Смрадные ядра – Химическое оружие

Содержание

3.1. Строение, свойства атома и ядра

Лекция 3. ФИЗИЧЕСКАЯ ПРИРОДА ИОНИЗИРУЮЩИХ ИЗЛУЧЕНИЙ

3.1. Строение, свойства атома и ядра. 3.2. Энергия связи атомных ядер.

3.3.Радиоактивность. Закон радиоактивного распада.

3.4.Активность и единицы ее измерения.

3.5.Деление тяжелых ядер и цепная реакция деления.

Ионизирующее излучение – излучение, которое образуется при радиоактивном распаде, ядерных превращениях, торможении заряженных частиц в веществе и образует при взаимодействии со средой ионы разных знаков. Ионизирующее излучение не воспринимается органами чувств: мы его не видим и не слышим, не ощущаем воздействия на наши тела. Ионизирующие излучения разделяют на электромагнитное и корпускулярное.

Кэлектромагнитным (фотонным) относят рентгеновское и гамма-излучения, которые представляют собой поток электромагнитной энергии с разной (преимущественно короткой) длиной волны. Солнце является природным источником ультрафиолетового и рентгеновского излучения. Рентгеновское излучение поглощается земной атмосферой; если бы этого не происходило, то оно губительно действовало бы на все живое на Земле.

Корпускулярное ионизирующее излучение – поток элементар-

ных частиц, образующихся при радиоактивном распаде, ядерных превращениях, либо генерируемых на ускорителях. К нему относятся: бе- та-частицы (электроны и позитроны), нейтроны, протоны и альфачастицы (ядра атома гелия).

Кионизирующим относятся также космические излучения, которые приходят на Землю из космического пространства.

Воздействие ионизирующих излучений на вещества называется

облучением.

Чтобы понять, каким образом при ядерных реакциях освобождается колоссальное количество энергии, заключенной в ядрах атомов, необходимо знать строение атома и его ядра.

Атом – это наименьшая частица химического элемента. Он состоит из положительно заряженного ядра, вокруг которого вращаются отрицательно заряженные частицы – электроны, составляющие электронную оболочку атома (рис. 1).

			1
			2
	1		2
	1		3
	2		3




	3
	4

Рис. 1. Строение атома:	Рис. 2. Схема атомных
1 – протон; 2 – нейтрон;	электронных оболочек:
3 – электрон; 4 – орбиты	1 – ядро; 2 – электроны;
	3 – электронные оболочки

Электрон – это элементарная частица с массой покоя, равной

0,000548 а. е. м. (1 а. е. м. = 1,66 10–27 кг).

Заряд электрона е = 1,602 10–19 Кл.

Электроны в атомах могут двигаться без потери энергии только по определенным орбитам (рис. 2). Количество орбит, по которым вращаются электроны, может быть произвольно, но они группируются в электронные слои. Слоев может быть семь: K, L, М, N, O, P, Q.

Каждый слой содержит строго определенное число электронов. Чем он ближе к ядру, тем выше энергия связи с ядром, и наоборот. Поэтому электроны с орбит внешних электронных слоев сорвать значительно легче, чем с орбит внутренних электронных слоев. Переход электрона с ближайшей к ядру орбиты на более удаленную происходит с поглощением порции (кванта) энергии. При возвращении электрона на ближайшую орбиту происходит выделение такого же количества энергии.

Ядро при аналогичных переходах излучает гамма-кванты. Как и для всякой системы, наибольшая энергетическая устойчивость атома соответствует его наименьшей энергии. Состояние атома с наименьшей энергией называется нормальным, или основным, ему соответствует нахождение электрона на ближайшей к ядру, нормальной орбите.

В нормальном, т. е. устойчивом, состоянии атом не выделяет и не поглощает энергии. При воздействии на атом, например рентгеновскими

лучами, происходит возбуждение атома, т. е. один из электронов переходит на какую-либо из внешних орбит, в результате чего энергия атома увеличивается.

Возбужденный атом неустойчив, поэтому он через очень короткий промежуток времени (миллионные доли секунды) вновь возвращается в устойчивое состояние, при этом восстанавливается первоначальная структура электронной оболочки.

При переходе атома в энергетически более устойчивое состояние освобождается энергия в виде фотона – элементарной частицы, электромагнитного излучения (видимого света, ультрафиолетового или рентгеновского излучения).

Обычно атом электрически нейтрален, т. к. суммарный отрицательный заряд всех электронов по абсолютной величине равен заряду ядра. Если увеличить энергию, передаваемую электрону, то он может оторваться от атома, в результате чего атом превращается в положительно заряженный ион. Этот процесс называется ионизацией. На ионизацию атома затрачивается энергия, равная энергии связи электрона в атоме. Обратный процесс, т. е. захват положительно заряженным ионом свободного электрона, называется рекомбинацией: при этом выделяется энергия, равная энергии связи электрона с ядром.

Ядро – центральная часть атома, в которой сосредоточена практически вся масса атома и его положительный электрический заряд.

Ядро состоит из протонов – положительно заряженных частиц (р) и нейтронов (n), частиц, не имеющих заряда. Обе частицы, протоны и нейтроны, носят общее название – нуклоны. Диаметр ядра составляет

примерно 10–15 м. Плотность вещества в ядре 2 1014 г/см3, т. е. 1 см3 ядерного вещества имеет массу 108 т.

Протон (от греч. protos – первый) – это элементарная частица, она имеет положительный заряд, равный по абсолютной величине заряду

электрона е = 1,602 10–19 Кл, и массу покоя mp = 1,6726 10–27 кг = = 1836 mе. Зарядом протонов объясняется положительный заряд ядра в целом.

Нейтрон – нейтральная элементарная частица, которая не имеет электрического заряда, он чуть тяжелее протона и имеет массу покоя

mn = 1,6748 10–27 кг = 1839 mе. Поэтому, хотя ядро в десятки тысяч раз меньше атома, в нем сосредоточена почти вся масса атома.

Масса ядра определяется суммарным количеством нуклонов (протонов и нейтронов), а заряд ядра равен сумме зарядов входящих в его состав протонов. Число, равное общему количеству нуклонов и характеризующее массу ядра, называется массовым числом (А), которое

численно равно общему числу протонов (Z) и нейтронов (N), входящих в состав ядра: А = Z + N. Заряд же ядра, выраженный в элементарных единицах, численно равен порядковому номеру элемента в периодической таблице Д. И. Менделеева и называется зарядовым числом ядра. Поскольку Z выражает число протонов, а А – число нуклонов в ядре, то число нейтронов в атомном ядре N = А – Z.

Для химических элементов принято следующее обозначение ZA Х: слева вверху у символа химического элемента пишется массовое число, а внизу – зарядовое число. Например, изотоп плутония 23994 Pu

означает, что массовое число А = 239, зарядовое число Z = 94, число нейтронов N = А – Z.

В ядре атома каждого химического элемента находится строго определенное количество протонов. Например, в ядре атома водорода содержится 1 протон, в ядре атома He – 2 протона, Li – 3 протона и т. д. Число же нейтронов в ядрах атомов одного и того же химического элемента может быть различным.

Атомы одного и того же элемента с одинаковым числом протонов, но с различным числом нейтронов в ядре называются изотопами. Электронные оболочки изотопов одного и того же химического элемента одинаковые. Поэтому изотопы имеют одинаковые химические свойства и располагаются в одной клетке периодической таблицы Менделеева.

Большинство химических элементов состоит из нескольких изотопов. Так, наряду с обычным водородом существует тяжелый водород (дейтерий), ядро которого содержит один протон и нейтрон, а также сверхтяжелый водород (тритий), ядро которого содержит протон и два нейтрона (рис. 3).

Протон	Нейтрон	Электрон
а	б	в

Рис. 3. Схема строения атомов изотопов водорода: а – водород; б – дейтерий; в – тритий

studfiles.net

Модель ядерных оболочек. Одночастичные состояния

В модели ядерных оболочек нуклоны рассматриваются как независимые частицы в самосогласованном потенциале, создаваемом всей совокупностью нуклонов в ядре. Уровни энергии нуклонов E_i определяются собственными значениями решений уравнения Шредингера

Ĥψ_i= E_iψ_i; Ĥ = + ,

(1)

где ψ_i – волновая функция нуклона с энергией E_i, Ĥ – оператор гамильтона, и – операторы кинетической и потенциальной энергии.
В простейших моделях сферических ядер потенциал V(r) выбирают в виде потенциала трехмерного гармонического осциллятора, либо прямоугольной потенциальной ямы (рис.1).
Осцилляторный потенциал можно записать в виде

(2)

где μ – приведенная масса нуклона, ω – осцилляторная частота (ħω ≈ 41A^-1/3),
V₀≈ 50 МэВ. Для потенциала гармонического осциллятора спектр энергетических уровней эквидистантный и имеет следующий вид:

E_i = E_N = ħω(N + 3/2),

(3)

где N = 2n + l – осцилляторное главное квантовое число, n – радиальное квантовое число (число узлов функции, кроме нуля), l – орбитальное квантовое число.
Потенциал прямоугольной потенциальной ямы

V_пя(r) = {	-V₀, r < R	(4)
	0, r > R

Потенциал Вудса-Саксона

V_В-С(r) = -V₀/[1 + exp(r — R/a)],

(5)

где V₀ – глубина потенциала, R = r₀A^1/3 – радиус ядра и a – параметр, характеризующий диффузность (размытие) края потенциала.

Рис. 1. Осцилляторный потенциал, прямоугольная потенциальная яма и потенциал Вудса-Саксона. Видно, что в легких ядрах реалистический потенциал лучше воспроизводится осцилляторным, а в тяжелых — прямоугольной потенциальной ямой

Потенциал Вудса-Саксона представляет нечто среднее между осцилляторным потенциалом и потенциалом прямоугольной ямы. В потенциале Вудса-Саксона снимаются вырождения, свойственные гармоническому осциллятору. Однако реалистический потенциал (5), также как и осцилляторный потенциал, не в состоянии объяснить наблюдаемые в эксперименте магические числа нуклонов.
Решение проблемы было найдено М. Гепперт-Майер и Дж. Иенсеном, которые добавили к центрально-симметричному потенциалу V(r) спин-орбитальное взаимодействие.

V_ls(r) = f(r).

(6)

Спин-орбитальное взаимодействие приводит к расщеплению уровня с данным значением l на два состояния

l + 1/2 и l — 1/2.

При этом состояние с l + 1/2 смещается вниз по энергии, а состояние с l — 1/2 — вверх. Величина спин-орбитального расщепления уровней пропорциональна величине орбитального момента l. Поэто уровни с большими значениями орбитального момента l > 3 сильно смещаясь вниз по энергии оказываются среди уровней предыдущей оболочки, что позволяет правильно воспроизвести магические числа.
Для протонов в самосогласованый потенциал должен быть включен также кулоновский потенциал.

Рис. 2. Одночастичные уровни в оболочечном потенциале. Приведено схематическое изображение уровней в потенциале Вудса-Саксона: слева без учета спин-орбитального взаимодействия, справа — с учетом. Фигурные скобки объединяют уровни, входящие в одну осцилляторную оболочку. Черным цветом дано число вакантных мест для нуклонов одного сорта, в синим приведено полное число частиц, красным указаны магические числа

Cостояния нуклонов характеризуются квантовыми числами, которые определяют физические величины, сохраняющиеся при движении в сферически-симметричном поле (см. рис. 2). Обозначения состояний — 1d_5/2 означает, что радиальное квантовое число n = 1, орбитальный момент l = 2 (d-состояние), полный момент j = l + s = 5/2.
В оболочечной модели спин ядра складывается из суммы спинов и орбитальных моментов отдельных нуклонов. Принцип Паули и специфика ядерного взаимодействия приводят к тому, что все четно-четные ядра имеют полный момент (спин) равный 0. Четность ядерного состояния определяется произведением внутренних четностей нуклонов на четности волновых функций, описывающих движение нуклонов относительно общего центра инерции. Внутренняя четность нуклонов принята положительной. Четности ядерного состояния определяется соотношением

(7)

где l_i – орбитальный момент i-го нуклона.
Оболочечная модель во многих случаях хорошо воспроизводит экспериментальные значения спинов и четностей, электрических квадрупольных и магнитных моментов атомных ядер, средние времена жизни β-радиоактивных ядер, объясняет распределение ядер изомеров.

Рис. 3. Зависимость энергии нейтронных одночастичных состояний от массового числа

На рис. 3 показаны результаты расчетов нейтронных одночастичных состояний с потенциалом Вудса-Саксона, с небольшой зависимостью его глубины от нейтронного избытка. Радиус ядерного потенциала пропорционален A^1/3. Это приводит к тому, что с ростом A уменьшается расстояние между одночастичными состояниями. Кроме увеличения плотности одночастичных состояний с ростом A, видно, что меняется последовательность состояний.
Плотность одночастичных протонных состояний больше чем нейтронных, а их последовательность для оболочек выше четвертой иная, что обусловленно дополнительным вкладом кулоновского потенциала.

Основные положения одночастичной оболочечной модели

Суммарный момент основного состояния четно-четного ядра (N и Z — четные числа) равен 0.
Суммарный момент основных состояний ядер с нечетным A равен полному моменту j неспаренного нуклона.
Правило хорошо выполняется для ядер, у которых сверх заполненного состояния есть еще один нуклон, либо для заполнения последнего состояния недостает одного нуклона. Недостающий нуклон называется дыркой и момент ядра определяется спином и четностью этого недостающего нуклона.
Суммарный момент нечетно-нечетных ядер, неспаренные нуклоны которого находятся в одинаковых состояниях, равен удвоенному полному моменту неспаренного нуклона.
Энергия уровня с данным n растет с ростом l.
Спин орбитальное взаимодействие для параллельных и больше, чем для антипараллельных.

Рис. 4. Возбужденные уровни ²⁰⁹Pb

    Наилучшие предсказания оболочечная модель дает для ядер вблизи заполненных оболочек, для которых самосогласованный потенциал сферически-симметричный. Простейший вариант оболочечной модели – одночастичная оболочечная модель.
    На рис. 4 показаны возбужденные состояния дважды магического ядра с одним валентным нуклоном ²⁰⁹Pb. Большинство состояний (кроме 1/2^—) описываются одночастичной оболочечной моделью.
    Наряду со сферическими существуют деформированные ядра. Впервые расчеты одночастичных состояний с использованием деформированного аксиально-симметричного потенциала были выполнены в 1955 году C.Нильссоном .
    Деформированный потенциал Нильссона:

(8)

где x₁, x₂ и x₃ — координаты нуклона во внутренней системе координат.
Первый член в выражении (8) является потенциалом деформированного трехмерного гармонического осциллятора, частоты колебаний которого в направлении оси симметрии (₃) и в направлении перпендикулярном к ней () не совпадают между собой. К нему добавляется обычный спин-орбитальный член и член, который учитывает реальную радиальную зависимость оболочечного потенциала, опуская вниз одночастичные уровни энергии с большим орбитальным моментом l (D < 0). Деформация ядра частично снимает вырождение по j. Однако, сохраняется вырождение по знаку проекции j₃ на ось симметрии ядра. Положения одночастичных уровней в потенциале Нильссона в зависимости от деформации показаны на рис. 5.

Рис. 5. Одночастичные уровни энергии в потенциале Нильссона

ЗАДАЧИ

Модель оболочек
Обобщенная модель ядра

nuclphys.sinp.msu.ru

Размеры ядра

Лептоны

Открытая в 1937 году частица тоже была названа мезоном, μ-мезоном. Он имеет массу ~106 МэВ и существует в двух разновидностях — отрицательно заряженная частица и положительно заряженная античастица. Сегодня μ-мезон предпочитают называть мюоном. Мюоны — нестабильные частицы и распадаются по схеме

μ⁻→ e⁻+ _e + ν_μ, μ⁺→ e⁺+ ν_e + _μ ,

с образованием в конечном состоянии электрона (позитрона), электронного антинейтрино _e (нейтрино ν_e) и мюонного нейтрино ν_μ (антинейтрино _μ ). На то, что электронные и мюонные нейтрино разные частицы, впервые было указано в 1957 году М. Марковым и Ю. Швингером. Эта гипотеза была подтверждена в 1962 году в экспериментах на ускорителе в Брукхейвене. Было показано, что при взаимодействии мюонных нейтрино рождаются мюоны

ν_μ+ n → p + μ^—

и не рождаются электроны

ν_μ+ n p + е⁻.

Мюоны, электроны и нейтрино относятся к семейству лептонов. Еще одна частица этого семейства -лептон (таон) была открыта М. Перлом в 1979 году в реакции e⁺ + e⁻ τ⁺ + τ⁻. Она почти в два раза тяжелее протона и может распадаться не только подобно мюону на лептоны, но и на адроны.
Таким образом, семейство лептонов состоит из трех отрицательно заряженных частиц (e⁻, μ⁻, τ⁻) и соответствующих им трех типов нейтрино (ν_e, ν_μ, ν_τ). Лептоны e⁻, μ⁻, τ⁻ и их античастицы e⁺, μ⁺, τ⁺ участвуют в электромагнитных и слабых взаимодействиях, лептоны ν_e, ν_μ, ν_τ и их античастицы _e, _μ, _τ — только в слабых.
Принципиальное значение имеет вопрос о массе нейтрино. Масса каждого типа нейтрино много меньше массы соответствующего заряженного лептона. Современные экспериментальные оценки масс нейтрино следующие

m(ν_e) < 2 эВ, m(ν_μ) < 0.17 МэВ, m(ν_τ) < 15.5 МэВ.

Существует космологическое ограничение на суммарную массу всех типов нейтрино

m(ν_e) + m(ν_μ) + m(ν_τ) < 0.28 эВ.

Если нейтрино имеет массу, то возможны распады и осцилляции нейтрино, смешивание нейтрино различных типов. Гипотеза об осцилляции нейтрино была выдвинута в 1957 году Б. Понтекорво. В настоящее время интенсивно проводятся эксперименты по измерению массы покоя нейтрино и определению параметров осцилляций нейтрино.

17.01.2017

nuclphys.sinp.msu.ru

Атомное ядро

Состав и характеристика атомного ядра.

Ядро простейшего атома — атома водорода — состоит из одной элементарной частицы, называемой протоном. Ядра всех остальных атомов состоят из двух видов элементарных частиц — протонов и нейтронов. Эти частицы носят название нуклонов.

Протон. Протоно (p) обладает зарядом +eи массой

m_p= 938,28 МэВ

Для сравнения укажем, что масса электрона равна

m_e= 0,511 МэВ

Из сопоставления и следует, что m_p= 1836m_e

Протон имеет спин, равный половине (s= ), и собственный магнитный момент

где

— единица магнитного момента, называемая ядерным магнетоном. Из сравнения масс протона и электрона вытекает, что μ_яв 1836 раз меньше магнетона Бора μ_б. Следовательно, собственный магнитный момент протона примерно в 660 раз меньше, чем магнитный момент электрона.

Нейтрон. Нейтрон (n) был открыт в 1932 г. английским физиком

Д. Чедвиком. Электрический заряд этой частицы равен нулю, а масса

m_n= 939,57МэВ

очень близка к массе протона. Разность масс нейтрона и протона (m_n–m_p)

составляет 1,3 МэВ, т.е. 2,5 m_e.

Нейтрон обладает спином, равным половине (s= ) и (несмотря на отсутствие электрического заряда) собственным магнитным моментом

μ_n= — 1,91μ_я

(знак минус указывает на то, что направления собственных механического и магнитного моментов противоположны). Объяснение этого удивительного факта будет дано позже.

Отметим, что отношение экспериментальных значений μ_pи μ_nс большой степенью точности равно — 3/2 . Это было замечено лишь после того, как такое значение было получено теоретически.

В свободном состоянии нейтрон нестабилен (радиоактивен) – он самопроизвольно распадается, превращаясь в протон и испуская электрон (e^—) и еще одну частицу, называемую антинейтрино. Период полураспада (т.е. время, за которое распадается половина первоначального количества нейтронов) равен примерно 12 мин. Схему распада можно написать следующим образом:

Масса покоя антинейтрино равна нулю. Масса нейтрона больше массы протона на 2,5m_e. Следовательно, масса нейтрона превышает суммарную массу частиц, фигурирующих в правой части уравнения на 1,5m_e, т.е. на 0,77 МэВ. Эта энергия выделяется при распаде нейтрона в виде кинетической энергии образующихся частиц.

Характеристики атомного ядра. Одной из важнейших характеристик атомного ядра является зарядовое числоZ. Оно равно количеству протонов, входящих в состав ядра, и определяет его заряд, который равен +Z_e. ЧислоZопределяет порядковый номер химического элемента в периодической таблице Менделеева. Поэтому его также называют атомным номером ядра.

Число нуклонов (т.е. суммарное число протонов и нейтронов) в ядре обозначается буквой А и называется массовым числом ядра. Число нейтронов в ядре равно N=A–Z.

Для обозначения ядер применяется символ

где под Xподразумевается химический символ данного элемента. Слева вверху ставится массовое число, слева внизу – атомный номер (последний значок часто опускают). Иногда массовое число пишут не слева, а справа от символа химического элемента

Ядра с одинаковым Z, но разными А называютсяизотопами. Большинство химических элементов имеет по несколько стабильных изотопов. Так, например, у кислорода имеется три стабильных изотопа:

, у олова — десять, и т.д.

Водород имеет три изотопа:

– обычный водород, или протий (Z=1, N=0),

– тяжелый водород, или дейтерий (Z=1, N=1),

– тритий (Z=1, N=2).

Протий и дейтерий стабильны, тритий радиоактивен.

Ядра с одинаковым массовым числом А называются изобарами. В качестве примера можно привестии. Ядра с одинако- вым числом нейтроновN = A – Z носят названиеизотонов (,).Наконец, существуют радиоактивные ядра с одинаковымиZ и A, отличающиеся периодом полураспада. Они называютсяизомерами. Напри- мер, имеются два изомера ядра, у одного из них период полу-распада равен 18 мин, у другого – 4,4 часа.

Известно около 1500 ядер, различающихся либо Z, либо А, либо и тем и другим. Примерно 1/5 часть этих ядер устойчивы, остальные радиоактивны. Многие ядра были получены искусственным путем с помощью ядерных реакций.

В природе встречаются элементы с атомным номером Z от1до 92, исключая технеций (Tc, Z = 43) и прометий (Pm, Z = 61). Плутоний (Pu, Z = 94) после получения его искусственным путем был обнаружен в ничтожных количествах в природном минерале – смоляной обманке. Остальные трансурановые (т.е. заурановые) элементы (сZ от 93 до 107) были получены искусственным путем посредством различных ядерных реакций.

Трансурановые элементы кюрий (96 Cm), эйнштейний (99 Es),фермий (100 Fm) и менделевий (101 Md) получили название в честь выдающихся ученыхII. и М. Кюри, А. Эйнштейна, З. Ферми и Д.И. Менделеева. Лоуренсий (103 Lw) назван в честь изобретателя циклотрона Э. Лоуренса. Курчатовий (104 Ku) получил свое название в честь выдающегося физика И.В. Курчатова.

Некоторые трансурановые элементы, в том числе курчатовий и элементы с номерами 106 и 107, были получены в Лаборатории ядерных реакций Объединенного института ядерных исследований в Дубне ученым

Н.Н. Флеровым и его сотрудниками.

Размеры ядер. В первом приближении ядро можно считать шаром, радиус которого довольно точно определяется формулой

(ферми – название применяемой в ядерной физике единицы длины, равной

10^-13см). Из формулы следует, что объем ядра пропорционален числу нуклонов в ядре. Таким образом, плотность вещества во всех ядрах примерно одинакова.

Спин ядра. Спины нуклонов складываются в результирующий спин ядра. Спин нуклона равен 1/2. Поэтому квантовое число спина ядра будет полуцелым при нечетном числе нуклонов А и целым или нулем при четном А. Спины ядерJне превышают нескольких единиц. Это указывает на то, что спины большинства нуклонов в ядре взаимно компенсируют друг друга, располагаясь антипараллельно. У всех четно-четных ядер (т.е. ядро с четным числом протонов и четным числом нейтронов) спин равен нулю.

Механический момент ядра M_Jскладывается с моментом электронной оболочки в полный момент импульса атомаM_F, который определяется квантовым числом F.

Взаимодействие магнитных моментов электронов и ядра приводит к тому, что состояния атома, соответствующие различным взаимным ориентациям M_Jи (т.е. различнымF), имеют немного отличающуюся энергию. Взаимодействием моментов μ_L иμ_Sобусловливается тонкая структура спектров. Взаимодействиемμ_Jи определяется сверхтонкая структура атомных спектров. Расщепление спектральных линий, соответствующее сверхтонкой структуре, настолько мало (порядка нескольких сотых ангстрема), что может наблюдаться лишь с помощью приборов самой высокой разрешающей силы.

studfiles.net

Адроны и ядра

Д.Е. Ланской

Адроны и ядра
(слайды к лекциям)

1. Общие свойства адронных атомов.
    Девозбуждение атомов (мезоатомный каскад). Сдвиги и ширины мезоатомных состояний. Поглощение адронов ядром.
2. Пион-ядерное взаимодействие.
    А. Типы реакций. Поглощение. Перезарядка. Двойная перезарядка.
    Б. Δ-резонанс. Пионные атомы. Пион-ядерный оптический потенциал.
3. Каон-ядерное взаимодействие.
    А. Взаимодействие K^—-мезонов^{с ядрами. Резонанс Λ(1405). Каналы поглощения. K—ядерный
оптический потенциал. Каонные ядра.

    Б. Взаимодействие K⁺-мезонов с ядрами. Длины
свободного пробега различных частиц в ядре.

    В. Взаимодействие нейтральных каонов с ядрами.
Осцилляции и регенерация.
4. Свойства Λ-гиперядер.

    А. Энергии связи и спины основных состояний. Распады
и времена жизни.

    Б. Типы возбужденных состояний и спектры Λ-гиперядер. Гиперон-ядерное взаимодействие.

5. Методы образования Λ-гиперядер.

    А. Импульс, передаваемый гиперону в различных
реакциях. Сопоставление спектров Λ-гиперядер,
получаемых в этих реакциях. Преимущества и недостатки различных реакций.

    Б. Реакция (K^—,π^—).

    В. Реакция (π⁺,K⁺).

6. Σ^—, Ξ^— и Ω-гипероны
в ядрах.

    Конверсия. Σ-ядерное
взаимодействие. Лейновский потенциал.

7. Гиперядра с большой странностью.

    Состав и
стабильность по отношению к конверсии.

8. Взаимодействие антинуклонов с нуклонами и ядрами.
    Аннигиляция. Барионий. Исследование периферии ядра при помощи
аннигиляции антинуклонов.

9. Нейтронные звезды.

    Состав и уравнение состояния
материи нейтронных звезд. Зависимость массы от радиуса. Причины и условия
возникновения гиперонов. Физика гиперядер и физика нейтронных звезд.
Мезонный конденсат.}

nuclphys.sinp.msu.ru

Сверхтяжелые ядра (Z > 100)

При энергии ионов криптона вблизи кулоновского барьера наблюдалось три случая образования 118 элемента [V. Nilov et al Phys Rev Lett 83, 1104 (1999)]. Ядра ²⁹³118 имплантировались в кремниевый детектор и наблюдалась цепочка шести последовательных α-распадов, которая заканчивалась на изотопе ²⁶⁹Sg. Сечение образования 118 элемента составляло ~2 пикобарна. Период полураспада изотопа ²⁹³118 равен 120 мс. На рис. 3 показана цепочка последовательных α-распадов изотопа ²⁹³118 и приведены периоды полураспада дочерних ядер, образующихся в результате α-распадов.

Рис. 3. Цепочка последовательных α-распадов изотопа ²⁹³118. Приведены средние времена жизни дочерних ядер, образующихся в результате α-распадов

На основе различных теоретических моделей были рассчитаны распадные характеристики сверхтяжелых ядер. Результаты одного из таких расчетов показаны на рис. 4. Приведены периоды полураспада четно-четных сверхтяжелых ядер относительно спонтанного деления (а), α-распада (б), β-распада (в) и для всех возможных процессов распада (г). Наиболее устойчивым ядром по отношению к спонтанному делению (рис. 4а) является ядро с Z = 114 и N = 184. Для него период полураспада по отношению к спонтанному делению ~10¹⁶ лет. Для изотопов 114-го элемента, отличающихся от наиболее устойчивого на 6-8 нейтронов, периоды полураспада уменьшаются на 10-15 порядков. Периоды полураспада по отношению к α-распаду приведены на рис. 4б. Наиболее устойчивое ядро расположено в области Z < 114 и N = 184 (T_1/2 = 10¹⁵ лет). Для изотопа ²⁹⁸114 период полураспада составляет около 10 лет.

Рис. 4. Периоды полураспада, вычисленных для четно-четных сверхтяжелых ядер (числа обозначают периоды полураспада в годах): а — относительно спонтанного деления, б — α-распада, в -е-захвата и β-распада, г — для всех процессов распада

Стабильные по отношению к β-распаду ядра показаны на рис. 4в темными точками. На рис. 4г приведены полные периоды полураспада. Для четно-четных ядер, расположенных внутри центрального контура, составляют ~10⁵ лет. Таким образом, после учета всех типов распада оказывается, что ядра в окрестности Z = 110 и N = 184 образуют «остров стабильности». Ядро ²⁹⁴110 имеет период полураспада около 10⁹ лет. Отличие величины Z от предсказываемого оболочечной моделью магического числа 114 связано с конкуренцией между делением (относительно которого ядро с Z = 114 наиболее стабильно) и α-распадом (относительно которого устойчивы ядра с меньшими Z). У нечетно-четных и четно-нечетных ядер периоды полураспада по отношению к α-распаду и спонтанному делению увеличиваются, а по отношению к β-распаду уменьшаются. Следует отметить, что приведенные оценки сильно зависят от параметров, использованных в расчетах, и могут рассматриваться лишь как указания на возможность существования сверхтяжелых ядер, имеющих времена жизни достаточно большие для их экспериментального обнаружения.

Рис. 5. Зависимость энергии равновесной деформации (указана в МэВ рядом с кривыми) от количества протонов и нейтронов

Результаты еще одного расчета равновесной формы сверхтяжелых ядер и их периодов полураспада показаны на рис. 5, 11.11 [R. Smolan’czuk Phys. Rev C56, 1997, p.812]. На рис. 11.10 показана зависимость энергии равновесной деформации от количества нейтронов и протонов для ядер с Z = 104-120. Энергия деформации определяется как разность энергий ядер в равновесной и сферической форме. Из этих данных видно, что в области Z = 114 и N = 184 должны располагаться ядра, имеющие в основном состоянии сферическую форму. Все обнаруженные на сегодня сверхтяжелые ядра (они показаны на рис. 5 темными ромбами) деформированы. Светлыми ромбами показаны ядра стабильные по отношению к β-распаду. Эти ядра должны распадаться в результате α-распада или деления. Основным каналом распада должен быть α-распад.

Рис. 6. Периоды полураспада для четно-четных β- стабильных изотопов

Периоды полураспада для четно-четных β-стабильных изотопов показаны на рис. 6. Согласно этим предсказаниям для большинства ядер ожидаются периоды полураспада гораздо большие, чем наблюдались для уже обнаруженных сверхтяжелых ядер (0.1-1 мс). Так например, для ядра ²⁹²110 предсказывается время жизни ~ 51 год.
Таким образом, согласно современным микроскопическим расчетам, стабильность сверхтяжелых ядер резко возрастает по мере приближения к магическому числу по нейтронам N = 184. До недавнего времени единственным изотопом элемента с Z = 112 был изотоп ²⁷⁷112, имеющий период полураспада 0.24 мс. Более тяжелый изотоп ²⁸³112 был синтезирован в реакции холодного слияния ⁴⁸Ca + ²³⁸U. Время облучения 25 дней. Полное число ионов ⁴⁸Ca на мишени — 3.5·10¹⁸. Зарегистрированы два случая, которые были интерпретированы как спонтанное деление образовавшегося изотопа ²⁸³112. Для периода полураспада этого нового изотопа получена оценка T_1/2 = 81 c. Таким образом видно, что увеличение числа нейтронов в изотопе ²⁸³112 по сравнению с изотопом ²⁷⁷112 на 6 единиц увеличивает время жизни на 5 порядков.

Рис. 7. Парциальные периоды полураспада по отношению к спонтанному делению и α-распаду

На рис. 7 показано измеренное время жизни изотопов сиборгия Sg (Z = 106) в сравнении с предсказаниями различных теоретических моделей [Z. Patyk et al. Nucl. Phys. A533, 1991, p.132; R. Smolanczuk et al. Phys. Rev. C52, 1995, p.1871]. Обращает на себя внимание уменьшение почти на порядок времени жизни изотопа с N = 164 по сравнению с временем жизни изотопа с N = 162.
Наибольшего приближения к острову стабильности можно достичь в реакции ⁷⁶Ge + ²⁰⁸Pb. Сверхтяжелое почти сферическое ядро может образоваться в реакции слияния с последующим испусканием γ-квантов или одного нейтрона. Согласно оценкам образующееся ядро ²⁸⁴114 должно распадаться с испусканием α-частиц с периодом полураспада ~ 1 мс. Дополнительную информацию о заполненности оболочки в районе N = 162 можно получить, изучая α-распады ядер ²⁷¹108 и ²⁶⁷106. Для этих ядер предсказываются периоды полураспада 1 мин. и 1 час. Для ядер ²⁶³106, ²⁶²107, ²⁰⁵108, ^271,273110 ожидается проявление изомерии, причиной которой является заполнение подоболочек с j = 1/2 и j = 13/2 в районе N = 162 для ядер деформированных в основном состоянии.

Рис. 8. Функции возбуждения реакции образования элементов Rf (Z = 104) и Hs (Z = 108)для реакций слияния налетающих ионов ⁵⁰Ti и ⁵⁶Fe с ядром мишенью ²⁰⁸Pb

На рис. 8 показаны экспериментально измеренные функции возбуждения реакции образования элементов Rf (Z = 104) и Hs (Z = 108)для реакций слияния налетающих ионов ⁵⁰Ti и ⁵⁶Fe с ядром-мишенью ²⁰⁸Pb.
Образовавшееся компаунд-ядро охлаждается испусканием одного или двух нейтронов. Информация о функциях возбуждения реакций слияния тяжелых ионов особенно важны для получения сверхтяжелых ядер. В реакции слияния тяжелых ионов необходимо точно сбалансировать действие кулоновских сил и сил поверхностного натяжения. Если энергия налетающего иона недостаточно большая, то расстояние минимального сближения будет недостаточно для слияния двойной ядерной системы. Если энергия налетающей частицы будет слишком большой, то образовавшаяся в результате система будет иметь большую энергию возбуждения и с большой вероятностью произойдет развал ее на фрагменты. Эффективно слияние происходит в довольно узком диапазоне энергий сталкивающих частиц.

Рис.9. Схема потенциалов при слиянии ⁶⁴Ni и ²⁰⁸Pb

    Реакции слияния с испусканием минимального числа нейтронов (1-2) представляют особый интерес, т.к. в синтезируемых сверхтяжелых ядрах желательно иметь максимально большое отношение N/Z. На рис. 9 показан потенциал слияния для ядер в реакции ⁶⁴Ni + ²⁰⁸Pb²⁷²110. Простейшие оценки показывают, что вероятность туннельного эффекта для слияния ядер составляет ~ 10^-21, что существенно ниже наблюдаемой величины сечения. Это можно объяснить следующим образом. На расстоянии 14 Фм между центрами ядер первоначальная кинетическая энергия 236.2 МэВ полностью компенсируется кулоновским потенциалом. На этом расстоянии находятся в контакте только нуклоны, расположенные на поверхности ядра. Энергия этих нуклонов мала. Следовательно существует высокая вероятность того, что нуклоны или пары нуклонов покинут орбитали в одном ядре и переместятся на свободные состояния ядра-партнера. Передача нуклонов от налетающего ядра ядру-мишени особенно привлекательна в случае, когда в качестве мишени используется дважды магический изотоп свинца ²⁰⁸Pb. В ²⁰⁸Pb заполнены протонная подоболочка h_11/2 и нейтронные подоболочки h_9/2 и i_13/2. Вначале передача протонов стимулируется силами притяжения протон-протон, а после заполнения подоболочки h_9/2 — силами притяжения протон-нейтрон. Аналогично нейтроны перемещаются в свободную подоболочку i_11/2, притягиваясь нейтронами из уже заполненной подоболочки i_13/2. Из-за энергии спаривания и больших орбитальных моментов передача пары нуклонов более вероятна, чем передача одного нуклона. После передачи двух протонов от ⁶⁴Ni ²⁰⁸Pb кулоновский барьер уменьшается на 14 МэВ, что способствует более тесному контакту взаимодействующих ионов и продолжению процесса передачи нуклонов.
    В работах [В.В. Волков. Ядерные реакции глубоконеупругих передач. М. Энергоиздат, 1982; В.В. Волков. Изв. АН СССР серия физич., 1986 т. 50 с. 1879] был детально исследован механизм реакции слияния. Показано, что уже на стадии захвата формируется двойная ядерная система после полной диссипации кинетической энергии налетающей частицы и нуклоны одного из ядер постепенно оболочка за оболочкой передаются другому ядру. То есть оболочечная структура ядер играет существенную роль в образовании компаунд-ядра. На основе этой модели удалось достаточно хорошо описать энергию возбуждения составных ядер и сечение образования 102-112 элементов в реакциях холодного синтеза.
    В Лаборатории ядерных реакций им. Г.Н. Флерова (Дубна) синтезирован элемент с Z = 114. Была использована реакция

    Идентификация ядра ²⁸⁹114 проводилась по цепочке α-распадов. Экспериментальная оценка периода полураспада изотопа ²⁸⁹114 ~30 с. Полученный результат находится в хорошем согласии с ранее выполненными расчетами [Cherepanov E.A. Sub to Proc. Int VI Int. Conf on Dynamical Aspects on Nuclear Fission. Slovac Respublic. 1998].
   При синтезе 114 элемента в реакции ⁴⁸Cu + ²⁴⁴Pu максимальный выход дает канал с испарением трех нейтронов. При этом энергии возбуждения составного ядра ²⁸⁹114 была 35 МэВ.
    Теоретически предсказываемая последовательность распадов, происходящих с ядром ²⁹⁶116, образующемся в реакции , приведена на рис.10.

Рис. 10. Схема распада ядра ²⁹⁶116

Ядро ²⁹⁶116 охлаждается испусканием четырех нейтронов и превращается в изотоп ²⁹²116, который далее с 5% -ой вероятностью в результате двух последовательных e-захватов превращается в изотоп ²⁹²114. В результате α-распада (T_1/2 = 85 дней) изотоп ²⁹²114 превращается в изотоп ²⁸⁸112. Образование изотопа ²⁸⁸112 происходит и по каналу

Конечное ядро ²⁸⁸112, образующееся в результате обеих цепочек, имеет период полураспада около 1 часа и распадается в результате спонтанного деления. Примерно с 10%-ой вероятностью в результате α-распада изотопа ²⁸⁸114 может образовываться изотоп ²⁸⁴112. Приведенные выше периоды и каналы распада получены расчетным путем.
Анализируя различные возможности образования сверхтяжелых элементов в реакциях с тяжелыми ионами нужно учитывать следующие обстоятельства.

Необходимо создать ядро с достаточно большим отношением числа нейтронов к числу протонов. Поэтому в качестве налетающей частицы надо выбирать тяжелые ионы, имеющие большое N/Z.
Необходимо, чтобы образующееся компаунд-ядро имело малую энергию возбуждения и небольшую величину момента количества движения, так как в противном случае будет снижаться эффективная высота барьера деления.
Необходимо, чтобы образующееся ядро имело форму близкую к сферической, так как даже небольшая деформация будет приводить к быстрому делению сверхтяжелого ядра.

Весьма перспективным методом получения сверхтяжелых ядер являются реакции типа ²³⁸U + ²³⁸U, ²³⁸U + ²⁴⁸Cm, ²³⁸U + ²⁴⁹Cf, ²³⁸U + ²⁵⁴Es. На рис. 11 приведены оценочные сечения образования трансурановых элементов при облучении ускоренными ионами ²³⁸U мишеней из ²⁴⁸Cm, ²⁴⁹Cf и ²⁵⁴Es. В этих реакциях уже получены первые результаты по сечениям образования элементов с Z > 100. Для увеличения выходов исследуемых реакций толщины мишеней выбирались таким образом, чтобы продукты реакции оставались в мишени. После облучения из мишени сепарировались отдельные химические элементы. В полученных образцах в течение нескольких месяцев регистрировались продукты α-распада и осколки деления. Данные, полученные с помощью ускоренных ионов урана, ясно указывают на увеличение выхода тяжелых трансурановых элементов по сравнениюю с более легкими бомбардирующими ионами. Этот факт чрезвычайно важен для решения проблемы синтеза сверхтяжелых ядер. Несмотря на трудности работы с соответствующими мишенями прогнозы продвижения к большим Z выглядят довольно оптимистично.

Рис. 11. Оценки сечений образования трансурановых элементов в реакциях ²³⁸U с ²⁴⁸Cm, ²⁴⁹Cf и ²⁵⁴Es

Продвижение в область сверхтяжелых ядер в последние годы оказалось ошеломляюще впечатляющим. Однако, пока все попытки обнаружить остров стабильности не увенчались успехом. Поиск его интенсивно продолжается.

См. также Ядерные реакции с тяжелыми ионами и синтез новых ядер

nuclphys.sinp.msu.ru

Тяжелые ядра Z

Тяжелые ядра (Z < 100)

    Наиболее тяжелыми стабильными ядрами являются изотопы свинца (Z = 82) и висмут (Z = 83). Химические элементы с Z > 83 нестабильны и распадаются в результате α-, β-распадов или спонтанного деления.
    Рассмотрим вначале область ядер Z ~ 83 — 89. Наиболее долгоживущие изотопы этих элементов являются α-излучателями. Легкие изотопы распадаются в результате β⁺-распада, тяжелые — в результате β^—-распада. В естественных условиях некоторые из этих изотопов наблюдаются как продукты распада более долгоживущих изотопов урана (Z = 92), тория (Z = 90).
    Периоды полураспада наиболее долгоживущих изотопов элементов Z = 83 — 89 не превышают 2·10³ лет. Далее располагаются изотопы тория (Z = 90) и урана (Z = 92), которые образуют первый остов стабильности — группу долгоживущих изотопов, окруженную со всех сторон «морем» относительно короткоживущих изотопов (табл.1).

Таблица 1. Долгоживущие тяжелые изотопы урана и тория

Изотоп	Содержание в естественной смеси, %	Период полураспада, лет
²³²Th	100	1.41·10¹⁰
²³⁵U	0.7196	7.10·10⁸
²³⁶U	0.001	2.4·10⁷
²³⁸U	99.276	4.51·10⁹

Выделенность изотопов Th и U обусловлена их большим периодом полураспада, сравнимым со временем существования Земли. Для обозначения таких ядер существует специальный термин — Primordial Nuclide. Так как, с одной стороны, времена жизни таких ядер велики по сравнению с земными масштабами времен, а, с другой стороны, эти ядра все же нестабильны, они являются источником существования целой группы ядер, расположенных между ураном и свинцом. Так например, изотоп ²³⁵U является родоначальником одного из четырех радиоактивных семейств (рис. 1).

Рис. 1. Радиоактивное семейство ²³⁵U

Последовательные превращения элементов в этих семействах происходят либо путем α-распада, либо β -распада. Следовательно, для каждого радиоактивного семейства массовое число при последовательном распаде либо не меняется, либо меняется на четыре единицы. Из рисунка видно, что большое количество ядер с массовыми числами A = 209-234, обнаруженное в настоящее время на Земле и имеющее времена жизни значительно меньшие, чем время существования Земли, обязаны своим происхождением изотопу ²³⁵U. Аналогичная ситуация имеет место и для других радиоактивных семейств.

Изотопы с Z >92

Химические элементы с Z > 92 были получены искусственным путем. Химические элементы Z = 93,94 были получены в результате облучения ²³⁸U нейтронами. В результате β^—-распада изотопа ²³⁹U (Z = 93) образуется изотоп нептуния ²³⁹Np, который затем, распадаясь, образует изотоп плутония ²³⁹Pu (Z = 94).

Химический элемент с атомным номером Z = 95 америций был получен в 1944 году в результате реакции

Четвертый трансурановый элемент кюрий (Z = 95) также был получен в 1944 году в результате реакции

Это ядро является α-излучателем с периодом полураспада T_1/2 = 162.79 дня. Оно было затем обнаружено как продукт β⁻-распада ²⁴²Am.

Элемент с порядковым номером Z = 97 был получен в 1949 году и назван берклием.

Химический элемент калифорний с Z = 98 был получен в 1950 году в реакции

Этот химический элемент был выделен в количестве 5000 атомов и образовался в результате облучения ~10^-6 г. кюрия.
Ряд изотопов калифорния был получен путем бомбардировки мишени из ²³⁸U пучками тяжелых ионов углерода и азота

В табл. 2 приведены реакции, в которых впервые были получены элементы тяжелее урана вплоть до Z = 101.

Таблица 2. Реакции, в которых впервые были получены трансурановые элементы

Z	Реакция
93,94
95
96
97
98
99
100
101

    Первые трансурановые элементы были получены в результате облучения ²³⁸U нейтронами. В результате захвата нейтрона и последующего β^—-распада заряд первоначального ядра увеличивается на единицу. С созданием ядерных реакторов большой мощности стало возможным накапливать необходимые количества трансурановых элементов и использовать их в качестве мишеней для продвижения к большим Z путем облучения на циклотронах легкими заряженными частицами. В частности, таким способом удалось получить достаточно большие количества изотопа ²³⁹Pu, так как период полураспада его составляет 2.4·10⁴ лет.
    Элементы с Z = 95-98 были получены впервые в результате облучения трансурановых мишеней
α-частицами.
    Использование ядерных реакторов с большой плотностью потока нейтронов позволяет получать трансурановые элементы путем последовательного захвата нескольких нейтронов. Если в качестве исходного вещества, облучаемого в ядерном реакторе, выбрать изотоп ²³⁹Pu, то последовательность образующихся изотопов можно проследить на диаграмме, представленной на рис. 2. Таким образом можно продвинуться в область Z = 97-98. Цепочка будет обрываться на изотопе ²⁵²Cf, так как образующийся в результате захвата нейтронов изотоп ²⁵³Cf является β^—-излучателем и с периодом полураспада 17.8 дня превращается в изотоп ²⁵³Es, распадающийся с испусканием α-частиц (T_1/2 = 20.4 дня). В результате длительного облучения (около 100 суток) в реакторе с плотностью потока нейтронов 10¹⁶ нейтронов/см²·с можно получить около одного процента ядер изотопа ²⁵²Cf от исходного количества ²³⁹Pu.

Рис. 2. Образование трансурановых элементов при облучении нейтронами мишени ²³⁹Pu

    Продвижение к элементам с большим Z оказывается таким способом практически невозможным не только из-за того, что образующиеся изотопы имеют малые периоды полураспада, но главным образом потому, что основными видами распада образующихся изотопов химических элементов тяжелее урана — трансурановых элементов, являются α-распад, β-распад и спонтанное деление.
    Можно попытаться продвинуться к большим Z, используя мощные импульсные потоки нейтронов так, чтобы длительность нейтронного облучения была много меньше периодов полураспада изотопов, обрывающих цепочку. Изотопы и были впервые получены при взрыве термоядерного устройства в результате мгновенного (~10^-6 c) захвата ядром соответственно 15 и 17 нейтронов и последующего β-распада образовавшихся изотопов ²⁵³U и ²⁵⁵U.
   Сто первый элемент — менделевий — был получен в 1955 году в реакции

Весь имеющийся запас эйнштейния, полученный путем облучения в ядерных реакторах к 1995 году, составлял около 10^-12 г. Поэтому несмотря на то, что сечение реакции (α,n) довольно велико
(~10^-3 барн), образование менделевия происходило со скоростью около 1 атома в час. В первой серии экспериментов было получено всего 17 ядер 101-го элемента. Здесь особенно отчетливо проявились все сложности, с которыми пришлось вскоре столкнуться при получении новых элементов тяжелее фермия (Z > 100) — трансфермиевых элементов.

Отсутствие в требуемых количествах мишеней из тяжелых трансурановых элементов.
Существенное уменьшение по мере увеличения Z времени жизни изотопов, что значительно усложняет идентификацию полученных элементов.

    Облучение ²³⁸U различными пучками тяжелых ионов (гелий, углерод, изотопы кислорода) привели к открытию большого числа изотопов с Z = 95-100. В 1951 году Э. Макмиллан и Г. Сиборг получили Нобелевскую премию по химии за открытие и исследование в химии трансурановых элементов.
    Как следует из табл. 11.2 и комментария к ней первые трансурановые элементы были получены облучением α-частицами все более тяжелых мишеней, таких как плутоний, кюрий, эйнштейний. Таким способом были получены изотопы Z = 96-100 в исследовательских группах Дубны (Г. Флеров, Ю. Оганесян) и Беркли (Г. Сиборг, А. Гиорсо).
    Следующий этап в получении тяжелых ядер связан с использованием пучков ускоренных ионов тяжелее углерода, азота и кислорода. Это позволило вернуться к использованию более доступных мишеней из стабильных изотопов свинца и висмута. Так, 102 элемент может быть получен как в реакции так и в реакции
    Использование в качестве мишеней ядер близких к магическим имеет дополнительное преимущество, так как энергия реакции Q оказывается более отрицательной и энергия возбужденного составного ядра E^*, образующаяся в результате слияния исходных ядер, более низкой E^* = E_cm + Q, что приводит к испусканию меньшего количества нейтронов из составной системы при ее охлаждении. Кинетическая энергия налетающей частицы E_cm выбирается возможно ниже, вблизи кулоновского барьера, чтобы преодолеть кулоновское взаимодействие сталкивающихся ядер. Уменьшение величины энергии возбуждения ядра необходимо для уменьшения вероятности деления образующейся составной системы. Концепция холодного синтеза была впервые выдвинута Ю. Оганесяном и оказалась решающей при получении сверхтяжелых элементов.

nuclphys.sinp.msu.ru

Смрадные ядра – Химическое оружие — Lurkmore

3.1. Строение, свойства атома и ядра

Модель ядерных оболочек. Одночастичные состояния

Модель ядерных оболочек. Одночастичные состояния