter att ha avgett ett kvantum, återgår det till huvudet

Mellan nukleonerna som utgör kärnan verkar kärnkrafter , vilket avsevärt överstiger Coulombs repulsiva krafter mellan protoner. Ur synvinkeln av fältteorin för elementarpartiklar är kärnkrafter huvudsakligen krafter för interaktion av magnetiska fält av nukleoner i närzonen. På stora avstånd minskar den potentiella energin för sådan interaktion enligt lagen 1/r 3 - detta förklarar deras kortdistanskaraktär. På avstånd (3 ∙10 -13 cm) blir kärnkrafter dominerande, och på avstånd mindre än (9,1 ∙10 -14 cm) förvandlas de till ännu kraftigare frånstötande krafter.

kärnkrafter är kort avstånd krafter. De uppträder endast på mycket små avstånd mellan nukleoner i kärnan i storleksordningen 10–15 m. Längden (1,5–2,2) 10–15 m kallas kärnkraftsområdet.

Kärnkrafter upptäcker avgiftsoberoende : attraktionen mellan två nukleoner är densamma oavsett nukleonernas laddningstillstånd - proton eller neutron. Kärnkrafternas laddningsoberoende framgår av en jämförelse av bindningsenergierna spegelkärnor . Vad kallas kärnorna?,där det totala antalet nukleoner är detsamma,men antalet protoner i den ena är lika med antalet neutroner i den andra. Till exempel kärnor av helium och tungt väte - tritium. Bindningsenergierna för dessa kärnor är 7,72 MeV och 8,49 MeV.

Skillnaden i kärnornas bindningsenergier, lika med 0,77 MeV, motsvarar energin från Coulomb-avstötningen av två protoner i kärnan.

Kärnkrafter har mättnadsegenskap , som visar sig i, att en nukleon i en kärna endast interagerar med ett begränsat antal angränsande nukleoner närmast den. Det är därför det finns ett linjärt beroende av kärnornas bindningsenergier på deras massatal A. Nästan fullständig mättnad av kärnkrafter uppnås i α-partikeln, vilket är en mycket stabil formation.

Kärnkrafter är beroende av snurrriktningar interagerande nukleoner. Detta bekräftas av neutronspridningens olika karaktär av orto- och para-vätemolekyler. I ortovätemolekylen är spinnen av båda protonerna parallella med varandra, medan de i paravätemolekylen är antiparallella. Experiment har visat att spridningen av neutroner av paraväte är 30 gånger större än spridningen av ortoväte. kärnkrafter är inte centrala.

Interaktionen mellan nukleoner uppstår som ett resultat av emission och absorption av kvanta av kärnfältet – π- mesoner . De definierar kärnfältet i analogi med det elektromagnetiska fältet, som uppstår som ett resultat av utbyte av fotoner.

Bondenergi

Kärnornas styrka kännetecknas av bindningsenergin. Storleken på bindningsenergin är lika med det arbete som måste läggas ner för att förstöra kärnan till dess beståndsdelar nukleoner utan att ge dem kinetisk energi . Samma mängd energi frigörs under bildandet av en kärna från nukleoner. Kärnbindningsenergin är skillnaden mellan energin hos alla fria nukleoner som utgör kärnan och deras energi i kärnan.

När en kärna bildas, minskar dess massa: kärnans massa är mindre än summan av massorna av dess ingående nukleoner. Minskningen av kärnans massa under dess bildning förklaras av frigörandet av bindningsenergi. Mängden energi som finns i materien är direkt relaterad till dess massa genom Einstein-relationen

E=mc2 .

I Enligt denna relation är massa och energi olika former av samma fenomen. Varken massa eller energi försvinner, men under lämpliga förhållanden passerar de från en art till en annan, dvs. någon förändring i massa m systemet motsvarar motsvarande förändring i dess energi E.

Skillnaden mellan summan av massor av fria nukleoner och massan av kärnan kallas massdefekt atomkärna. Om kärnan med massa m bildad av Z protoner med massa m sid och från (A - Ö) neutroner med massa m n , sedan massdefekten Δ m bestäms av förhållandet

När en kärna bildas av partiklar, rusar de senare, på grund av verkan av kärnkrafter på små avstånd, med stor acceleration mot varandra. De gammastrålar som sänds ut i det här fallet har bara energi E St. och vikt m .

Genom massdefekten, med Einsteins ekvation ( E \u003d mc 2 ) är det möjligt att bestämma den energi som frigörs som ett resultat av bildningen av kärnan, d.v.s. bindningsenergi (E cv ):

E cv = Δ m c 2

Bindningsenergin per nukleon (dvs den totala bindningsenergin dividerat med antalet nukleoner i kärnan) kallas specifik bindningsenergi :

Ju större det absoluta värdet av den specifika bindningsenergin är, desto starkare är interaktionen mellan nukleoner och desto starkare är kärnan. Den högsta bindningsenergin per nukleon, cirka 8,75 MeV, är inneboende i elementen i den mellersta delen av det periodiska systemet.

Kärnkraftsspektra

Atomkärnan, liksom andra objekt i mikrovärlden, är ett kvantsystem. Detta innebär att den teoretiska beskrivningen av dess egenskaper kräver inblandning av kvantteorin. Inom kvantteorin är beskrivningen av tillstånden i fysiska system baserad på vågfunktioner, eller sannolikhetsamplituderψ(α,t). Kvadraten på modulen för denna funktion bestämmer sannolikhetstätheten för att detektera systemet som studeras i ett tillstånd med karakteristiken α – ρ(α,t) = |ψ(α,t)| 2. Vågfunktionens argument kan till exempel vara partikelns koordinater.

Atomkärnornas kvantnatur visar sig i mönstren för deras excitationsspektra. Kärnor har diskreta spektra av möjliga energitillstånd. Kvantiseringen av energi och ett antal andra parametrar är således inte bara en egenskap hos atomer utan också hos atomkärnor. Atomkärnans tillstånd med minsta mängd energi kallas huvud, eller normala, tillstånd med överskottsenergi (jämfört med grundtillståndet) kallas upphetsad .

Spektrum av kärntillstånd 12 FRÅN

Atomer är vanligtvis i exciterade tillstånd i cirka 10 -8 sekunder, och exciterade atomkärnor gör sig av med överskottsenergi på mycket kortare tid - cirka 10 -15 - 10 -16 sekunder. Liksom atomer frigörs exciterade kärnor från överskottsenergi genom att sända ut kvanta av elektromagnetisk strålning. Dessa kvanta kallas gammakvanta (eller gammastrålar). En diskret uppsättning energitillstånd i atomkärnan motsvarar ett diskret spektrum av frekvenser som sänds ut av dem gammastrålar.

Många mönster i kärnspektra kan förklaras med hjälp av den så kallade skalmodellen av atomkärnans struktur. Enligt denna modell är nukleoner i kärnan inte blandade i oordning, men som elektroner i en atom är de ordnade i bundna grupper som fyller de tillåtna kärnskalen. I detta fall fylls proton- och neutronskalen oberoende av varandra. Det maximala antalet neutroner: 2, 8, 20, 28, 40, 50, 82, 126 och protoner: 2, 8, 20, 28, 50, 82 i fyllda skal kallas magi. Kärnor med magiska antal protoner och neutroner har många anmärkningsvärda egenskaper: ett ökat värde på den specifika bindningsenergin, en lägre sannolikhet att ingå i en kärnväxelverkan, motståndskraft mot radioaktivt sönderfall etc. "Dubbelmagi" är till exempel kärnor 4 han, 16 O, 28 Si. Det är just på grund av deras särskilt höga stabilitet som dessa kärnor är de vanligaste i naturen.

Övergången av kärnan från grundtillståndet till det exciterade tillståndet och dess återgång till grundtillståndet, från skalmodellens synvinkel, förklaras av nukleonens övergång från ett skal till ett annat och tillbaka.

Spontana övergångar av kärnor från högre exciterade tillstånd diskret kärnans spektrum att sänka (inklusive grundtillståndet) realiseras som regel genom strålning av γ-kvanta, dvs. på bekostnad elektromagnetiska interaktioner. I området med höga excitationsenergier, när E > E ot, ökar nivåbredderna för den exciterade kärnan kraftigt. Faktum är att i separationen av nukleonen från kärnan spelas huvudrollen av kärnkrafter - d.v.s. starka interaktioner. Sannolikheten för starka interaktioner är storleksordningar högre än sannolikheten för elektromagnetiska, så sönderfallsbredderna för starka interaktioner är stora och nivåerna av kärnspektra i regionen E > E sep överlappar varandra - kärnans spektrum blir kontinuerligt. Huvudmekanismen för sönderfallet av starkt exciterade tillstånd från detta energiområde är emissionen av nukleoner och kluster (α-partiklar och deuteroner). Emissionen av y-kvanta i denna region med höga excitationsenergier E > E resp. sker med en lägre sannolikhet än emissionen av nukleoner. En exciterad kärna har som regel flera vägar, eller kanaler, förfall.

Den enorma bindningsenergin hos nukleoner i kärnan indikerar att det finns en mycket intensiv interaktion mellan nukleoner. Denna interaktion har karaktären av attraktion. Det håller nukleonerna på avstånd cm från varandra, trots den starka Coulomb-avstötningen mellan protoner. Den nukleära interaktionen mellan nukleoner kallas den starka interaktionen. Det kan beskrivas med hjälp av kärnkraftsfältet. Låt oss lista dessa krafters särdrag.

1. Kärnkrafter har kort räckvidd. Deras utbud är i storleksordningen . På avstånd som är mycket mindre än , ersätts nukleonernas attraktion med repulsion.

2. Stark interaktion beror inte på nukleonernas laddning. Kärnkrafterna som verkar mellan två protoner, en proton och en neutron och två neutroner, är av samma storlek. Denna egenskap kallas kärnkrafternas laddningsoberoende.

3. Kärnkrafter beror på den ömsesidiga orienteringen av nukleonspinna. Så, till exempel, en neutron och en proton hålls samman och bildar en tung vätekärna deuteron (eller deuteron) bara i den. om deras snurr är parallella med varandra.

4. Kärnkrafter är inte centrala. De kan inte representeras som riktade längs en rät linje som förbinder mitten av interagerande nukleoner. Kärnkrafternas icke-centralitet följer i synnerhet av det faktum att de är beroende av nukleonspinnas orientering.

5. Kärnkrafter har egenskapen mättnad (det betyder att varje nukleon i kärnan interagerar med ett begränsat antal nukleoner). Mättnad visar sig i det faktum att den specifika bindningsenergin för nukleoner i kärnan inte ökar med en ökning av antalet nukleoner, utan förblir ungefär konstant. Dessutom indikeras mättnaden av kärnkrafter också av proportionaliteten mellan kärnans volym och antalet nukleoner som bildar den (se formel (66.8)).

Enligt moderna begrepp beror den starka interaktionen på att nukleoner praktiskt taget utbyter partiklar, så kallade mesoner. För att förstå kärnan i denna process, låt oss först överväga hur den elektromagnetiska interaktionen ser ut ur kvantelektrodynamikens synvinkel.

Interaktionen mellan laddade partiklar utförs genom ett elektromagnetiskt fält. Vi vet att detta fält kan representeras som en samling fotoner.

Enligt begreppen kvantelektrodynamik består processen av interaktion mellan två laddade partiklar, såsom elektroner, i utbyte av fotoner. Varje partikel skapar ett fält runt sig själv genom att kontinuerligt sända ut och absorbera fotoner. Fältets verkan på en annan partikel manifesteras som ett resultat av dess absorption av en av de fotoner som emitteras av den första partikeln. En sådan beskrivning av interaktion kan inte tas bokstavligt. Fotonerna genom vilka interaktionen utförs är inte vanliga verkliga fotoner, utan virtuella. Inom kvantmekaniken kallas partiklar virtuella om de inte kan upptäckas under sin livstid. I denna mening kan virtuella partiklar kallas imaginära.

För att bättre förstå innebörden av termen "virtuell", överväg en elektron i vila. Processen att skapa ett fält i det omgivande rummet kan representeras av ekvationen

Den totala energin för en foton och en elektron är större än energin för en elektron i vila. Följaktligen åtföljs omvandlingen som beskrivs av ekvation (69.1) av ett brott mot energisparlagen. Men för en virtuell foton är denna överträdelse uppenbar. Enligt kvantmekaniken bestäms energin i ett tillstånd som existerar tid endast med en noggrannhet som uppfyller osäkerhetsrelationen:

(se formel (20.3)). Av detta förhållande följer att systemets energi kan genomgå avvikelser AE, vars varaktighet inte bör överstiga det värde som bestäms av villkoret (69.2). Därför, om en virtuell foton som emitteras av en elektron absorberas av samma eller en annan elektron före tidens utgång (där ), då kan överträdelsen av energisparande vacon inte detekteras.

När en elektron ges extra energi (detta kan till exempel hända när den kolliderar med en annan elektron) kan en riktig foton sändas ut istället för en virtuell, som kan existera i det oändliga.

Under den tid som bestäms av villkoret (69.2) kan en virtuell foton överföra interaktionen mellan punkter åtskilda av ett avstånd

Fotonenergin kan vara godtyckligt liten (frekvensen varierar från 0 till ). Därför är området för elektrodens magnetiska krafter obegränsat.

Om partiklarna som utbyts av de interagerande elektronerna hade en annan massa än noll, skulle verkansradien för motsvarande krafter begränsas av värdet

var är Compton-våglängden för den givna partikeln (se (11.6)). Vi antog att partikeln - bäraren av interaktionen - rör sig med en hastighet c.

1934 föreslog I. E. Tamm att interaktionen mellan nukleoner också överförs genom någon form av virtuella partiklar. Vid den tiden, förutom nukleoner, var bara fotonen, elektronen, positronen och neutrinon kända. Den tyngsta av dessa partiklar, elektronen, har en comptonisk våglängd (se (11.7)), som är två storleksordningar större än kärnkrafternas verkningsradie. Dessutom visade sig storleken på de krafter som kunde bero på virtuella elektroner, som framgår av beräkningar, vara extremt liten. Det första försöket att förklara kärnkrafter med hjälp av utbyte av virtuella partiklar visade sig således misslyckas.

1935 uttryckte den japanske fysikern H. Yukawa en djärv hypotes att det i naturen fortfarande finns oupptäckta partiklar med en massa som är 200-300 gånger större än en elektrons massa och att dessa partiklar fungerar som bärare av kärnväxelverkan, precis som fotoner är bärare av elektromagnetisk interaktion. Yukawa kallade dessa hypotetiska partiklar för tunga fotoner. På grund av det faktum att dessa partiklar i form av massa upptar en mellanposition mellan elektroner och nukleoner, kallades de därefter mesoner (grekiska "mesos" betyder medium),

År 1936 upptäckte Anderson och Neddermeyer i kosmiska strålar partiklar med en massa lika med . Till en början trodde man att dessa partiklar, kallade mesoner eller myoner, är bärarna av den interaktion som förutspåtts av Yukawa. Men senare visade det sig att myoner interagerar mycket svagt med nukleoner, så att de inte kan vara ansvariga för nukleära interaktioner. Först 1947 upptäckte Okchialini och Powell en annan typ av mesoner i kosmisk strålning - de så kallade -mesonerna, eller pioner, som visade sig vara bärare av kärnkrafter som förutspåtts 12 år tidigare av Yukawa.

Det finns positiva negativa och neutrala mesoner. Laddningen av u-mesoner är lika med den elementära laddningen. Massan av laddade pioner är densamma och lika med , massan av -meson är lika med .

Spinn av både laddade och neutrala -mesoner är lika med noll. Alla tre partiklarna är instabila. Livslängden för och -mesons är , -mesons - .

De allra flesta laddade mesoner sönderfaller enligt schemat

( - positiva och negativa myoner, v - neutrino, - antineutrino). I genomsnitt fortsätter 2,5 sönderfall av en miljon enligt andra scheman (till exempel, etc., och i fallet, det vill säga en positron bildas, och i fallet, det vill säga en elektron bildas).

I genomsnitt sönderfaller -mesoner till två -kvanta:

De återstående sönderfallen utförs enligt scheman:

De partiklar som kallas -mesoner eller myoner tillhör klassen leptoner (se § 74) och inte mesoner. Därför kommer vi i det följande att kalla dem myoner. Muoner har en positiv eller negativ laddning som är lika med den elementära laddningen (det finns ingen neutral myon). Myonens massa är spin-halv. Muoys, som -mesons, är instabila, de förfaller enligt schemat:

Livslängden för båda myonerna är densamma och lika.

Låt oss vända oss till övervägandet av utbytesinteraktionen mellan nukleoner. Som ett resultat av virtuella processer

Nukleonen visar sig vara omgiven av ett moln av virtuella -mesoner, som bildar kärnkraftsfältet. Absorptionen av dessa mesoner av en annan nukleon leder till en stark interaktion mellan nukleoner, som utförs enligt ett av följande scheman:

Motsvarande antal praktiskt taget vilande neutroner finns i målet. Det är helt otroligt att ett så stort antal neutroner fullständigt skulle överföra sin rörelsemängd till tidigare vilande protoner som ett resultat av frontalkrockar. Därför måste man erkänna att en del av neutronerna som flyger nära protonerna fångar en av de virtuella mesonerna. Som ett resultat förvandlas neutronen till en proton och protonen som har förlorat sin laddning förvandlas till en neutron (bild 69.2).

Om nukleonen ges en energi som motsvarar massan av -mesonen, så kan den virtuella -mesonen bli verklig. Den nödvändiga energin kan förmedlas genom kollision av tillräckligt accelererade nukleoner (eller kärnor) eller genom absorption av ett kvantum av en nukleon. Vid mycket höga energier av kolliderande växter, flera verkliga

1. Kärnkrafter är attraktionskrafter på kort avstånd . De uppträder endast på mycket små avstånd mellan nukleoner i kärnan i storleksordningen 10–15 m. Längden (1,5–2,2) 10–15 m kallas kärnkraftsområdet de minskar snabbt med ökande avstånd mellan nukleonerna. På ett avstånd av (2-3) m är kärnväxelverkan praktiskt taget frånvarande.

3. En egenskap hos kärnkrafterna är också deras avgiftsoberoende , dvs. de är inte beroende av nukleonernas laddning, så nukleära interaktioner mellan protoner och neutroner är desamma. Laddningsoberoendet för kärnkrafter kan ses från en jämförelse av bindningsenergierna spegelkärnor.Vad kallas kärnorna?, där det totala antalet nukleoner är detsamma, natt är antalet protoner i den ena lika med antalet neutroner i den andra. Till exempel är bindningsenergierna för heliumkärnor och tungt väte - tritium respektive 7,72 MeV och 8,49 MeV Skillnaden mellan bindningsenergierna för dessa kärnor, lika med 0,77 MeV, motsvarar energin från Coulomb-avstötningen av två protoner i kärnan. Om man antar att denna ökning är lika, kan det konstateras att det genomsnittliga avståndet r mellan protoner i kärnan är 1,9·10 -15 m, vilket överensstämmer med värdet på kärnkrafternas verkningsradie.

Den komplexa karaktären hos kärnkrafter tillåter inte utvecklingen av en enda konsekvent teori om kärnkraftsinteraktion, även om många olika tillvägagångssätt har föreslagits. Enligt hypotesen från den japanske fysikern H. Yukawa (1907-1981), som han föreslog 1935, beror kärnkrafter på utbytet - mesoner, d.v.s. elementarpartiklar, vars massa är ungefär 7 gånger mindre än massan av nukleoner. Enligt denna modell, en nukleon över tiden m- mesonens massa) avger en meson, som rör sig med en hastighet nära ljusets hastighet, färdas en sträcka, varefter den absorberas av den andra nukleonen. I sin tur avger den andra nukleonen också en meson, som absorberas av den första. I H. Yukawas modell bestäms därför avståndet vid vilket nukleoner interagerar av mesonvägens längd, vilket motsvarar ett avstånd på ca. m och sammanfaller i storleksordning med kärnkrafternas verkningsradie.

Fråga 26. fissionsreaktioner. 1938 upptäckte de tyska forskarna O. Hahn (1879-1968) och F. Strassmann (1902-1980) att när uran bombarderas med neutroner uppstår ibland kärnor som är ungefär hälften så stora som den ursprungliga urankärnan. Detta fenomen har kallats Kärnfission.

Det representerar den första experimentellt observerade reaktionen av nukleära transformationer. Ett exempel är en av de möjliga kärnklyvningsreaktionerna av uran-235:

Processen med kärnklyvning fortskrider mycket snabbt (inom en tid av ~10 -12 s). Energin som frigörs under en reaktion som (7.14) är ungefär 200 MeV per klyvning av uran-235 kärnan.

I det allmänna fallet kan klyvningsreaktionen för uran-235 kärnan skrivas som:

Neutroner (7,15)

kritiskt skede av klyvning och, efter att ha emitterat ett -kvantum, återgår till det huvudsakliga

skick.

En viktig egenskap hos kärnklyvningsreaktionen är förmågan att på sin basis implementera en självförsörjande kärnkedjereaktion . Detta beror på det faktum att mer än en neutron frigörs i genomsnitt under varje fissionshändelse. Massa, laddning och kinetisk energi för fragment X Och U, som bildas under loppet av en fissionsreaktion av typen (7.15) är olika. Dessa fragment bromsas snabbt av mediet, vilket orsakar jonisering, uppvärmning och störningar av dess struktur. Användningen av den kinetiska energin hos fissionsfragment på grund av deras uppvärmning av mediet är grunden för omvandlingen av kärnenergi till termisk energi. Fragmenten av kärnklyvning är i ett exciterat tillstånd efter reaktionen och passerar in i grundtillståndet genom att emittera β - partiklar och -kvanter.

Kontrollerad kärnreaktion genomförs i kärnreaktor och åtföljs av frigörande av energi. Den första kärnreaktorn byggdes 1942 i USA (Chicago) under ledning av fysikern E. Fermi (1901 - 1954). I Sovjetunionen skapades den första kärnreaktorn 1946 under ledning av IV Kurchatov. Sedan, efter att ha fått erfarenhet av att kontrollera kärnreaktioner, började de bygga kärnkraftverk.

Fråga 27. kärnfusion kallas fusionsreaktionen av protoner och neutroner eller enskilda lätta kärnor, som ett resultat av vilket en tyngre kärna bildas. De enklaste kärnfusionsreaktionerna är:

AQ = 17,59 MeV; (7,17)

Beräkningar visar att den energi som frigörs vid kärnfusionsreaktioner per massenhet avsevärt överstiger den energi som frigörs vid kärnklyvningsreaktioner. Under klyvningsreaktionen av uran-235 kärnan frigörs cirka 200 MeV, d.v.s. 200:235=0,85 MeV per nukleon, och under fusionsreaktionen (7,17) frigörs en energi på ungefär 17,5 MeV, dvs 3,5 MeV per nukleon (17,5:5=3,5 MeV). På det här sättet, fusionsprocessen är cirka 4 gånger effektivare än uranklyvningsprocessen (beräknat per en nukleon av kärnan som deltar i fissionsreaktionen).

Den höga hastigheten för dessa reaktioner och den relativt höga energifrisättningen gör en blandning av lika komponenter av deuterium och tritium till den mest lovande för att lösa problemet. kontrollerad termonukleär fusion. Mänsklighetens förhoppningar om att lösa sina energiproblem är kopplade till kontrollerad termonukleär fusion. Situationen är att reserverna av uran, som råvara för kärnkraftverk, är begränsade på jorden. Men det deuterium som finns i havens vatten är en nästan outtömlig källa till billigt kärnbränsle. Situationen med tritium är något mer komplicerad. Tritium är radioaktivt (dess halveringstid är 12,5 år, sönderfallsreaktionen ser ut som:), förekommer inte i naturen. Därför för att säkerställa arbetet fusionsreaktor som använder tritium som kärnbränsle, bör möjligheten till dess reproduktion tillhandahållas.

För detta ändamål måste reaktorns arbetszon omges av ett lager av lätt litiumisotop, i vilken reaktionen kommer att äga rum

Som ett resultat av denna reaktion bildas väteisotopen tritium () .

I framtiden övervägs möjligheten att skapa en lågradioaktiv termonukleär reaktor baserad på en blandning av deuterium och heliumisotop, fusionsreaktionen har formen:

MeV.(7.20)

Som ett resultat av denna reaktion, på grund av frånvaron av neutroner i fusionsprodukterna, kan den biologiska risken för reaktorn minskas med fyra till fem storleksordningar, både i jämförelse med kärnklyvningsreaktorer och med termonukleära reaktorer som arbetar på deuterium och tritiumbränsle, det finns inget behov av industriell bearbetning av radioaktiva material och deras transport, förenklar kvalitativt bortskaffandet av radioaktivt avfall. Men utsikterna för skapandet i framtiden av en miljövänlig termonukleär reaktor baserad på en blandning av deuterium () med en heliumisotop () kompliceras av problemet med råvaror: heliumisotopens naturliga reserver på jorden är obetydliga . Inflytandet av om deuterium i framtiden för miljövänlig termonukleär

På vägen till genomförandet av fusionsreaktioner under terrestra förhållanden uppstår problemet med elektrostatisk repulsion av lätta kärnor när de närmar sig avstånd på vilka nukleära attraktionskrafter börjar verka, d.v.s. ca 10 -15 m, varefter processen för deras sammanslagning sker pga tunneleffekt. För att övervinna den potentiella barriären måste de kolliderande lätta kärnorna ges en energi på ≈10 keV som motsvarar temperaturen T ≈10 8 K och högre. Därför sker termonukleära reaktioner under naturliga förhållanden endast i stjärnornas inre. För deras implementering under markförhållanden är en stark uppvärmning av ämnet nödvändig antingen genom en kärnexplosion, eller genom en kraftfull gasurladdning, eller genom en gigantisk puls av laserstrålning, eller genom bombardement med en intensiv partikelstråle. Termonukleära reaktioner har hittills endast utförts i testexplosioner av termonukleära (väte)bomber.

De huvudsakliga kraven som en termonukleär reaktor måste uppfylla som anordning för kontrollerad termonukleär fusion är följande.

Först, pålitlig varmplasmainneslutning (≈10 8 K) i reaktionszonen. Den grundläggande idén, som under många år bestämde sättet att lösa detta problem, uttrycktes i mitten av 1900-talet i Sovjetunionen, USA och Storbritannien nästan samtidigt. Den här idén är användning av magnetfält för inneslutning och värmeisolering av högtemperaturplasma.

För det andra, när man arbetar med bränsle som innehåller tritium (som är en isotop av väte med hög radioaktivitet), kommer strålskador på väggarna i fusionsreaktorkammaren att uppstå. Enligt experter är det osannolikt att det mekaniska motståndet hos kammarens första vägg överstiger 5-6 år. Detta innebär behovet av periodisk fullständig demontering av installationen och dess efterföljande återmontering med hjälp av fjärrstyrda robotar på grund av den exceptionellt höga kvarvarande radioaktiviteten.

För det tredje är det huvudsakliga kravet som termonukleär fusion måste uppfylla att energiutsläppet till följd av termonukleära reaktioner mer än kompenserar för den energi som går åt från externa källor för att upprätthålla själva reaktionen. Av stort intresse är "rena" termonukleära reaktioner,

som inte producerar neutroner (se (7.20) och reaktionen nedan:

Fråga 28 α−, β−, γ− strålning.

Under radioaktivitet förstå förmågan hos vissa instabila atomkärnor att spontant omvandlas till andra atomkärnor med emission av radioaktiv strålning.

naturlig radioaktivitet kallas den radioaktivitet som observeras i naturligt förekommande instabila isotoper.

artificiell radioaktivitet kallas radioaktiviteten hos isotoper som erhålls som ett resultat av kärnreaktioner utförda på acceleratorer och kärnreaktorer.

Radioaktiva omvandlingar sker med en förändring i strukturen, sammansättningen och energitillståndet hos atomkärnorna och åtföljs av emission eller infångning av laddade eller neutrala partiklar och utsläpp av kortvågig strålning av elektromagnetisk natur (gammastrålningskvanta). ). Dessa emitterade partiklar och kvanta kallas tillsammans radioaktiv (eller joniserande ) strålning, och element vars kärnor spontant kan sönderfalla av en eller annan anledning (naturlig eller artificiell) kallas radioaktiva eller radionuklider . Orsakerna till radioaktivt sönderfall är obalanser mellan de nukleära (kortdistans) attraktionskrafterna och de elektromagnetiska (långdistans) frånstötande krafterna hos positivt laddade protoner.

joniserande strålning– flödet av laddade eller neutrala partiklar och kvanta av elektromagnetisk strålning, vars passage genom ett ämne leder till jonisering och excitation av atomer eller molekyler i mediet. Till sin natur är den uppdelad i foton (gammastrålning, bremsstrålning, röntgenstrålning) och korpuskulär (alfastrålning, elektron, proton, neutron, meson).

Av de 2500 nuklider som för närvarande är kända är endast 271 stabila. Resten (90%!) är instabila; radioaktiv; genom ett eller flera på varandra följande sönderfall, åtföljda av emission av partiklar eller y-kvanta, förvandlas de till stabila nuklider.

Studiet av sammansättningen av radioaktiv strålning gjorde det möjligt att dela upp den i tre olika komponenter: α-strålning är en ström av positivt laddade partiklar - heliumkärnor (), β-strålning är flödet av elektroner eller positroner, γ strålning – flöde av kortvågig elektromagnetisk strålning.

Vanligtvis åtföljs alla typer av radioaktivitet av emission av gammastrålar - hård, kortvågig elektromagnetisk strålning. Gammastrålar är den huvudsakliga formen för att reducera energin hos exciterade produkter från radioaktiva omvandlingar. En kärna som genomgår radioaktivt sönderfall kallas moderlig; framväxande barn kärnan, som regel, visar sig vara exciterad, och dess övergång till grundtillståndet åtföljs av utsläpp av ett kvantum.

Bevarandelagar. Under radioaktivt sönderfall bevaras följande parametrar:

1. Avgift . Elektrisk laddning kan inte skapas eller förstöras. Den totala laddningen före och efter reaktionen måste bevaras, även om den kan fördelas olika mellan olika kärnor och partiklar.

2. Massnummer eller antalet nukleoner efter reaktionen måste vara lika med antalet nukleoner före reaktionen.

3. Total energi . Coulomb-energin och energin för ekvivalenta massor måste bevaras i alla reaktioner och sönderfall.

4.momentum och vinkelmomentum . Bevarandet av linjärt momentum är ansvarigt för fördelningen av Coulomb-energi mellan kärnor, partiklar och/eller elektromagnetisk strålning. Vinkelmomentum hänvisar till partiklars spinn.

α-sönderfall kallas utsläpp från en atomkärna α− partiklar. På α− sönderfall, som alltid, måste lagen om bevarande av energi vara uppfylld. Samtidigt motsvarar alla förändringar i systemets energi proportionella förändringar i dess massa. Under radioaktivt sönderfall måste därför massan av moderkärnan överstiga sönderfallsprodukternas massa med en mängd som motsvarar systemets kinetiska energi efter sönderfallet (om moderkärnan var i vila före sönderfallet). Alltså i fallet α− förfallet måste uppfylla villkoret

var är massan av moderkärnan med ett masstal MEN och serienummer Z, är massan av dotterkärnan och är massan α− partiklar. Var och en av dessa massor kan i sin tur representeras som summan av masstalet och massdefekten:

Genom att ersätta massorna med dessa uttryck med ojämlikhet (8.2) får vi följande villkor för α− förfall:, (8.3)

de där. skillnaden i massdefekterna hos förälder- och dotterkärnorna måste vara större än massdefekten α− partiklar. Alltså kl α− sönderfall måste masstalen för förälder- och dotterkärnorna skilja sig från varandra med fyra. Om skillnaden i masstal är lika med fyra, då vid , minskar alltid massdefekterna för naturliga isotoper med ökande MEN. Således är ojämlikheten (8.3) inte uppfylld, eftersom massdefekten hos den tyngre kärnan, som borde vara moderkärnan, är mindre än massadefekten hos den lättare kärnan. Därför, när α− kärnklyvning förekommer inte. Detsamma gäller de flesta artificiella isotoper. Undantagen är flera lätta konstgjorda isotoper, för vilka hopp i bindningsenergin, och därmed i massdefekter, är särskilt stora jämfört med närliggande isotoper (till exempel isotopen av beryllium, som sönderfaller till två α− partiklar).

Energi α− partiklar som produceras under sönderfallet av kärnor ligger i ett relativt smalt intervall från 2 till 11 MeV. I detta fall finns det en tendens att halveringstiden minskar med ökande energi α− partiklar. Denna tendens är särskilt manifesterad i successiva radioaktiva transformationer inom samma radioaktiva familj (Geiger-Nattall-lagen). Till exempel energi α− partiklar under sönderfallet av uran (T \u003d 7.1. 10 8 år) är 4,58 mev, med sönderfallet av protactinium (T \u003d 3.4. 10 4 år) - 5.04 Mevy under sönderfallet av polonium (T \u003d 1.83. 10 -3 från)- 7,36mev.

Generellt sett kan kärnor av samma isotop avge α− partiklar med flera strikt definierade energivärden (i föregående exempel anges den högsta energin). Med andra ord, α− partiklar har ett diskret energispektrum. Detta förklaras enligt följande. Den resulterande sönderfallskärnan, enligt kvantmekanikens lagar, kan vara i flera olika tillstånd, i vilka den har en viss energi. Tillståndet med lägsta möjliga energi är stabilt och kallas huvud . Resten av staterna kallas upphetsad . Kärnan kan stanna i dem under en mycket kort tid (10 -8 - 10 -12 sek), och går sedan in i ett tillstånd med lägre energi (inte nödvändigtvis omedelbart in i huvudet) med emission γ− kvant.

Pågående α− Det finns två stadier av förfall: bildningen α− partiklar från nukleoner i kärnan och emission α− kärnpartiklar.

Beta-sönderfall (strålning). Konceptet sönderfall kombinerar tre typer av spontana intranukleära transformationer: elektronisk - sönderfall, positron - sönderfall och elektroninfångning ( E- fånga).

Det finns mycket fler beta-radioaktiva isotoper än alfa-aktiva. De finns i hela området för variation i massan av kärnor (från lätta kärnor till de tyngsta).

Atomkärnors beta-sönderfall beror på svag interaktion elementarpartiklar och, liksom sönderfall, lyder vissa lagar. Under sönderfallet förvandlas en av neutronerna i kärnan till en proton, samtidigt som den avger en elektron och en elektron antineutrino. Denna process sker enligt schemat: . (8,8)

Under sönderfall omvandlas en av protonerna i kärnan till en neutron med emission av en positron och en elektronneutrino:

En fri neutron som inte ingår i kärnan sönderfaller spontant enligt reaktion (8.8) med en halveringstid på cirka 12 minuter Detta är möjligt eftersom neutronens massa a.m.u. större än protonmassan a.m.u. med a.m.u.-värdet, vilket överstiger elektronvilomassan a.m.u. (resten av neutrinon är noll). Nedbrytningen av en fri proton är förbjuden enligt lagen om energibevarande, eftersom summan av vilomassorna för de resulterande partiklarna - neutronen och positronen - är större än protonens massa. En protons sönderfall (8,9) är därför endast möjligt i kärnan, om dotterkärnans massa är mindre än moderkärnans massa med ett värde som överstiger positronens vilomassa (vilomassorna för positron och elektron är lika). Å andra sidan måste ett liknande villkor också vara uppfyllt i fallet med sönderfallet av en neutron som ingår i kärnan.

Utöver processen som sker enligt reaktion (8.9) kan omvandlingen av en proton till en neutron också ske genom att en elektron fångas av en proton med samtidig emission av en elektronneutrino

Precis som process (8.9) sker inte process (8.10) med en fri proton. Men om protonen är inuti kärnan kan den fånga en av atomernas orbitala elektroner, förutsatt att summan av massorna av moderkärnan och elektronen är större än massan av dotterkärnan. Själva möjligheten att möta protoner inuti kärnan med en atoms omloppselektroner beror på det faktum att, enligt kvantmekaniken, sker rörelsen av elektroner i en atom inte längs strikt definierade banor, vilket accepteras i Bohrs skrift. teori, men det finns en viss sannolikhet att träffa en elektron i vilket område som helst i rymden inuti atomen, i synnerhet, och i det område som ockuperas av kärnan.

Omvandlingen av en kärna som orsakas av infångningen av en orbitalelektron kallas E- fånga. Oftast sker infångningen av en elektron som tillhör K-skalet närmast kärnan (K-capture). Infångningen av en elektron som är en del av nästa L-skal (L-infångning) sker ungefär 100 gånger mindre ofta.

Gammastrålning. Gammastrålning är kortvågig elektromagnetisk strålning, som har extremt kort våglängd och som ett resultat uttalade korpuskulära egenskaper, d.v.s. är ett flöde av kvanta med energi ( ν − strålningsfrekvens), momentum och spinn J(i enheter ħ ).

Gammastrålning följer med sönderfallet av kärnor, inträffar under förintelsen av partiklar och antipartiklar, under retardationen av snabbt laddade partiklar i mediet, under sönderfallet av mesoner, är närvarande i kosmisk strålning, i kärnreaktioner, etc. mellanliggande, mindre exciterad stater. Därför kan strålningen från samma radioaktiva isotop innehålla flera typer av kvanta, som skiljer sig från varandra i energivärden. Livslängden för exciterade tillstånd av kärnor ökar vanligtvis kraftigt när deras energi minskar och när skillnaden mellan kärnans spinn i det initiala och slutliga tillståndet ökar.

Emissionen av ett kvantum sker också under den strålande övergången av atomkärnan från ett exciterat tillstånd med energi E i ner i marken eller mindre exciterat tillstånd med energi E k (Ei >Ek). Enligt lagen om energibevarande (upp till kärnans rekylenergi) bestäms kvantenergin av uttrycket: . (8.11)

Under strålning uppfylls också lagarna för bevarande av rörelsemängd och rörelsemängd.

På grund av de diskreta energinivåerna i kärnan har strålningen ett linjespektrum av energi och frekvenser. Faktum är att kärnans energispektrum är uppdelat i diskreta och kontinuerliga regioner. I området för det diskreta spektrumet är avstånden mellan kärnans energinivåer mycket större än energibredden G nivå bestäms av kärnans livslängd i detta tillstånd:

Tiden bestämmer sönderfallshastigheten för en exciterad kärna:

var är antalet kärnor vid den initiala tiden (); antal orörda kärnor åt gången t.

Fråga 29. Lagar för förskjutning. När en partikel sänder ut förlorar kärnan två protoner och två neutroner. Därför, i den resulterande (dotter) kärnan, jämfört med den ursprungliga (förälder) kärnan, är masstalet fyra mindre och serienumret är två mindre.

Under sönderfallet erhålls således ett element, som i det periodiska systemet upptar en plats två celler till vänster jämfört med den ursprungliga: (8.14)

Under sönderfallet förvandlas en av neutronerna i kärnan till en proton med emission av en elektron och en antineutrino (-sönderfall). Som ett resultat av sönderfall förblir antalet nukleoner i kärnan oförändrat. Därför ändras inte masstalet, med andra ord, det sker en omvandling av en isobar till en annan. Dock ändras laddningen av dotterkärnan och dess ordningsnummer. Under -sönderfall, när en neutron förvandlas till en proton, ökar serienumret med en, d.v.s. i det här fallet visas ett element som är förskjutet i det periodiska systemet jämfört med originalet en efter en cell till höger:

Under sönderfall, när en proton förvandlas till en neutron, minskar serienumret med en, och det nyligen erhållna elementet förskjuts i det periodiska systemet med en cell till vänster:

I uttryck (8.14) − (8.16) X- symbol för moderkärnan, Yär symbolen för dotterkärnan, är heliumkärnan; A= 0 och Z= –1, och en positron, för vilken A= 0 och Z=+1.

Naturligtvis bildas radioaktiva kärnor tre radioaktiva familjer kallad uranfamiljen (), familjen torium ()Och familj av actinia (). De fick sina namn för de långlivade isotoper med längsta halveringstider. Alla familjer efter kedjan av α- och β-sönderfall slutar vid stabila kärnor av blyisotoper - , och. Familjen neptunium, utgående från transuranelementet neptunium, erhålls på konstgjord väg och slutar med vismutisotopen.