AZ OROSZ Föderáció OKTATÁSI MINISZTÉRIUMA

BLAGOVESCHENSKY ÁLLAM

PEDAGÓGIAI EGYETEM

Általános Fizikai Tanszék

Kötési energia és tömeghiba

tanfolyami munka

Elkészítette: az FMF 3. éves hallgatója, "E" csoport, aláásta A.N.

Ellenőrizte: egyetemi docens Karatsuba L.P.

Blagovescsenszk 2000
Tartalom

§egy. Tömeghiba – jellemző

atommag, kötési energia ................................................ ............... 3

2. § Tömegspektroszkópiai módszerek

tömegmérés és berendezés .................................................. .............................. 7

§ 3 . Semiempirical formulas for

az atommagok tömegének és az atommagok kötési energiáinak kiszámítása ................................. 12

pont 3.1. Régi félig empirikus képletek................................... 12

pont 3.2. Új félig empirikus képletek

a kagylók hatását figyelembe véve ................................................ ..... tizenhat

Irodalom................................................. .................................................. 24

§egy. A tömeghiba az atommag jellemzője, a kötési energia.

Az izotópok nem egész atomsúlyának problémája sokáig aggasztotta a tudósokat, de a relativitáselmélet, miután kapcsolatot teremtett a test tömege és energiája között ( E=mc 2) adta meg a kulcsot a probléma megoldásához, és az atommag proton-neutron modellje volt az a zár, amelyhez ez a kulcs illeszkedik. A probléma megoldásához szükség lesz bizonyos információkra az elemi részecskék és az atommagok tömegéről (1.1. táblázat).

1.1. táblázat

Egyes részecskék tömege és atomtömege

(A nuklidok tömegének és különbségeinek meghatározása empirikusan történik: tömegspektroszkópiai mérésekkel; különböző magreakciók energiáinak mérésével; β- és α-bomlási energiák mérésével; mikrohullámú mérésekkel, tömegarányok vagy különbségeik megadásával. )

Hasonlítsuk össze egy a-részecske tömegét, azaz! két protonból és két neutronból álló hélium atommag, amelyből áll. Ehhez kivonjuk az a-részecske tömegét a proton megkétszerezett tömegének és a neutron kétszeres tömegének összegéből, és az így kapott értéket hívjuk. tömeghiba

D m=2M p+2M n-M a =0,03037 a.u.m. (1.1)

Atomtömeg mértékegysége

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

A relativitáselmélet által a tömeg és az energia viszonyítási képletével meghatározható az ennek a tömegnek megfelelő energiamennyiség, és ezt joule-ban, vagy még kényelmesebben megaelektronvoltban fejezhetjük ki. 1 MeV=10 6 eV). Az 1 MeV az egymillió voltos potenciálkülönbségen áthaladó elektron által felvett energiának felel meg.

Egy atomtömeg-egységnek megfelelő energia az

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

A hélium atomnak tömeghibája van ( D m = 0,03037 amu) azt jelenti, hogy kialakulása során energia bocsátott ki ( E= D ms 2 = 0,03037 × 931=28 MeV). Ezt az energiát kell alkalmazni a hélium atom magjára, hogy az egyedi részecskékre bontsa le. Ennek megfelelően egy részecske energiája négyszer kisebb. Ez az energia jellemzi a mag erejét és fontos jellemzője. Ezt részecskénkénti vagy nukleononkénti kötési energiának nevezzük. R). A hélium atom magjához p=28/4=7 MeV, más magoknál más értéke van.

Az 1940-es években Aston, Dempster és más tudósok munkájának köszönhetően nagy pontossággal határozták meg a tömeghiba értékeit, és számos izotópra kiszámították a kötési energiákat. Az 1.1. ábrán ezeket az eredményeket egy grafikon formájában mutatjuk be, amelyen az abszcissza mentén az izotópok atomtömege, az ordináta mentén pedig a magban lévő részecske átlagos kötési energiája látható.

Ennek a görbének az elemzése érdekes és fontos, mert belőle, és nagyon világosan látszik, hogy mely nukleáris folyamatok adnak nagy energiahozamot. Lényegében a Nap és a csillagok, az atomerőművek és az atomfegyverek nukleáris energiája a jelen görbe által mutatott arányokban rejlő lehetőségek megvalósítása. Több jellegzetes területe van. A könnyű hidrogén esetében a kötési energia nulla, mert csak egy részecske van a magjában. A hélium esetében a részecskénkénti kötési energia 7 MeV. Így a hidrogénről a héliumra való átmenet jelentős energiaugrással jár. Az átlagos atomtömegű izotópok: vas, nikkel stb. rendelkeznek a legnagyobb részecskekötő energiával az atommagban (8,6 MeV), és ennek megfelelően ezeknek az elemeknek a magjai a legtartósabbak. A nehezebb elemeknél a részecske kötési energiája az atommagban kisebb, ezért a magjuk viszonylag kevésbé erős. Az urán-235 atom magja is ilyen magokhoz tartozik.

Minél nagyobb az atommag tömeghibája, annál nagyobb a keletkezése során kibocsátott energia. Következésképpen a nukleáris átalakulás, amelyben a tömeghiba növekszik, további energiakibocsátással jár. Az 1.1. ábra azt mutatja, hogy két területen teljesülnek ezek a feltételek: az átmenet a legkönnyebb izotópokról a nehezebb izotópokra, mint például a hidrogénről a héliumra, valamint az átmenet a legnehezebb izotópokról, például az uránról az átlagos atommagokba. súly.

Van egy gyakran használt mennyiség is, amely ugyanazt az információt hordozza, mint a tömeghiba - csomagolási tényező (vagy szorzó). A tömítési tényező a mag stabilitását jellemzi, grafikonját az 1.2. ábra mutatja.

Rizs. 1.2. A tömörítési tényező függése a tömegszámtól

2. § Tömegspektroszkópiai mérési módszerek

tömegek és felszerelések.

A nuklidok tömegének dublett módszerrel végzett és a tömegek kiszámításához használt legpontosabb méréseit kettős fókuszálású tömegspektroszkópokon és dinamikus eszközön - szinkronmérőn - végezték.

A Bainbridge-Jordan típusú kettős fókuszú szovjet tömegspektrográfok egyikét M. Ardenne, G. Eger, R. A. Demirkhanov, T. I. Gutkin és V. V. Dorokhov készítette. Minden kettős fókuszú tömegspektroszkóp három fő részből áll: egy ionforrásból, egy elektrosztatikus analizátorból és egy mágneses analizátorból. Az elektrosztatikus analizátor egy energiájú ionnyalábot spektrummá bont, amelyből egy rés kivág egy bizonyos központi részt. A mágneses analizátor a különböző energiájú ionokat egy pontra fókuszálja, mivel a különböző energiájú ionok különböző utakon haladnak egy szektorális mágneses térben.

A tömegspektrumokat a kamerában elhelyezett fényképezőlapokon rögzítik. A műszer skálája szinte pontosan lineáris, és a lemez közepén lévő diszperzió meghatározásakor nincs szükség a korrekciós másodfokú tagú képlet alkalmazására. Az átlagos felbontás körülbelül 70 000.

Egy másik hazai tömegspektrográfot V. Schütze tervezett R. A. Demirkhanov, T. I. Gutkin, O. A. Samadashvili és I. K. Karpenko közreműködésével. ón és antimon nuklidok tömegének mérésére szolgált, melynek eredményeit tömegtáblázatokban használjuk fel. Ez a hangszer másodfokú skálával rendelkezik, és kettős fókuszálást biztosít a teljes tömegskálára. A készülék átlagos felbontása körülbelül 70 000.

A kettős fókuszálású idegen tömegspektroszkópok közül a legpontosabb az új, kettős fókuszálású Nir-Roberts tömegspektrométer, és egy új módszer az ionok detektálására (2.1. ábra). 90 fokos elektrosztatikus analizátorral rendelkezik, görbületi sugarú Re=50,8 cmés egy 60 fokos mágneses analizátor az ionsugár tengelyének görbületi sugarával

Rm = 40,6 cm.

Rizs. 2.1. Nagy, kettős fókuszú Nier–Roberts tömegspektrométer a Minnese-i Egyetemen:

1 – ionforrás; 2 – elektrosztatikus analizátor; 3 – mágneses analizátor; 4 – elektronikus szorzó az aktuális regisztrációhoz; S 1 - bejárati nyílás; S2 – rekesznyílás; S 3 - rés az elektrosztatikus analizátor képsíkjában; S 4 egy rés a mágneses analizátor képsíkjában.

A forrásban keletkező ionokat a potenciálkülönbség felgyorsítja U a =40 négyzetméterés összpontosítson a bejárati résre S1 kb 13 széles µm; azonos nyílásszélességű S4 , amelyre a résképet vetítik S1 . rekesznyílás S2 szélessége körülbelül 200 mikron, rés S3 , amelyre az elektrosztatikus analizátor a rés képét vetíti S1 , szélessége körülbelül 400 µm. A szakadék mögött S3 egy szonda található, amely megkönnyíti a kapcsolatok kiválasztását U a / U d , azaz gyorsuló potenciál U a ionforrás és analizátor potenciálok U d .

A résen S4 egy mágneses analizátor az ionforrás képét vetíti ki. 10 - 12 - 10 - 9 erősségű ionáram a elektronsokszorozóval regisztrálva. Az összes nyílás szélességét beállíthatja és kívülről mozgathatja a vákuum zavarása nélkül, ami megkönnyíti a műszer beállítását.

A lényeges különbség ezen eszköz és a korábbiak között az oszcilloszkóp használata és a tömegspektrum egy részének kibontása, amit Smith használt először szinkronmérőhöz. Ebben az esetben a fűrészfogú feszültségimpulzusokat egyidejűleg használják a nyaláb mozgatására az oszcilloszkóp csőben és az analizátor mágneses mezőjének modulálására. A modulációs mélységet úgy választjuk meg, hogy a tömegspektrum a résnél körülbelül kétszer akkora legyen, mint egy dublettvonal. A tömegcsúcsnak ez a pillanatnyi megjelenése nagyban megkönnyíti a fókuszálást.

Mint ismeretes, ha egy ion tömege M változott Δ M , akkor ahhoz, hogy az ionpálya egy adott elektromágneses térben változatlan maradjon, minden elektromos potenciált át kell változtatni Δ MM egyszer. Így a tömeges dublett egyik könnyű komponenséből való átmenethez M egy másik komponenshez, amelynek tömege Δ M nagy, akkor a kezdeti potenciálkülönbséget kell alkalmazni az analizátorra U d , és az ionforráshoz U a , ennek megfelelően változtassa meg Δ U d és Δ U a szóval azt

(2.1)

Ezért a tömegkülönbség Δ M dublett a potenciálkülönbséggel mérhető Δ U d , szükséges fókuszálni a dublett egyik komponense helyett a másikra.

A potenciálkülönbséget az ábrán látható áramkör szerint alkalmazzuk és mérjük. 2.2. Minden ellenállás, kivéve R*, manganin, referencia, termosztátba zárva. R=R" =3 371 630 ± 65 ohm. Δ R 0 és 100 000 között változhat ó, szóval hozzáállás Δ R/R 1/50000-en belül ismert. Ellenállás ∆ Rúgy van kiválasztva, hogy amikor a relé érintkezik DE , a repedésen S4 , kiderül, hogy a dupla egyik sora fókuszált, és amikor a relé az érintkezőn van NÁL NÉL - egy másik dupla vonal. A relé gyors működésű, minden sweep ciklus után kapcsol az oszcilloszkópban, így mindkét sweep egyszerre látható a képernyőn. dublett vonalak. Lehetséges változás Δ U d , a fokozott ellenállás okozza Δ R , egyeztetettnek tekinthető, ha mindkét keresés egyezik. Ebben az esetben egy másik hasonló, szinkronizált relével ellátott áramkörnek változást kell biztosítania a gyorsító feszültségben U a a Δ U a szóval azt

(2.2)

Ekkor a dublett tömegkülönbsége Δ M diszperziós képlettel határozható meg

A sweep frekvencia általában elég nagy (például 30 mp -1), ezért a feszültségforrás zaját minimálisra kell csökkenteni, de nincs szükség hosszú távú stabilitásra. Ilyen körülmények között az akkumulátorok jelentik az ideális forrást.

A szinkronmérő felbontóképességét a viszonylag nagy ionáram igénye korlátozza, mivel a sweep frekvencia nagy. Ebben a készülékben legmagasabb érték feloldóképesség - 75000, de általában kevesebb; a legkisebb érték 30000. Egy ilyen felbontóképesség szinte minden esetben lehetővé teszi a főionok elkülönítését a szennyezőionoktól.

A mérések során feltételeztük, hogy a hiba egy statisztikai hibából és az ellenállás-kalibrálás pontatlanságából adódó hibából áll.

A spektrométer működésének megkezdése előtt és a különböző tömegkülönbségek meghatározásakor kontroll mérések sorozatát végeztük. Így a műszer működésének bizonyos időközönként kontroll-dubletteket mértek. O2- Sés C 2 H 4 - ÍGY, melynek eredményeként kiderült, hogy több hónapja nem történt változás.

A skála linearitásának ellenőrzésére ugyanazt a tömegkülönbséget határoztuk meg különböző tömegszámoknál, például dublettek segítségével. CH 4 - O , C 2 H 4 - COés ½ (C3H8-CO2). Ezen ellenőrző mérések eredményeként olyan értékeket kaptunk, amelyek csak a hibahatáron belül térnek el egymástól. Ezt az ellenőrzést négy tömegkülönbség tekintetében végezték el, és az egyetértés nagyon jó volt.

A mérési eredmények helyességét a hármasikrek három tömegkülönbségének mérése is igazolta. A hármasban lévő három tömegkülönbség algebrai összegének nullával kell egyenlőnek lennie. Az ilyen mérések eredményei három különböző tömegszámú hármasra, azaz in Különböző részek a mérlegeket kielégítőnek találták.

A diszperziós képlet (2.3) helyességének ellenőrzésére az utolsó és nagyon fontos ellenőrző mérés a hidrogénatom tömegének mérése volt nagy tömegszámoknál. Ezt a mérést egyszer végezték el DE =87, mint a dublett tömegei közötti különbség C4H8O 2 – C 4 H 7 O2. Eredmények: 1,00816±2 a. eszik. 1/50000-ig terjedő hibával összhangban vannak a mért tömeggel H, egyenlő 1,0081442±2 a. eszik., az ellenállásmérés hibáján belül Δ R és a skála ezen részének ellenálláskalibrációs hibái.

Mind az öt ellenőrző mérési sorozat azt mutatta, hogy a diszperziós képlet megfelelő ehhez a műszerhez, és a mérési eredmények meglehetősen megbízhatóak. A táblázatok összeállításához az ezen a műszeren végzett mérések adatait használtuk fel.

§ 3 . Félig empirikus képletek az atommagok tömegének és az atommagok kötési energiáinak kiszámításához .

pont 3.1. Régi félig empirikus képletek.

Az atommag szerkezetének és megjelenésének elméletének fejlődésével különféle modellek atommagok, kísérletek merültek fel az atommagok tömegének és az atommagok kötési energiáinak kiszámítására szolgáló képletek létrehozására. Ezek a képletek az atommag szerkezetére vonatkozó meglévő elméleti elképzeléseken alapulnak, de az együtthatókat az atommagok talált kísérleti tömegeiből számítják ki. Az ilyen, részben elméleten alapuló, részben kísérleti adatokból származó képleteket ún félig empirikus képletek .

A félig tapasztalati tömegképlet a következő:

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

ahol M(Z,N) a nuklid tömege Z protonok és N – neutronok; m H a nuklid tömege H 1 ; m n a neutron tömege; E B (Z, N) az atommag kötési energiája.

Ezt a képletet az atommag statisztikai és cseppmodelljei alapján Weizsäcker javasolta. Weizsäcker felsorolta a tömeges változás tapasztalatokból ismert törvényeit:

1. A legkönnyebb magok kötési energiája nagyon gyorsan nő a tömegszámmal.

2. Kötési energiák E B az összes közepes és nehéz mag körülbelül lineárisan növekszik a tömegszámmal DE .

3. E B /DE a könnyű magok ig növekednek DE ≈60.

4. Átlagos kötési energiák nukleononként E B /DE nehezebb magok után DE ≈60 lassan csökken.

5. A páros számú protonnal és páros számú neutronnal rendelkező atommagok kötési energiája valamivel nagyobb, mint a páratlan számú nukleonnal rendelkező atommagok.

6. A kötési energia maximumra hajlik abban az esetben, ha az atommagban a protonok és a neutronok száma egyenlő.

Weizsacker ezeket a törvényszerűségeket vette figyelembe, amikor megalkotta a kötési energia félig empirikus képletét. Bethe és Becher némileg leegyszerűsítette ezt a képletet:

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

és gyakran nevezik Bethe-Weizsacker képletnek. Első tag E 0 az energia nukleonok számával arányos része; E én a kötési energia izotóp vagy izobár tagja, amely megmutatja, hogyan változik az atommagok energiája, ha eltérnek a legstabilabb magok vonalától; E S a nukleon folyadékcsepp felületi vagy szabad energiája; E C az atommag Coulomb-energiája; E R - gőz erő.

Az első kifejezés az

E 0 \u003d αA . (3.1.3)

Izotóp kifejezés E én a különbség függvény N–Z . Mert a protonok elektromos töltésének befolyását a kifejezés biztosítja E Val vel , E én csak nukleáris erők következménye. A nukleáris erők töltésfüggetlensége, ami különösen a könnyű atommagokban érződik, oda vezet, hogy az atommagok a legstabilabbak N=Z . Mivel a magok stabilitásának csökkenése nem függ az előjeltől N–Z , függőség E én tól től N–Z legalább négyzetesnek kell lennie. A statisztikai elmélet a következő kifejezést adja:

E én = –β( N–Z ) 2 DE –1 . (3.1.4)

Egy csepp felületi energiája felületi feszültségi együtthatóval σ egyenlő

E S =4π r 2 σ. (3.1.5)

A Coulomb-tag egy töltéssel a teljes térfogatban egyenletesen töltött golyó potenciális energiája Ze :

(3.1.6)

A magsugár behelyettesítése a (3.1.5) és (3.1.6) egyenletekre r=r 0 A 1/3 , kapunk

(3 .1.7 )

(3.1.8)

és (3.1.7) és (3.1.8) behelyettesítésével (3.1.2) kapjuk

. (3.1.9)

Az α, β és γ állandókat úgy választjuk meg, hogy a (3.1.9) képlet a legjobban kielégítse a kísérleti adatokból számított kötési energiák összes értékét.

Az ötödik tag, amely a pár energiáját jelenti, a nukleonok számának paritásától függ:

(3 .1.11 )

DE

Sajnos ez a képlet meglehetősen elavult: a tömegek valós értékétől való eltérés elérheti a 20 MeV-ot is, átlagos értéke pedig körülbelül 10 MeV.

Számos későbbi cikkben kezdetben csak az együtthatókat finomították, vagy néhány nem túl fontos kiegészítő kifejezést vezettek be. Metropolis és Reitwiesner tovább finomította a Bethe–Weizsäcker képletet:

M(A, Z) = 1,01464A + 0,014A 2/3 + +0,041905 + π0,036A -3/4

(3.1.12)

Páros nuklidok esetén π = –1; páratlannal rendelkező nuklidok esetén DE pi = 0; páratlan nuklidok esetén π = +1.

A Wapstra azt javasolta, hogy vegyék figyelembe a héjak hatását az alábbi kifejezés használatával:

(3.1.13)

ahol A i , Z i és Wi empirikus állandók, amelyeket az egyes héjak kísérleti adatai szerint választanak ki.

Green és Edwards a következő kifejezést vezette be a tömegképletbe, amely a kagylók hatását jellemzi:

(3.1.14)

ahol α én , α j és K ij - tapasztalatból nyert állandók; és - átlagos értékek N és Z a kitöltött héjak közötti adott intervallumban.

pont 3.2. Új fél-empirikus képletek, amelyek figyelembe veszik a héjak hatását

Cameron a Bethe-Weizsäcker formulából indult ki, és megtartotta a (3.1.9) formula első két tagját. Felületi energia kifejezés E S (3.1.7) módosult.

Rizs. 3.2.1. A maganyag sűrűség-eloszlása ρ Cameron szerint az atommag középpontjának távolságától függően. DE -átlagos magsugár; Z - a mag felszíni rétegének vastagságának fele.

Ha figyelembe vesszük az elektronok atommagokon való szóródását, arra a következtetésre juthatunk, hogy a nukleáris anyag sűrűségének eloszlása ​​az atommagban ρ n trapéz alakú (16. ábra). Az átlagos magsugárhoz t vehetjük a távolságot a középponttól addig a pontig, ahol a sűrűség felére csökken (lásd 3.2.1. ábra). Hofstadter kísérleteinek feldolgozása eredményeként. Cameron a következő képletet javasolta az atommagok átlagos sugarára:

Úgy véli, hogy az atommag felületi energiája arányos az átlagos sugár négyzetével r2 , és bevezeti a Finberg által javasolt korrekciót, amely figyelembe veszi a mag szimmetriáját. Cameron szerint a felületi energia a következőképpen fejezhető ki:

Kívül. Cameron bevezette az ötödik Coulomb-cseretagot, amely a protonok magbeli mozgásának összefüggését és a protonok közeledésének alacsony valószínűségét jellemzi. tőzsdetag

Így a tömegtöbblet Cameron szerint a következőképpen lesz kifejezve:

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

+ E S + E C + E α = P (Z, N). ( 3 .2.5)

A kísérleti értékek behelyettesítése M-A a legkisebb négyzetek módszerével az empirikus együtthatók következő legmegbízhatóbb értékeit kaptuk (in Mev):

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

Ezeket az együtthatókat használták a tömegek kiszámításához. A számított és a kísérleti tömegek közötti eltéréseket az 1-1. 3.2.2. Mint látható, bizonyos esetekben az eltérések elérik a 8-at Mev. Különösen nagyok a zárt héjú nuklidokban.

Cameron további kifejezéseket vezetett be: egy olyan kifejezést, amely figyelembe veszi a nukleáris héjak hatását S(Z,N), és tagja P(Z,N) , jellemezve a pár energiáját és figyelembe véve a paritástól függő tömegváltozást N és Z :

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

Rizs. 3.2.2. A Cameron alapképlet (3.2.5) alapján számított tömegértékek és az azonos tömegek kísérleti értékei közötti különbségek a tömegszámtól függően DE .

Ugyanakkor, mivel Az elmélet nem tud olyan kifejezéseket kínálni, amelyek a tömegek görcsös változásait tükröznék, egyetlen kifejezésben egyesítette őket

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

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

Ez ésszerű javaslat, hiszen a kísérleti adatok azt igazolják, hogy a protonhéjak a neutronoktól függetlenül töltődnek fel, és a proton-neutronpár energiái az első közelítésben függetlennek tekinthetők.

A Wapstra és a Huizeng tömegtáblázatai alapján Cameron korrekciós táblázatokat állított össze T(Z ) és T(N) a paritásról és a héjak kitöltéséről.

G. F. Dranitsyna Bano, R. A. Demirkhanov tömegének új mérései és számos új β- és α-bomlás mérése segítségével finomította a korrekciók értékeit. T(Z) és T(N) a ritkaföldfémek területén Ba-tól Pb-ig. Új táblázatokat készített a felesleges tömegekről (M-A), a korrigált Cameron-képlettel számítva ebben a régióban. A táblázatok a nuklidok β-bomlásának újonnan számított energiáit is mutatják ugyanabban a régióban (56≤ Z ≤82).

Régi fél-empirikus képletek, amelyek a teljes tartományt lefedik DE , túl pontatlannak bizonyul, és nagyon nagy eltéréseket ad a mért tömegektől (10-es nagyságrendű Mev). Cameron több mint 300 módosítást tartalmazó táblázatok létrehozása 1-re csökkentette az eltérést mev, de az eltérések még így is százszor nagyobbak, mint a tömegek és azok különbségeinek mérési hibái. Aztán felmerült az ötlet, hogy a nuklidok teljes területét részterületekre ossza fel, és mindegyikre alkossanak korlátozott alkalmazású fél-empirikus képleteket. Ezt az utat választotta Levy, aki egy mindenki számára alkalmas univerzális együtthatójú képlet helyett DE és Z , képletet javasolt a nuklidszekvencia egyes szakaszaihoz.

Az izobár nuklidok kötési energiájának Z-től való parabolikus függése megköveteli, hogy a képlet a második hatványig tartalmazzon kifejezéseket. Tehát Levy ezt a funkciót javasolta:

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)

ahol α 0 , α 1 , α 2 , α 3 , α 4 , α 5 a kísérleti adatokból talált numerikus együtthatók bizonyos intervallumokra, és δ olyan kifejezés, amely figyelembe veszi a nukleonok párosítását és a paritástól függ N és Z .

Az összes nuklid tömeget kilenc alrégióra osztották, amelyeket nukleáris héjak és részhéjak határoltak, és a (3.2.9) képlet összes együtthatójának értékét az egyes alrégiók kísérleti adataiból számították ki. A talált együtthatók értékei ta és a tag δ táblázatban adjuk meg a paritás által meghatározott . 3.2.1. és 3.2.2. A táblázatokból látható, hogy nem csak a 28, 50, 82 és 126 protonból vagy neutronból álló héjakat vették figyelembe, hanem a 40, 64 és 140 protonból vagy neutronból álló részhéjakat is.

3.2.1. táblázat

Az α együtthatók a Levy-képletben (3.2.9), ma. eszik(16 O = 16)

Z	N	α 0	α 1	α2	α 3	α4	α5

3.2.2. táblázat

A δ kifejezés a Lévy-képletben (3.2.9), paritással definiálva, ma. eszik. ( 16 O \u003d 16)

Z	N	δ at
		még Z sőt még N	páratlan Zés páratlan N	páratlan Z sőt még N	még Z és páratlan N

A Levy-képletet használva ezekkel az együtthatókkal (lásd a 3.2.1 és 3.2.2 táblázatokat) Riddell egy elektronikus számológépen kiszámította a körülbelül 4000 nuklid tömegének táblázatát. 340 kísérleti tömegérték összehasonlítása a (3.2.9) képlettel számítottakkal jó egyezést mutatott: az esetek 75%-ában az eltérés nem haladja meg a ±0,5 értéket. ma. eszik., az esetek 86% -ában - nem több ± 1,0ma.e.m.és az esetek 95%-ában nem haladja meg a ±1,5-öt ma. eszik. A β-bomlás energiája esetében még jobb az egyezés. Ugyanakkor Levynek csak 81 együtthatója és állandó tagja van, míg Cameronnak több mint 300-a van.

Javítási feltételek T(Z) és T(N ) a Levy-képletben a héjak közötti külön szakaszokban a másodfokú függvényre cseréljük Z vagy N . Ez nem meglepő, hiszen a funkcióburkolók között T(Z)és T(N) sima függvények Zés Nés nincsenek olyan jellemzőik, amelyek nem teszik lehetővé, hogy ezeken a szakaszokon másodfokú polinomokkal ábrázolják őket.

Zeldes a nukleáris héjak elméletét veszi figyelembe, és egy új s kvantumszámot alkalmaz - az ún. szolgálati idő (senioritás) a Rák által bevezetett. Kvantumszám " szolgálati idő " nem pontos kvantumszám; egybeesik a magban lévő párosítatlan nukleonok számával, vagy egyébként egyenlő a magban lévő összes nukleon számával mínusz a nulla impulzusú páros nukleonok számával. Alapállapotban minden páros magban s=0; magokban páratlan A s=1és páratlan magokban s= 2 . A kvantumszám használata " szolgálati idő ” Zeldes kimutatta, hogy a (3.2.9)-hez hasonló képlet összhangban van az elméleti elvárásokkal. A Levy-képlet összes együtthatóját Zeldes a kernel különféle elméleti paramétereivel fejezte ki. Így bár Levy képlete tisztán empirikusnak tűnt, Zeldes kutatásának eredményei azt mutatták, hogy az összes korábbihoz hasonlóan félig empirikusnak tekinthető.

A Levy-képlet láthatóan a legjobb a létezők közül, de van egy jelentős hátránya: rosszul alkalmazható az együtthatók tartományának határán. Ez körülbelül Z és N , 28, 40, 50, 64, 82, 126 és 140 értékekkel egyenlő, a Levy-képlet adja a legnagyobb eltéréseket, különösen, ha ebből számítjuk ki a β-bomlás energiáit. Ezenkívül a Levy-képlet együtthatóit számítás nélkül számítják ki legújabb értékek tömegek, és úgy tűnik, meg kell határozni. B. S. Dzselepov és G. F. Dranicyna szerint ennek a számításnak csökkentenie kell a különböző együtthatókészletekkel rendelkező aldomainek számát α és δ , alhéjak elvetése Z =64 és N =140.

Cameron képlete sok állandót tartalmaz. A Becker-képlet is ugyanilyen hiányosságtól szenved. A Becker-képlet első változatában abból a tényből kiindulva, hogy a nukleáris erők rövid hatótávolságúak és telítettségi tulajdonságuk van, azt feltételezték, hogy az atommagot külső nukleonokra és belső rész töltött héjakat tartalmazó. Elfogadták, hogy a külső nukleonok nem lépnek kölcsönhatásba egymással, eltekintve a párok kialakulása során felszabaduló energiától. Ebből az egyszerű modellből következik, hogy az azonos paritású nukleonoknak a maghoz való kötődés miatt van kötési energiájuk, ami csak a neutrontöbblettől függ. I=N -Z . Így a kötési energiára a képlet első változatát javasoljuk

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

ahol R" - paritásfüggő párosítási kifejezés N és Z ; S" - héj hatás korrekciója; R" - kis maradék.

Ebben a képletben lényeges feltételezni, hogy az egy nukleonra jutó kötési energia egyenlő b" , csak a neutrontöbblettől függ én . Ez azt jelenti, hogy az energia keresztmetszete a vonalak mentén felszínre kerül I=N- Z , a leghosszabb, 30-60 nuklidot tartalmazó szakaszok lejtése azonos legyen, pl. egyenesnek kell lennie. A kísérleti adatok meglehetősen jól megerősítik ezt a feltételezést. Ezt követően Beckerék még egy kifejezéssel kiegészítették ezt a képletet :

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

Az ezzel a képlettel kapott értékeket a Wapstra és Huizeng tömegek kísérleti értékeivel összehasonlítva, és a legkisebb négyzetek módszerével kiegyenlítve, Beckerék együtthatóértékek sorozatát kapták. bés a 2≤-ért én ≤58 és 6≤ A ≤258, azaz több mint 400 digitális állandó. Tagoknak R , paritás N és Z , átvették néhány empirikus értékkészletet is.

Az állandók számának csökkentésére olyan képleteket javasoltak, amelyekben az együtthatók a, b és val vel -től származó függvényekként jelennek meg én és DE . Ezeknek a függvényeknek a formája azonban nagyon bonyolult, például a függvény b( ÉN) egy ötödfokú polinom in én és ezen kívül két szinuszos kifejezést tartalmaz.

Így ez a képlet semmivel sem egyszerűbb Cameron képleténél. Bekers szerint olyan értékeket ad, amelyek a könnyű nuklidok mért tömegétől legfeljebb ±400-al térnek el. kev,és nehéznek A >180) legfeljebb ±200 kev. A héjakban bizonyos esetekben az eltérés elérheti a ± 1000-et kev. Beckerék munkájának hátránya az ezekkel a képletekkel számított tömegtáblázatok hiánya.

Összegezve, összefoglalva meg kell jegyezni, hogy van egy nagyon nagy szám különböző minőségű félempirikus képletek. Annak ellenére, hogy ezek közül az első, a Bethe-Weizsacker képlet elavultnak tűnik, továbbra is úgy tűnik, összetevő szinte az összes legújabb képletben, kivéve a Levi-Zeldes típusú képleteket. Az új képletek meglehetősen bonyolultak, és a tömegek kiszámítása belőlük meglehetősen fáradságos.

Irodalom

1. Zavelsky F.S. A világok, atomok és elemi részecskék mérlegelése.–M.: Atomizdat, 1970.

2. G. Fraunfelder, E. Henley, Szubatomi fizika.–M.: Mir, 1979.

3. Kravcov V.A. Az atomok tömege és az atommagok kötési energiája.–M.: Atomizdat, 1974.

Az atomsúlyok fizikai skáláján egy oxigénizotóp atomtömege pontosan 16 0000.

5. rész. Tömeghiba-kötési energia-nukleáris erők.

5.1. A ma létező nukleonmodell szerint az atommag protonokból és neutronokból áll, amelyeket nukleáris erők tartanak az atommag belsejében.

Idézet: "Az atommag sűrűn csomagolt nukleonokból áll - pozitív töltésű protonokból és semleges neutronokból, amelyeket erős és rövid hatótávolságúak kapcsolnak össze nukleáris erők kölcsönös vonzás... (Atommag. Wikipédia. Atommag. TSB).
Figyelembe véve azonban a 3. részben felvázolt, a neutronban előforduló tömeghiba megjelenésének alapelveit, a nukleáris erőkre vonatkozó információk némi pontosítást igényelnek.

5.2. A neutron és a proton héja „kialakításukban” szinte azonos. Hullámszerkezettel rendelkeznek és tömörített elektromágneses hullámot képviselnek, amelyben a mágneses mező energiája teljesen vagy részben átalakul elektromos energiává ( + /-) mezők. Ismeretlen okokból azonban ennek a két különböző részecske héja azonos tömegű - 931,57 MeV. Azaz: a proton héja "kalibrálva" és a proton klasszikus béta átrendeződése esetén héjának tömegeteljesen és teljesen "örökölte" a neutron (és fordítva).

5.3. A csillagok belsejében azonban a protonok neutronokká történő béta átrendeződése során a protonhéj saját anyagát használják fel, aminek következtében kezdetben minden kialakult neutron tömeghibás. Ebben a tekintetben minden lehetőségnél egy "hibás" neutron hajlamos bármilyen módon helyreállni referencia héjának tömegét és "teljes értékű" részecskévé alakul. És a neutronnak ez a vágya, hogy helyreállítsa a paramétereit (kompenzálja a hiányt), teljesen érthető, indokolt és "jogos". Ezért a legkisebb adandó alkalommal egy „hibás” neutron egyszerűen „ragad” (ragad, tapad stb.) a legközelebbi proton héjához.

5.4. Ezért: a kötelező energia és a nukleáris erők eredendően vannak egyenértékűek az erővel, amellyel a neutron héjának hiányzó részét igyekszik "elvenni" a protontól. Ennek a jelenségnek a mechanizmusa még mindig nem teljesen tisztázott, és nem mutatható be jelen munka keretében. Feltételezhető azonban, hogy a "hibás" héjú neutron részben összefonódik a proton sértetlen (és erősebb) héjával.

5.5.És így:

a) neutrontömeg-hiba - ezek nem elvont dolgok, nem ismert, hogyan és hol jelentek meg nukleáris erők . A neutrontömeghiba a neutronanyag nagyon is valós hiánya, amelynek jelenléte (az energiaegyenértéken keresztül) biztosítja a nukleáris erők és a kötőenergia megjelenését;

b) a kötőenergia és a nukleáris erők különböző nevei ugyanannak a jelenségnek - a neutrontömeg-hibának. Azaz:
tömeghiba (a.m.u.* E 1 ) = kötési energia (MeV) = nukleáris erők (MeV), ahol E 1 az atomtömeg-egység energiaegyenértéke.

6. rész: Páros kötések a nukleonok között.

6.1. Idézet: „Elfogadott, hogy az atomerők erős kölcsönhatás megnyilvánulásai, és a következő tulajdonságokkal rendelkeznek:

a) a nukleáris erők bármely két nukleon között hatnak: proton és proton, neutron és neutron, proton és neutron között;

b) a protonok magvonzási ereje az atommagban körülbelül 100-szor nagyobb, mint a protonok elektromos taszítása. A nukleáris erőknél erősebb erőket nem figyelnek meg a természetben;

c) a nukleáris vonzó erők rövid hatótávolságúak: hatássugaruk körülbelül 10 - 15 m". (I.V. Jakovlev. A mag kötési energiája).

Figyelembe véve azonban a tömeghiba neutronban való megjelenésének kifejtett alapelveit, azonnal kifogások merülnek fel az a) ponttal kapcsolatban, amely részletesebb megfontolást igényel.

6.2. A deuteron (és más elemek magjainak) képződésénél csak a neutron tömeghibáját használják fel. Az ezekben a reakciókban részt vevő protonok tömeghibája nem alakult ki. Kívül - a protonoknak egyáltalán nem lehet tömeghibájuk, Amennyiben:

Először is: képződésére nincs "technológiai" igény, hiszen egy deuteron és más atommagok kialakulásához kémiai elemek a tömeghiba csak a neutronokra elegendő;

Másodszor: a proton erősebb részecske, mint a bázisán "született" neutron. Ezért még akkor is, ha egy "hibás" neutronnal egyesül, a proton soha és semmilyen körülmények között nem fogja átadni helyét a neutronnak az anyagából "egy grammot sem". Ezen a két jelenségen – a proton „intransigenciáján” és a neutron tömeghibájának jelenlétén – alapul a kötőenergia és a nukleáris erők létezése.

6.3. A fentiekkel kapcsolatban a következő egyszerű következtetések adódnak:

a) nukleáris erők lehet törvény csak egy proton és egy „hibás” neutron között, mivel eltérő töltéseloszlású és eltérő erősségű héjaik vannak (a proton héja erősebb);

b) nukleáris erők nem tud proton-proton között működik, mivel a protonoknak nem lehet tömeghibájuk. Ezért a diproton kialakulása és létezése kizárt. Megerősítés - a diprotont kísérletileg még nem észlelték (és soha nem is fogják kimutatni). Továbbá, ha lenne (hipotetikusan) összefüggés proton-proton, akkor jogossá válik egy egyszerű kérdés: akkor miért van szüksége a Természetnek neutronra? A válasz egyértelmű - ebben az esetben a neutronra egyáltalán nincs szükség összetett atommagok felépítéséhez;

c) nukleáris erők nem tud neutron-neutron között hatnak, mivel a neutronok héjaik erősségüket és töltéseloszlásukat tekintve azonos típusúak. Ezért a dineutron kialakulása és létezése kizárt. Megerősítés – a dineutront kísérletileg még nem észlelték (és soha nem is fogják kimutatni). Továbbá, ha lenne (hipotetikusan) összefüggés neutron-neutron, akkor a két neutron közül az egyik (az "erősebb") szinte azonnal helyreállítaná héjának integritását a második (a "gyengébb") héjának rovására.

6.4. És így:

a) a protonoknak töltésük van, és ennek következtében Coulomb-féle taszító erejük van. Így a neutron egyetlen célja az a képessége (képessége), hogy tömeghibát hozzon létreés kötőenergiájával (nukleáris erőkkel) töltésű protonokat "ragaszt", és velük együtt kémiai elemek atommagját képezi;

b) kötőenergia hathat csak proton és neutron között, és nem tud proton-proton és neutron-neutron között hat;

c) a protonban tömeghiba jelenléte, valamint diproton és dineutron kialakulása és létezése kizárt.

7. rész "Meson áramlatok".

7.1. Idézet: „A nukleonok megkötését rendkívül rövid élettartamú erők hajtják végre, amelyek a pi-mezonoknak nevezett részecskék folyamatos cseréje következtében jönnek létre... A nukleonok kölcsönhatása egy mezon többszöri kibocsátására redukálódik. A nukleonok abszorpciója és egy másik általi abszorpciója ... A kicserélő mezonáramok legszembetűnőbb megnyilvánulását a deuteronok nagy energiájú elektronok és g-kvantumok általi hasadási reakcióiban találtuk (Atommag. Wikipédia, TSB stb.).

Az a vélemény, hogy a nukleáris erők „... a pi-mezonoknak nevezett részecskék folyamatos cseréjének eredményeként keletkeznek...” pontosítást igényel a következő okok miatt:

7.2. Mezonáramok megjelenése a deuteron (vagy más részecskék) pusztulása során Semmilyen körülmények között nem tekinthető megbízható ténynek e részecskék (mezonok) állandó jelenléte a valóságban, mert:

a) a pusztulás folyamatában a stabil részecskék bármilyen eszközzel megpróbálják megőrizni (újrateremteni, „megjavítani” stb.) szerkezetüket. Ezért végső felbomlásuk előtt számosan alakulnak ki hasonló önmagukhoz köztes szerkezet töredékei kvarkok különféle kombinációival - müonok, mezonok, hiperonok stb. stb.

b) ezek a töredékek pusztán szimbolikus élettartamú köztes bomlástermékek („ideiglenes lakosok”), ezért nem lehet figyelembe venni stabilabb képződmények (a periódusos rendszer elemei és az őket alkotó protonok és neutronok) állandó és ténylegesen létező szerkezeti alkotóelemeiként.

7.3. Ezenkívül: a mezonok körülbelül 140 MeV tömegű összetett részecskék, amelyek kvarkokból-antikvarkokból állnak u-dés kagylók. És az ilyen részecskék megjelenése a deuteron "belül" egyszerűen lehetetlen a következő okok miatt:

a) egyetlen mínusz mezon vagy plusz mezon megjelenése a töltésmegőrzési törvény 100%-os megsértését jelenti;

b) a mezonkvarkok kialakulása több köztes elektron-pozitron pár megjelenésével, ill. visszavonhatatlan energia (anyag) kidobása neutrínó formájában. Ezek a veszteségek, valamint a protonanyag költsége (140 MeV) legalább egy mezon kialakulásához 100%-ban megsérti a protonkalibrációt (a proton tömege 938,27 MeV, nem több és nem kevesebb) .

7.4. És így:

a ) két részecske - egy proton és egy neutron, amelyek deuteront alkotnak - összetartanak csak kötési energia, melynek alapja a neutronhéj anyaghiánya (tömeghiba);

b) nukleonok kötése a " több cselekmény»pi-mezonok (vagy más "ideiglenes" részecskék) cseréje - kizárva, mivel ez 100%-ban megsérti a proton megmaradásának és integritásának törvényeit.

8. rész. Napneutrínók.

8.1. Jelenleg a szoláris neutrínók számának kiszámításakor a p + p = D + e képlet szerint + + v e+ 0,42 MeV, feltételezzük, hogy energiájuk a 0 és 0,42 MeV közötti tartományba esik. Ez azonban nem veszi figyelembe a következő árnyalatokat:

8.1.1. Ban ben-első. Ahogy a 4.3. bekezdésben említettük, az energiaértékek (+0,68 MeV) és (-0,26 MeV) nem összegezhetők, mivel ez abszolút különböző típusok a folyamat különböző szakaszaiban (különböző időintervallumokban) felszabaduló/fogyasztott energia (fajták). Az energia (0,68 MeV) a deuteron képződésének kezdeti szakaszában szabadul fel, és tetszőleges arányban azonnal eloszlik a pozitron és a neutrínó között. Ezért a napneutrínó energiájának számított értékei a tartományban vannak 0-0,68 MeV.

8.1.2. Ban ben-második. A Nap belsejében az anyag szörnyű nyomás hatása alatt áll, amelyet a protonok taszítására szolgáló Coulomb-erők kompenzálnak. Az egyik proton béta átrendeződése során a Coulomb-mezeje (+1) eltűnik, de a helyén azonnal megjelenik nemcsak egy elektromosan semleges neutron, hanem egy új részecske is - pozitron pontosan ugyanazzal a Coulomb-mezővel (+1). Az "újszülött" neutron köteles kidobni a "felesleges" pozitront és neutrínót, de minden oldalról körülveszik (szorítják) más protonok Coulomb (+1) mezői. És egy új részecske (pozitron) megjelenése pontosan ugyanazzal a mezővel (+1) nem valószínű, hogy "örömmel üdvözöljük". Ezért ahhoz, hogy egy pozitron elhagyja a reakciózónát (neutron), le kell győzni az „idegen” Coulomb-mezők ellenellenállását. Ehhez a pozitronnak kell ( kell) jelentős készlettel rendelkeznek kinetikus energiaés ezért a reakció során felszabaduló energia nagy része a pozitronba kerül.

8.2. És így:

a) a pozitron és a neutrínó közötti béta-átrendeződés során felszabaduló energia eloszlása ​​nemcsak a kvark belsejében kialakuló elektron-pozitron pár térbeli elrendeződésétől és a kvarkok protonon belüli elrendezésétől függ, hanem a kvark jelenlététől is. külső erők, amelyek ellensúlyozzák a pozitron kilépését;

b) a külső Coulomb-mezők leküzdésére a béta átstrukturálás során felszabaduló energia legnagyobb része (0,68 MeV-ból) a pozitronba kerül. Ebben az esetben a neutrínók túlnyomó többségének átlagos energiája többszöröse (vagy akár több tízszerese) lesz a pozitron átlagos energiájának;

c) jelenleg a napneutrínók számának számítási alapjául elfogadott, 0,42 MeV-os energiaértékük nem felel meg a valóságnak.

Az atommag összetétele

Atommag fizika- az atommagok szerkezetének, tulajdonságainak és átalakulásának tudománya. 1911-ben E. Rutherford az anyagon áthaladó a-részecskék szóródásával kapcsolatos kísérletei során megállapította, hogy a semleges atom egy kompakt pozitív töltésű atommagból és egy negatív elektronfelhőből áll. W. Heisenberg és D.D. Ivanenko (függetlenül) azt feltételezte, hogy az atommag protonokból és neutronokból áll.

atommag- az atom központi masszív része, amely protonokból és neutronokból áll, és amely az általános nevet kapta nukleonok. Az atom szinte teljes tömege az atommagban koncentrálódik (több mint 99,95%). A magok mérete 10 -13 - 10 -12 cm nagyságrendű, és a magban lévő nukleonok számától függ. A nukleáris anyag sűrűsége mind a könnyű, mind a nehéz atommagok esetében közel azonos és körülbelül 10 17 kg/m 3, i.e. 1 cm 3 nukleáris anyag tömege 100 millió tonna lenne.Az atommagok pozitív elektromos töltése megegyezik az atomban lévő elektronok teljes töltésének abszolút értékével.

Proton (p szimbólum) - elemi részecske, a hidrogénatom magja. A proton pozitív töltése egyenlő az elektron töltésével. Proton tömege m p = 1,6726 10 -27 kg = 1836 m e , ahol m e az elektron tömege.

A magfizikában a tömegeket atomtömeg-egységekben szokás kifejezni:

1 amu = 1,65976 10 -27 kg.

Ezért a proton tömege a.m.u.-ban kifejezve a

mp = 1,0075957 amu

Az atommagban lévő protonok számát ún díjszám Z. Egyenlő egy adott elem rendszámával, és ezért meghatározza az elem helyét Mengyelejev elemeinek periodikus rendszerében.

Neutron (n szimbólum) - elektromos töltéssel nem rendelkező elemi részecske, amelynek tömege valamivel nagyobb, mint a proton tömege.

Neutron tömege m n \u003d 1,675 10 -27 kg \u003d 1,008982 a.m.u. Az atommagban lévő neutronok számát N-vel jelöljük.

Az atommagban lévő protonok és neutronok teljes számát (nukleonok számát) ún tömegszámés A betűvel jelöljük,

A szimbólum az atommagok jelölésére szolgál, ahol X az elem vegyjele.

izotópok- ugyanazon kémiai elem atomjainak változatai, amelyek atommagjaiban azonos számú proton (Z) és eltérő számú neutron (N) van. Az ilyen atomok magjait izotópoknak is nevezik. Az izotópok ugyanazt a helyet foglalják el az elemek periódusos rendszerében. Példaként a hidrogén izotópjait adjuk meg:

A nukleáris erők fogalma.

Az atommagok rendkívül erős képződmények, annak ellenére, hogy az atommagban nagyon kis távolságra lévő, hasonló töltésű protonoknak nagy erővel kell taszítaniuk egymást. Következésképpen a nukleonok között rendkívül erős vonzóerők hatnak a mag belsejében, sokszor nagyobbak, mint a protonok közötti elektromos taszító erők. Az atomerők azok különleges fajta erők, ezek a legerősebbek a természetben ismert összes kölcsönhatás közül.

Tanulmányok kimutatták, hogy a nukleáris erők a következő tulajdonságokkal rendelkeznek:

1. nukleáris vonzóerők hatnak bármely nukleon között, függetlenül azok töltési állapotától;
2. a nukleáris vonzerő erők rövid hatótávolságúak: bármely két nukleon között hatnak a részecskék középpontja közötti körülbelül 2 10-15 m távolságra, és a távolság növekedésével élesen leesnek (3 10-15 m-nél nagyobb távolságban már gyakorlatilag egyenlő nullával);
3. a nukleáris erőkre jellemző a telítettség, azaz. az egyes nukleonok csak a hozzá legközelebb álló magnukleonokkal léphetnek kölcsönhatásba;
4. a nukleáris erők nem központiak, i.e. nem a kölcsönható nukleonok központjait összekötő vonal mentén hatnak.

Jelenleg a nukleáris erők természete nem teljesen ismert. Megállapítást nyert, hogy ezek az úgynevezett csereerők. A csereerők kvantum jellegűek, és nincs analógjuk a klasszikus fizikában. A nukleonokat egy harmadik részecske köti össze, amelyet folyamatosan cserélnek. 1935-ben H. Yukawa japán fizikus kimutatta, hogy a nukleonok olyan részecskéket cserélnek ki, amelyek tömege körülbelül 250-szer akkora, mint az elektron tömege. A megjósolt részecskéket S. Powell angol tudós fedezte fel 1947-ben a kozmikus sugarak tanulmányozása közben, majd p-mezonoknak vagy pionoknak nevezte el.

A neutron és a proton kölcsönös átalakulását különféle kísérletek igazolják.

Az atommagok tömeghibája. Az atommag kötési energiája.

Az atommag nukleonjait nukleáris erők kötik össze, ezért ahhoz, hogy az atommagot egyedi protonokra és neutronokra bontsák, sok energiát kell elkölteni.

Azt a minimális energiát, amely ahhoz szükséges, hogy az atommagot alkotó nukleonokra bontsa, ún nukleáris megkötő energia. Ugyanennyi energia szabadul fel, amikor a szabad neutronok és protonok egyesülve atommagot alkotnak.

Az atommagok tömegének pontos tömegspektroszkópiai mérései kimutatták, hogy az atommag nyugalmi tömege kisebb, mint azon szabad neutronok és protonok nyugalmi tömegének összege, amelyekből az atommag keletkezett. Az atommagot alkotó szabad nukleonok nyugalmi tömegeinek összege és az atommag tömege közötti különbséget ún. tömeghiba:

Ez a Dm tömegkülönbség megfelel az atommag kötési energiájának Est, amelyet az Einstein-reláció határozza meg:

vagy a kifejezést D helyett m, kapunk:

A kötési energiát általában megaelektronvoltban (MeV) fejezik ki. Határozzuk meg egy atomtömeg egységnek megfelelő kötési energiát ( , fénysebesség vákuumban ):

A kapott értéket fordítsuk le elektronvoltokra:

Ebben a tekintetben a gyakorlatban kényelmesebb a következő kifejezést használni a kötési energiára:

ahol a Dm tényezőt atomtömeg egységekben fejezzük ki.

Az atommag fontos jellemzője a mag fajlagos kötési energiája, azaz. kötési energia nukleononként:

Minél több, annál erősebben kötődnek egymáshoz a nukleonok.

Az e értékének az atommag tömegszámától való függését az 1. ábra mutatja. A grafikonon látható, hogy az 50-60 nagyságrendű (Cr-Zn) tömegszámú magokban lévő nukleonok kötődnek a legerősebben. . Ezeknek a magoknak a kötési energiája eléri

8,7 MeV/nukleon. Az A növekedésével a fajlagos kötési energia fokozatosan csökken.

1. Radioaktív sugárzás és fajtái. A radioaktív bomlás törvénye.

A. Becquerel francia fizikus 1896-ban. az uránsók lumineszcenciájának tanulmányozása során véletlenül felfedezte azok ismeretlen természetű spontán kibocsátását, amely egy fotólemezre hatott, ionizálta a levegőt, vékony fémlemezeken haladt át, és számos anyag lumineszcenciáját idézte elő.

A jelenség tanulmányozását folytatva Curieék felfedezték, hogy az ilyen sugárzás nemcsak az uránra, hanem sok más nehéz elemre (tórium, aktínium, polónium, rádium) is jellemző.

Az észlelt sugárzást radioaktívnak, magát a jelenséget pedig radioaktivitásnak nevezték.

További kísérletek azt mutatták, hogy a gyógyszer sugárzásának jellegét nem befolyásolja a vegyszer típusa. kapcsolatok, az összesítés állapota, nyomás, hőmérséklet, elektromos és mágneses mezők, pl. mindazokat a hatásokat, amelyek az atom elektronhéjának állapotának megváltozásához vezethetnek. Ezért egy elem radioaktív tulajdonságai csak az atommag szerkezetének köszönhetőek.

A radioaktivitás az egyik atommag spontán átalakulása a másikba, amelyet elemi részecskék kibocsátása kísér. A radioaktivitás természetes (a természetben létező instabil izotópokban figyelhető meg) és mesterséges (nukleáris reakciók során nyert izotópokban figyelhető meg). Alapvető különbség nincs köztük, a radioaktív átalakulás törvényei megegyeznek. A radioaktív sugárzás összetett összetételű (2. ábra).

- sugárzás a hélium magokból álló áramlat, , , nagy ionizáló képességgel és alacsony áthatoló képességgel rendelkezik (mm-es alumíniumréteg elnyeli).

- sugárzás a gyors elektronok áramlása. Az ionizáló képesség körülbelül 2 nagyságrenddel kisebb, és az áthatolóképesség is sokkal nagyobb, mm-es alumíniumréteg nyeli el.

- sugárzás- rövidhullámú elektromágneses sugárzás m-rel, és ennek eredményeként kifejezett korpuszkuláris tulajdonságokkal, pl. kvantumok fluxusa. Viszonylag gyenge ionizáló képességgel és nagyon nagy áthatoló képességgel rendelkezik (cm-es ólomrétegen megy át).

Az egyes radioaktív magok egymástól függetlenül átalakulnak. Ezért feltételezhetjük, hogy az idő múlásával lebomló magok száma arányos a rendelkezésre álló radioaktív magok számával és az idővel:

A mínusz jel azt jelzi, hogy a radioaktív magok száma csökken.

Egy adott radioaktív anyagra jellemző radioaktív bomlási állandó határozza meg a radioaktív bomlás sebességét.

, ,

- radioaktív bomlás törvénye,

A magok száma a kezdeti időpontban,

Az egy időben el nem bomlott magok száma.

Az el nem bomlott magok száma exponenciálisan csökken.

Az idő múlásával lebomló magok számát a kifejezés határozza meg

Azt az időt, amely alatt az eredeti atommagok számának fele lebomlik, nevezzük fél élet. Határozzuk meg az értékét.

, , ,

, .

A jelenleg ismert radioaktív atommagok felezési ideje 3 × 10 -7 s és 5 × 10 15 év között van.

Az egységnyi idő alatt elbomló atommagok számát nevezzük egy elem aktivitása radioaktív forrásban,

.

Az anyag egységnyi tömegére eső aktivitás - konkrét tevékenység,

C-ben az aktivitás mértékegysége a becquerel (Bq).

1 Bq az elem aktivitása, amelynél 1 másodperc alatt 1 bomlási aktus következik be;

A radioaktivitás rendszeren kívüli egysége a curie (Ci). 1Ki - aktivitás, amelynél 1 s alatt 3,7×10 10 bomlási aktus következik be.

1. Megőrzési törvények radioaktív bomlásokban és nukleáris reakciókban.

A bomlás alatt álló atommagot nevezzük anyai, a feltörekvő mag - gyermek.

A radioaktív bomlás az úgynevezett eltolási szabályok szerint megy végbe, amelyek lehetővé teszik annak meghatározását, hogy egy adott szülőmag bomlása során melyik mag keletkezik.

Az eltolási szabályok két törvény következményei, amelyek a radioaktív bomlás során érvényesülnek.

1. Az elektromos töltés megmaradásának törvénye:

a kialakuló atommagok és részecskék töltéseinek összege megegyezik az eredeti mag töltésével.

2. A tömegszám megmaradásának törvénye:

a kapott magok és részecskék tömegszámainak összege megegyezik az eredeti mag tömegszámával.

Alfa bomlás.

A nyalábok magfolyamok. A bomlás a séma szerint megy végbe

,

x- a szülőmag vegyjele, - a gyermek.

Az alfa-bomlást általában a leánymag sugarainak kibocsátása kíséri.

A sémából látható, hogy a leánymag rendszáma 2 egységgel kisebb, mint a szülőé, a tömegszám pedig 4 egység, i.e. a bomlás eredményeként kapott elem a periódusos rendszer 2. cellájában lesz elhelyezve az eredeti elemtől balra.

.

Ahogyan a foton nem létezik készen az atom belsejében, és csak a kisugárzás pillanatában jelenik meg, úgy a részecske sem létezik kész formában az atommagban, hanem radioaktív bomlásának pillanatában keletkezik. amikor 2 proton mozog az atommag belsejében és 2- x neutron.

Béta - bomlás.

A bomlás vagy az elektronikus bomlás a séma szerint megy végbe

.

Az eredményül kapott elem a táblázatban egy cellával jobbra (eltolva) lesz elhelyezve az eredeti elemhez képest.

A béta-bomlást sugarak kibocsátása kísérheti.

Gamma sugárzás . Kísérletileg megállapították, hogy a sugárzás nem önálló radioaktivitás-típus, hanem csak kíséri - és - bomlik, magreakciók során lép fel, a töltött részecskék lassulása, bomlása stb.

nukleáris reakció az atommag és az elemi részecskék vagy egy másik atommag közötti erős kölcsönhatás folyamatát, amely az atommag (vagy magok) átalakulásához vezet. A reagáló részecskék kölcsönhatása akkor következik be, amikor 10-15 m nagyságrendű távolságra közelítenek, azaz. olyan távolságig, amelyen a nukleáris erők hatása lehetséges, r ~ 10 -15 m.

A nukleáris reakció leggyakoribb típusa egy könnyű részecske "" és egy X atommag kölcsönhatásának reakciója, amelynek eredményeként könnyű részecske képződik " ban ben" és az Y kernel.

X a kezdeti mag, Y a végső mag.

A reakciót kiváltó részecske

ban ben a reakcióból származó részecske.

mint könnyű részecskék aés ban ben megjelenhet neutron, proton, deuteron, - részecske, - foton.

Minden nukleáris reakció során teljesülnek a megmaradási törvények:

1) elektromos töltések: a reakcióba belépő atommagok és részecskék töltéseinek összege megegyezik a reakció végtermékeinek (magok és részecskék) töltéseinek összegével;

2) tömegszámok;

3) energia;

4) impulzus;

5) szögimpulzus.

A magreakció energiahatását a reakció energiamérlegének felvázolásával számíthatjuk ki. A felszabaduló és elnyelt energia mennyiségét reakcióenergiának nevezzük, és a magreakció kezdeti és végtermékeinek (energiaegységekben kifejezett) tömegeinek különbsége határozza meg. Ha a kapott magok és részecskék tömegének összege meghaladja a kiindulási atommagok és részecskék tömegének összegét, akkor a reakció az energia elnyelésével megy végbe (és fordítva).

A fajlagos kötési energia A tömegszámtól való függésének grafikonja segítségével megoldható az a kérdés, hogy az atommag mely átalakulásainál történik az energia elnyelése vagy felszabadulása (1. ábra). A grafikonon látható, hogy a magok az elemek kezdete és vége periodikus rendszer kevésbé stabil, mert e nekik kevesebb.

Következésképpen a nukleáris energia felszabadulása mind a nehéz atommagok hasadási reakcióiban, mind a könnyű atommagok fúziós reakcióiban megtörténik.

Ez a rendelkezés rendkívül fontos, mivel az atomenergia beszerzésének ipari módszerei ezen alapulnak.

Elektronikus és lyukas félvezetők érintkezése ...

A belső félvezetők elektronok miatti vezetőképességét ún . Elektronikus vezetés vagy n-típusú vezetőképesség. Az elemek 1. zónából a 2. zónába történő hődobásánál a vegyérték zónában üres állapotok jelennek meg, amelyek ún. lyukakat. Külső elektromos térben egy szomszédos szintről származó elektron az elektrontól felszabadult helyre tud mozogni, egy lyuk, és egy lyuk jelenik meg azon a helyen, ahol az elektron távozott, és így tovább. a lyukak elektronokkal való feltöltésének ilyen folyamata egyenértékű a lyuk elektron mozgásával ellentétes irányba történő mozgatásával, mintha a lyuknak az elektron töltésével egyenlő nagyságú pozitív töltés lenne. A belső félvezetők vezetőképessége a kvázi részecskék miatt - lyukak, ún. lyukvezetés vagy p-típusú vezetőképesség. A félvezető azon tartománya, amelyben a vezetés típusa térben megváltozik (elektronikus n-ről p lyukba). Mivel az E.-d. Mivel a lyukak koncentrációja sokkal magasabb, mint az n-régióban, az n-régióból származó lyukak hajlamosak az elektronikus tartományba diffundálni. Az elektronok a p-régióba diffundálnak. Az n-régióban lévő lyukak távozása után azonban negatív töltésű akceptor atomok, az n-régióban lévő elektronok távozása után pozitív töltésű donoratomok maradnak. Mivel az akceptor és donor atomok mozdulatlanok, ezért az E.-l. n) kettős tértöltésréteg keletkezik - negatív töltések a p-régióban és pozitív töltések az n-régióban (1. ábra). Az ilyenkor keletkező kontakt elektromos tér olyan nagyságrendű és irányú, hogy ellensúlyozza a szabad áramhordozók diffúzióját az E.-d. P.; termikus egyensúly körülményei között külső elektromos feszültség hiányában a teljes áram az E.-d. n egyenlő nullával. Így az E.-d. n) van egy dinamikus egyensúly, amelynél a kisebbségi hordozók (elektronok a p-régióban és lyukak az n-régióban) által létrehozott kis áram az E.-d. p.-on és az érintkezési tér hatására áthalad rajta, és a főhordozók (az elektronok az n-régióban és a lyukak a p-régióban) diffúziója által létrehozott egyenlő áram folyik át az E.-d. n. ellenkező irányba. Ebben az esetben a fő hordozóknak le kell győzniük az érintkezési mezőt (potenciálkorlát). A p- és n-régiók között az érintkezési mező jelenléte miatt fellépő potenciálkülönbség (Érintkező potenciálkülönbség vagy potenciálgát magassága) általában tized volt. A külső elektromos tér megváltoztatja a potenciálgát magasságát, és felborítja a rajta áthaladó áramhordozó egyensúlyát. Ha fel. a potenciál a p-régióra kerül, majd a külső mező az érintkező ellen irányul, azaz a potenciálgát csökken (forward bias). Ebben az esetben az alkalmazott feszültség növekedésével a potenciálgát leküzdésére képes többségi hordozók száma exponenciálisan növekszik. Kisebb hordozók koncentrációja az E.-d. mindkét oldalán. n.-növekszik (kisebbségi hordozók befecskendezése), a p- és n-régióban egyszerre lép be a kontaktusokon keresztül egyenlő mennyiségben a fő hordozók, amelyek a beinjektált hordozók töltéseinek semlegesítését okozzák.

A sorozatot kontaktusnak nevezzük fizikai jelenségek eltérő testek érintkezési területén keletkezik. Az érintkezési jelenségek gyakorlati érdeklődésre tartanak számot fémek és félvezetők érintkezése esetén.

Magyarázzuk meg az eseményt érintkezési potenciál különbség , a sávelmélet fogalmait használva. Tekintsük két különböző munkafunkciójú fém érintkezését Egy out1és Egy out2. Mindkét fém sávenergia diagramja az 1. és 2. ábrán látható. 2. Ezeknek a fémeknek különböző Fermi-szintjük van (Fermi szint vagy Fermi energia ( E F) az az energia, amely alatt az összes energiaállapot ki van töltve, és amely felett abszolút nulla hőmérsékleten üresek). Ha egy Egy out1<Egy out2(2. ábra), akkor a Fermi-szint az 1-es fémben magasabb, mint a 2-es fémben. Ezért amikor a fémek érintkezésbe kerülnek, az 1-es fém magasabb szintjeiről származó elektronok a 2-es fém alacsonyabb szintjeire kerülnek, ami a fémhez vezet. 1 töltött pozitív és fém 2 negatív.

Ugyanakkor az energiaszintek relatív eltolódása következik be: a pozitív töltésű fémben minden szint lefelé tolódik el, a negatív töltésű fémben pedig felfelé. Ez a folyamat mindaddig folytatódik, amíg az érintkező fémek között be nem áll a termodinamikai egyensúly, amelyet a statisztikai fizika bizonyítottan a Fermi-szintek egymáshoz illesztése jellemez mindkét fémben (3. ábra). Azóta az érintkező fémek Fermi-szintjei és a munkafunkciók ugyanazok Egy out1és Egy out2 nem változik, akkor az elektronok potenciális energiája a fémeken kívül, felületük közvetlen közelében (3. ábra A és B pontja) eltérő lesz. Ezért az A és B pontok között potenciálkülönbség jön létre, amely az ábrából következően egyenlő

Az érintkező fémek munkafunkcióinak különbségéből adódó potenciálkülönbséget ún külső érintkező potenciál különbség - ∆φ külső vagy csak érintkezési potenciál különbség.

Az érintkező fémek Fermi-szintje közötti különbség a megjelenéshez vezet belső érintkezési potenciál különbség , ami egyenlő

.

Belső érintkezési potenciál különbség ∆φ belső függ a fémkontaktus T hőmérsékletétől (mivel maga E F helyzete is T-től függ), sok termoelektromos jelenséget okozva. Általában ∆φ belső<<∆φ külső.

Ha három különböző vezető érintkezik, a megszakadt áramkör végei közötti potenciálkülönbség a termodinamikai egyensúly létrejötte után egyenlő lesz az összes érintkező potenciálkülönbségének algebrai összegével.

Az elektronelmélet koncepciói szerint a fémek vezetőképessége a bennük lévő szabad elektronok jelenlétének köszönhető. Az elektronok véletlenszerű hőmozgásban vannak, hasonlóan a gázmolekulák kaotikus mozgásához. A szabad elektronok száma n, egységnyi térfogatba (koncentrációba) zárva, nem azonos a különböző fémeknél. Fémeknél a szabad elektronok koncentrációja 10 25 -10 27 m -3 nagyságrendű.

Tegyük fel, hogy a szabad elektronok koncentrációja a fémekben nem azonos - n 1 ≠ n 2. Ekkor ugyanebben az időben több elektron fog átmenni az érintkezésen egy nagyobb elektronkoncentrációjú fémből, mint az ellenkező irányban (koncentráció diffúzió). Az érintkezési területen további potenciálkülönbség lép fel ∆φ belső. Az érintkezési tartományban az elektronkoncentráció zökkenőmentesen változik n 1 előtt n 2. Számításhoz ∆φ belső Válasszunk ki egy kis térfogatot az érintkezési területen, amely henger alakú, generátorai merőlegesek a fém határfelületére (4. ábra), és feltételezzük, hogy az első fém elektronkoncentrációja egyenlő n 1 = n, a másodikban pedig több, pl. n 2 = n+dn.

Továbbá a szabad elektronokat olyan elektrongáznak fogjuk tekinteni, amely kielégíti az ideális gázok molekuláris-kinetikai elméletének alapgondolatait. Nyomás p gáz az 1. henger alján olyan hőmérsékleten T egyenlő:

hol van a Boltzmann állandó.

Ennek megfelelően a 2. henger alján a nyomás:

A nyomáskülönbség a henger mentén egyenlő:

A nyomáskülönbség hatására elektronok áramlanak át a fém határfelületén a nagyobb nyomású tartományból 2. o az 1. alap irányába (a a 4. ábrán). Az egyensúly akkor jön el, amikor a hatalom dF el intenzitással generált elektromos mezőt E (4. ábra) egyenlővé válik a nyomóerővel dp×dS elektrongáz, azaz.

Ha az elektronok száma a térfogatban dV=dx×dS henger egyenlő dN=ndV, akkor meghatározzuk a rájuk ható elektromos tér erősségét:

feszültség E az elektromos tér numerikusan egyenlő a potenciálgradienssel, azaz.

Külön változók

Integráljunk:

.

Mivel a fémekben a szabad elektronok koncentrációja jelentéktelen mértékben különbözik, az érték ∆φ belső lényegesen kisebb potenciálkülönbség ∆φ külső. Érték ∆φ belső eléri a több tíz millivoltot, míg ∆φ külső több voltos nagyságrendű lehet.

A fémek érintkezésének teljes potenciálkülönbségét a (10) képlet figyelembevételével a következők határozzák meg:

Tekintsünk most egy kettőből álló zárt láncot különféle karmesterek(5. ábra). A teljes potenciálkülönbség ebben az áramkörben megegyezik az 1. és 2. érintkezők potenciálkülönbségének összegével:

.

Amikor az ábrán látható. 3 irányú bypass ∆φ 12 = -∆φ 21. Ekkor a teljes áramkör egyenlete:

Ha egy T1≠T2, majd és ∆φ ≠ 0 . Zárt áramkörben az összes potenciálugrás algebrai összege megegyezik az áramkörben ható elektromotoros erővel (EMF). Ezért at T1 ≠T2 az áramkörben (5. ábra) egy emf keletkezik, amely megegyezik a (12) és (13) képletekkel:

Jelöli

Ezért a (15) képlet felveszi a formát

.

Így az EMF a homogén vezetők zárt áramkörében az érintkezők hőmérséklet-különbségétől függ. Thermo-emf - elektromos erő ε , amely egy több különböző vezetőből álló elektromos áramkörben keletkezik, amelyek érintkezői különböző hőmérsékletűek (Seebeck-effektus). Ha a vezető mentén hőmérsékleti gradiens van, akkor a forró végén lévő elektronok nagyobb energiát és sebességet kapnak. A félvezetőkben ráadásul az elektronok koncentrációja a hőmérséklettel nő. Ennek eredményeként az elektronok áramlása folyik a meleg végtől a hideg felé, a hideg végén negatív töltés halmozódik fel, a meleg végén pedig egy kompenzálatlan pozitív töltés marad. Az áramkörben az ilyen potenciálkülönbségek algebrai összege létrehozza az egyik termo-EMF komponenst, amelyet volumetrikusnak neveznek.

Az érintkezési potenciál különbség több voltot is elérhet. Ez a vezető szerkezetétől (tömbelektronikai tulajdonságaitól) és felületének állapotától függ. Ezért az érintkezési potenciál különbség felületkezeléssel (bevonatokkal, adszorpcióval stb.) megváltoztatható.

1.2 TERMOELEKTROMOS JELENSÉGEK

Ismeretes, hogy a fémből származó elektronok munkafunkciója a hőmérséklettől függ. Ezért az érintkezési potenciál különbség a hőmérséklettől is függ. Ha egy több fémből álló zárt kör érintkezőinek hőmérséklete nem azonos, akkor a teljes e. d.s. áramkör nem lesz egyenlő nullával, és elektromos áram keletkezik az áramkörben. A termoelektromos áram jelensége (Seebeck-effektus) és a kapcsolódó Peltier- és Thomson-effektusok a termoelektromos jelenségek közé tartoznak.

SEEBECK HATÁS

A Seebeck-effektus az elektromos áram fellépése egy zárt áramkörben, amely különböző, sorba kapcsolt vezetékekből áll, amelyek érintkezői különböző hőmérsékletűek. Ezt a hatást T. Seebeck német fizikus fedezte fel 1821-ben.

Tekintsünk egy zárt áramkört, amely két 1. és 2. vezetékből áll, TA (A érintkező) és TB (B érintkező) csatlakozási hőmérsékletekkel, a 2. ábrán látható módon.

A TA > TV-t tekintjük. Az ebben az áramkörben fellépő ε elektromotoros erő egyenlő a két érintkezőben fellépő potenciálugrások összegével:

Ezért zárt körben pl. d.s., melynek értéke egyenesen arányos az érintkezők hőmérséklet-különbségével. Ez a termoelektromotoros erő

(azaz d.s.).

Minőségi szempontból a Seebeck-effektus a következőképpen magyarázható. A termoelektromos energiát létrehozó külső erők kinetikai eredetűek. Mivel a fémben lévő elektronok szabadok, egyfajta gáznak tekinthetők. Ennek a gáznak a nyomásának a vezeték teljes hosszában azonosnak kell lennie. Ha a vezető különböző szakaszainak hőmérséklete eltérő, akkor a nyomás kiegyenlítéséhez az elektronkoncentráció újraelosztására van szükség. Ez áramtermeléshez vezet.

ábrán látható I áram iránya. A 2. ábra a TA>TB, n1>n2 esetnek felel meg. Ha megváltoztatja az érintkezők hőmérséklet-különbségének előjelét, akkor az áram iránya az ellenkezőjére változik.

PELTIER HATÁS

A Peltier-effektus az a jelenség, amikor a Joule-hőn kívül további hő szabadul fel vagy abszorbeál két különböző vezető érintkezését, attól függően, hogy milyen irányban áramlik. elektromosság. A Peltier-effektus a Seebeck-effektus fordítottja. Ha a Joule-hő egyenesen arányos az áramerősség négyzetével, akkor a Peltier-hő egyenesen arányos az első hatvány áramerősségével, és megváltoztatja az előjelét, amikor az áram iránya megváltozik.

Tekintsünk egy zárt áramkört, amely két különböző fémvezetőből áll, amelyeken az I΄ áram folyik (3. ábra). Az I΄ áram iránya essen egybe az 1. ábrán látható I áram irányával. 2 a TV>TA tokhoz. Az A kontaktus, amely a Seebeck-effektusban magasabb hőmérsékletű lett volna, most lehűl, és a B érintkező felmelegszik. A Peltier-hő értékét a következő összefüggés határozza meg:

ahol I΄ az áramerősség, t az áthaladásának ideje, P a Peltier-együttható, amely az érintkező anyagok természetétől és a hőmérséklettől függ.

Az A és B pontban lévő érintkezési potenciál különbségek miatt érintkezés elektromos mezők feszültséggel Er . Az A érintkezőben ez a mező megegyezik az iránnyal

elektronok mozgása, míg B érintkezésben az elektronok az Er térrel szemben mozognak. Mivel az elektronok negatív töltésűek, a B érintkezőben felgyorsulnak, ami kinetikus energiájuk növekedéséhez vezet. Fémionokkal való ütközéskor ezek az elektronok energiát adnak át nekik. Ennek eredményeként a B pont belső energiája megnő, és az érintkező felmelegszik. NÁL NÉL

Az A pont éppen ellenkezőleg, az elektronok energiája csökken, mivel az Er mező lelassítja őket. Ennek megfelelően az A érintkező lehűl, mert. az elektronok a kristályrács helyein ionoktól kapnak energiát.

Az atomenergia fogalma

Nagyon fontos az atomenergiában nemcsak a hasadási láncreakció megvalósítását, hanem annak irányítását is megszerezi. Azokat az eszközöket, amelyekben szabályozott hasadási láncreakciót hajtanak végre és tartanak fenn, nevezzük atomreaktorok. A világ első reaktorát a Chicagói Egyetemen (1942) indították be E. Fermi vezetésével, a Szovjetunióban (és Európában) - Moszkvában (1946) IV. Kurchatov vezetésével.

A reaktor működésének magyarázatához vegyük figyelembe a termikus neutronreaktor működési elvét (345. ábra). A fűtőelemek a reaktor zónájában helyezkednek el 1 és moderátor 2, be amelyben a neutronokat termikus sebességre lassítják. Az üzemanyag-elemek (üzemanyag-rudak) hasadóanyag-tömbök, amelyek hermetikus héjba vannak zárva, és gyengén elnyeli a neutronokat. A maghasadás során felszabaduló energia miatt a fűtőelemek felmelegednek, ezért hűtés céljából a hűtőfolyadék áramlásába kerülnek. (3- csatorna a hűtőfolyadék áramlásához). Az aktív zónát reflektor veszi körül 4, csökkenti a neutronszivárgást.

A láncreakciót speciális vezérlőrudak szabályozzák 5 anyagoktól erősen

elnyelő neutronokat (például B, Cd). A reaktor paramétereit úgy számítják ki, hogy a rudak teljes behelyezése esetén a reakció biztosan nem megy végbe, a rudak fokozatos eltávolításával a neutronsokszorozó tényező megnő, és egy bizonyos pozícióban eléri az egységet. Ezen a ponton a reaktor működni kezd. Működése során a magban lecsökken a hasadóanyag mennyisége, és hasadási töredékekkel szennyeződik, amelyek között erős neutronelnyelők is lehetnek. A reakció leállásának megakadályozása érdekében a vezérlő (és gyakran speciális kompenzáló) rudakat automata eszközzel fokozatosan eltávolítják a magból. Az ilyen reakciószabályozás a hasadómagok által legfeljebb 1 perces késleltetéssel kibocsátott késleltetett neutronok létezése miatt lehetséges (lásd §265). Amikor a nukleáris üzemanyag kiég, a reakció leáll. A reaktor következő indítása előtt a kiégett nukleáris fűtőelemet eltávolítják és újat töltenek be. A reaktorban vészrudak is vannak, amelyek bevezetése a reakció intenzitásának hirtelen megnövekedésével azonnal megszakítja azt.

Az atomreaktor a behatoló sugárzás (neutronok, g-sugárzás) erőteljes forrása, körülbelül 10-11-szer magasabb, mint az egészségügyi szabványok. Ezért minden reaktor rendelkezik biológiai védelemmel - védőanyagokból (például betonból, ólomból, vízből) készült képernyőrendszerrel, amely a reflektor mögött található, és egy távirányítóval

Az atomreaktorok különbözőek:

1) a magban lévő fő anyagok természetétől függően(nukleáris üzemanyag, moderátor, hűtőfolyadék); hasadóanyagként és nyersanyagként

235 92 U, 239 94 Pu, 233 92 U, 238 92 U, 232 90 Th moderátorként - víz (közönséges és nehéz), grafit, berillium, szerves folyadékok stb., hűtőközegként - levegő, víz, gőz . Nem, CO 2 stb.;

2) az atomerőmű telepítésének jellege szerint

üzemanyag és moderátor a magban:homogén(mindkét anyag egyenletesen keveredik egymással) és heterogén(mindkét anyag külön-külön, blokkok formájában van elhelyezve);

3) neutronenergiával(reaktorok termikus és gyorsneutronokon; az utóbbiban hasadási neutronokat használnak, és egyáltalán nincs moderátor);

4) mód típusa szerint(folyamatos és pulzáló);

5) bejelentkezés alapján(energia, kutatás, új hasadóanyagok, radioaktív izotópok előállítására szolgáló reaktorok stb.).

A figyelembe vett jellemzőknek megfelelően olyan elnevezések alakultak ki, mint urán-grafit, víz-víz, grafit-gáz stb.

Az atomreaktorok között különleges helyet foglalnak el az erőművek. tenyésztő reaktorok. NÁL NÉL őket a villamosenergia-termeléssel együtt a nukleáris fűtőanyag szaporodási folyamata zajlik a (265.2) vagy (266.2) reakció következtében. Ez azt jelenti, hogy nem csak a 235 92 U izotópot használják természetes vagy alacsony dúsítású uránnal működő reaktorban. , hanem a 238 92 U izotóp is. Jelenleg a gyorsneutronreaktorok jelentik az atomenergia-technika alapját az üzemanyag-reprodukcióval.

A Szovjetunióban először használtak békés célokra atomenergiát. Obnyinszkban I. V. Kurchatov vezetésével üzembe helyezték az első 5 MW teljesítményű atomerőművet (1954). A nyomás alatti vizes reaktorra épülő atomerőmű működési elvét az ábra mutatja. 346. Urántömbök 1 vízbe merítve 2, amely moderátorként és hűtőfolyadékként is szolgál. jaj-

teavíz (nyomás alatt van és 300 °C-ra melegítve) a reaktormag felső részéből belép a csővezetéken 3 a gőzfejlesztőbe 4, .ahol elpárolog és lehűl, majd az 5a csővezetéken keresztül visszatér a reaktorba. Telített gőz 6 a 7-es csővezetéken keresztül belép a gőzturbinába 8, visszatérés a csővezetéken végzett munka után 9 a gőzfejlesztőhöz. A turbina forgatja az elektromos generátort 10, az áram, amelyből az elektromos hálózatba folyik.

Az atomreaktorok létrehozása az atomenergia ipari alkalmazásához vezetett. Az ércekben található nukleáris üzemanyag energiatartaléka megközelítőleg két nagyságrenddel nagyobb, mint a vegyi üzemanyagok készlete. Ha tehát a várakozásoknak megfelelően a villamos energia döntő hányada az atomerőművekben termelődik, akkor ez egyrészt csökkenti a villamos energia költségét, amely ma már a hőerőművekben termelthez mérhető, másrészt másrészt több évszázadra megoldja az energiaproblémát, és lehetővé teszi a jelenleg elégetett olaj és gáz értékes vegyipari nyersanyagként való felhasználását.

A Szovjetunióban a nagy teljesítményű atomerőművek (például a Novovoroiyezhskaya körülbelül 1500 MW összteljesítményű, a V. I. Leninről elnevezett Leningrádi első szakasz két, egyenként 1000 MW-os reaktorral) létrehozása mellett nagy figyelmet fordítanak. kis atomerőművek (750-1500 kW) létrehozására fizetik, amelyek alkalmasak speciális feltételekre, valamint a kis nukleáris energia problémáinak megoldására. Így megépültek a világ első mobil atomerőművei, létrejött a világ első reaktora (Romashka), amelyben a félvezetők segítségével a hőenergia közvetlenül elektromos energiává alakul (a mag 49 kg 235 92 U-t tartalmaz, a a reaktor hőteljesítménye 40 kW, az elektromosé - 0,8 kW) stb.

Óriási lehetőségek nyílnak meg az atomenergia fejlesztésében a gyorsneutrontenyésztő reaktorok létrehozásával (tenyésztők), amelyben az energiatermelést másodlagos üzemanyag - plutónium - előállítása kíséri, ami radikálisan megoldja a nukleáris üzemanyag-ellátás problémáját. Becslések szerint 1 tonna gránit hozzávetőlegesen 3 g 23892 U-t és 12 g 23290 Th-t tartalmaz (ezeket a nemesítő reaktorokban nyersanyagként használják), i.e. 5 10 8 MW energiafogyasztás mellett (két nagyságrenddel nagyobb a jelenleginél) a gránitban lévő urán és tórium készletek 10 9

évben 1 kWh energia várható költsége 0,2 kopejka.

A gyorsneutronreaktorok technológiája a legjobb mérnöki megoldások keresése folyamatban van. Az első ilyen típusú, 350 MW teljesítményű kísérleti erőmű a Kaszpi-tenger partján fekvő Sevcsenko városában épült. Áramtermelésre és sótalanításra használják tengervíz, amely a város és a szomszédos, mintegy 150 000 lakosú olajtermelő terület vízellátását biztosítja. A Sevcsenko Atomerőmű egy új "nukleáris ipar" kezdetét jelentette - a sósvíz sótalanítását, amely a sok területen tapasztalható édesvízkészlet hiánya miatt nagy jelentőséggel bírhat.

.

Az atommag összetétele

1932-ben miután a tudósok felfedezték a protont és a neutront, D.D. Ivanenko (Szovjetunió) és W. Heisenberg (Németország) javasolta proton-neutronmodellatommag.
E modell szerint a mag a következőkből áll protonok és neutronok. A nukleonok (azaz protonok és neutronok) teljes számát ún tömegszám A: A = Z + N . A kémiai elemek magjait a következő szimbólum jelöli:
x az elem vegyjele.

Például a hidrogén

Számos jelölést vezetnek be az atommagok jellemzésére. Az atommagot alkotó protonok számát a szimbólum jelöli Z és hívja díjszám (ez a sorozatszám Mengyelejev periódusos rendszerében). A nukleáris töltés az Ze , ahol e az elemi töltés. A neutronok számát a szimbólum jelöli N .

nukleáris erők

Ahhoz, hogy az atommagok stabilak legyenek, a protonokat és a neutronokat hatalmas erőknek kell tartaniuk az atommagban, sokszorosan nagyobb erőknek, mint a protonok Coulomb-taszító erejének. A nukleonokat az atommagban tartó erőket ún nukleáris . Ezek a fizikában ismert kölcsönhatások közül a legintenzívebb – az úgynevezett erős kölcsönhatás – megnyilvánulásai. A nukleáris erők körülbelül 100-szor nagyobbak, mint az elektrosztatikus erők, és több tíz nagyságrenddel nagyobbak, mint a nukleonok gravitációs kölcsönhatásának erői.

Az atomerők a következő tulajdonságokkal rendelkeznek:

• vonzó erőkkel bírnak
• az erők rövidtávú(kis távolságban jelennek meg a nukleonok között);
• A nukleáris erők nem függenek a részecskéken lévő elektromos töltés jelenlététől vagy hiányától.

Az atommag tömeghibája és kötési energiája

A magfizikában a legfontosabb szerepet a koncepció játssza nukleáris megkötő energia .

Az atommag kötési energiája egyenlő azzal a minimális energiával, amelyet az atommag egyes részecskékre történő teljes szétválásához kell fordítani. Az energiamegmaradás törvényéből következik, hogy a kötési energia megegyezik azzal az energiával, amely az egyes részecskékből az atommag kialakulása során szabadul fel.

Bármely mag kötési energiája meghatározható a tömegének pontos mérésével. Jelenleg a fizikusok megtanulták nagyon nagy pontossággal mérni a részecskék tömegét - elektronok, protonok, neutronok, atommagok stb. Ezek a mérések azt mutatják bármely mag tömege M i mindig kisebb, mint az alkotó protonok és neutronok tömegeinek összege:

A tömegkülönbséget ún tömeghiba. A tömeghiba alapján az Einstein-képlet alapján E = mc 2 meghatározható az adott mag kialakulása során felszabaduló energia, azaz az atommag kötési energiája E Utca:

Ez az energia az atommag kialakulása során szabadul fel γ-kvantumok sugárzásaként.

Nukleáris energia

Hazánkban a világ első atomerőművét 1954-ben építették és indították el a Szovjetunióban, Obninsk városában. Erőteljes atomerőművek építését fejlesztik. Oroszországban jelenleg 10 atomerőmű üzemel. A csernobili atomerőműben történt baleset után további intézkedéseket hoztak az atomreaktorok biztonságának szavatolása érdekében.