Энергия зависимость от массового числа

Рис. 10. Зависимость удельной энергии связи от массового числа.

Рис. 82. Зависимость энергии связи в ядре от массового числа элемента

Рис. 11-5. Кривая зависимости энергии связи (Мэе на один нуклон) от массового числа.

Атомные ядра включают N нейтронов и Z протонов. Параметры и свойства атомных ядер влияют на протекание химических процессов, так как масса, заряд, энергия связи, устойчивость и ядерный спин ядра в значительной мере определяют свойства атома в целом. Отметим прежде всего, что с помощью масс-спектроскопических методов можно обнаружить разность ме кду массой ядра и массой, найденной простым суммированием масс составляющих его нуклонов, — так называемый дефект массы Ат. Энергетический эквивалент дефекта массы представляет собой энергию связи нуклонов в ядре. Ат = = 1,0078 Z+1,0087 N —т. Для ядра гелия Ат = 0,03 а. е. м., что соответствует 27,9 МэВ. Энергия связи ядра химического элемента приблизительно линейно зависит от массового числа A=--Z- -N. Если построить график зависимости средней энергии связи па один нуклон от массового числа, наблюдается максимум при средних значениях массового числа. Таким образом, ядра со средним массовым числом более устойчивы, чем тяжелые или легкие. Следует отметить, что тяжелые ядра богаче нейтронами, чем легкие. При Z>84 уже не существует стабильных ядер. Различают следующие виды ядер изотопы (равные Z, неравные N), изотоны (неравные Z, равные N), изобары (неравные Z, неравные N, равные А), изомеры (равные Z и N, однако внутренняя энергия неодинакова). Для нечетных А имеется лишь одно стабильное ядро, а для четных — несколько стабильных ядер изобаров (правило изобар Маттауха). [c.34]

Пользоваться величиной удобнее, так как она не зависит от первоначальной энергии нейтрона. График этой функции в зависимости от массового числа А приведен на рис. 4.7. [c.57]

Мэе на один нуклон (ядерную частицу). Если построить график зависимости средней энергии связи на один нуклон от массового числа, то получается кривая, показанная на рис. 11-5. Эта кривая быстро возрастает от малых значений для изотопов с небольшим массовым числом до максимального значения — примерно 8,8 Мэе в области массового числа 55. Затем энергия связи начинает очень медленно уменьшаться и для уже составляет только 7,6 Мэе. Изменение энергии связи происходит плавно, исключая три очень легких элемента — Не, и в 0, каждому из которых отвечает аномально высокое значение энергии связи. Хотя 8 или 9 Мэе сами по себе это незначительные количества энергии, но при рассмотрении энергии связи для грамм-атома элемента, порядок энергии связи соответствует порядку величин энергий ядерных процессов. [c.391]

Физической основой нейтронной радиографии является зависимость сечения взаимодействия излучения с веществом от характеристик вещества и прежде всего от его атомного номера и массового числа. В отличие, например, от рентгеновского и у-излучений эта зависимость для нейтронов (преимущественно низких энергий) выражена более сильно и имеет до некоторой степени противоположный характер (рис. 25). В связи с тем что эффективные сечения взаимодействия нейтронов с ядрами веществ увеличиваются с понижением энергии нейтронов (рис. 26), в радиационной дефектоскопии нашли преимущественное использование тепловые и надтепловые нейтроны. Из анализа кривых следует, что нейтроны вполне целесообразно использовать при дефектоскопии таких веществ, как марганец, бор, кадмий, водород и др. В этих веществах наблюдается резкое изменение в зависимости от энергии, что позволяет хорошо выявлять дефекты. [c.79]

В масс-спектрометре органическое соединение (или их смесь) переводится в газообразное состояние, затем подвергается действию электронного (фотонного) удара или сильного электриче-ческого поля, в результате чего удаляется электрон с одной из молекулярных орбиталей и образуется положительно заряженный молекулярный ион. Обладая избыточной энергией, полученной, например, от ударяющего электрона (имеющего, как правило, энергию 50—100.эВ), этот нон распадается на заряженные и нейтральные осколки, первые из которых далее в магнитном (или ином) анализаторе делятся в зависимости от их массы (точнее, в зависимости от отношения массы частицы к ее заряду, последний обычно равен единице) и далее регистрируются. Массовое число, соответствующее исходному (молекулярному) иону и осколочным ионам, является точной и однозначной характеристикой исходной молекулы и ее фрагментов. Образование набора тех или иных осколочных ионов с данной распространенностью (концентрацией) однозначно характеризует структуру исходной молекулы, так что даже очень близкие по структуре соединения (например, изомерные углеводороды) дают свои неповторимые масс-спектры. [c.131]

Взаимодействие нейтрона низкой энергии < 10 эВ с ядром с массовым числом А, как правило, приводит к образованию составного возбужденного ядра с массовым числом А + 1 и последующему снятию возбуждения испусканием гамма-кванта. Эта реакция называется реакцией радиационного захвата и обозначается (п,у), ее сечение при Е < 0,5 эВ обычно обратно пропорционально скорости нейтрона а ,у = l/v . При Е > 0,5 эВ характерной особенностью зависимости сечения а от энергии нейтронов является появление резонансов, которые обусловлены наличием у составного ядра, как у любой квантовой системы, определенных энергетических уровней. Когда энергия возбуждения (сумма кинетической энергии нейтрона и его энергия связи в составном ядре) очень близка или равна энергетическому уровню составного ядра, то сечение захвата значительно возрастает (резонансный захват). Поскольку таких энергетических уровней у некоторых ядер много, то суммарное сечение захвата у таких ядер в резонансной области энергий нейтронов велико. [c.6]

Ядерные синтезы. На кривой зависимости энергии связи от массового числа (рис. 182) минимум приходится на элементы середины Периодической системы. Самые устойчивые ядра располагаются в интервале массовых чисел 40—85. В соответствии с этим можно ожидать, что экзотермический эффект ядерного превраще- [c.421]

Удельная энергия связи нуклонов закономерно изменяется в зависимости от массового числа, о чем свидетельствует рис. 1. Как видно из рисунка, удельная энергия связи растет с увеличением массового числа, достигая максимального значения в области массовых чисел, равных 50 (приблизительно 8,7 МэВ). Далее с ростом массового числа удельная энергия падает и у последних элементов периодической системы она составляет 7,5 МэВ. [c.8]

Наиболее высоким значениям удельной энергии связи будут соответствовать минимальные значения множителя f. На рис. 2 представлена зависимость упаковочного множителя от массового числа. Упаковочный коэффициент, имеющий сравнительно высокие значения для ядер с малым массовым числом, при увеличении,/4 быстро убывает и в диапазоне массовых чисел от 40 до 200 претерпевает незначительные изменения. Отрицательное значение коэффициента упа- [c.9]

А 0 100 т 200 А Рис. 1. Зависимость удельной энергии связи нуклонов от массового числа. [c.9]

СЯ данные по содержанию в земле наиболее распространенных элементов. Как видно из таблицы, самым распространенным элементом является железо (благодаря тому, что ядро нашей планеты на 3/4 состоит из этого элемента). Интересно, что именно на Ре приходятся экстремумы на графиках зависимости от массового числа удельной энергии связи нуклонов (см. рис, 1) и упаковочного множителя (см. рис. 2). Таким образом, высокое содержание железа полностью отвечает его наиболее выгодным энергетическим характеристикам. Можно считать поэтому, что железо будет преобладающим элементом на любой, не очень отличающейся по природе (и, прежде всего, по размерам) от Земли, планете каждой планетной системы. [c.21]

Подобные расчеты можно выполнить и для других ядер. Чем больше энергия связи на один нуклон, тем больше устойчивость ядра. На рисунке 2.2 показана зависимость энергии связи, отнесенной к нуклону, от массового числа ядра А. [c.24]

Многое в этой статье вызывало недоумение, и прежде всего то, что авторы не смогли точно указать массовое число изотопа (оно определяется суммой протонов и нейтронов в ядре). Объяснялось это двумя причинами. Во-первых, не удалось выяснить зависимость выхода продукта от энергии ионов из-за неопределенности этой характеристики потока. Вторая причина — довольно сложный изотопный состав материала мишени. [c.462]

Рис. 6.6. Вещественные и мнимые части s-волновых пион-нуклонных длин рассеяния, извлеченные из сдвигов энергии и ширин уровней пионных атомов. Интерполяционные прямые линии проведены на глаз. Они ясно показывают линейную зависимость от массового числа ядра А, а также систематическое изменение с избытком нейтронов N - Z (взято из работы Ий/пег et al., 1974)

Процесс разрыва связи с образованием осколков требует дополнительной энергии по сравнению с первичной ионизацией. Для образования осколочных ионов молекула должна получить определенное количество энергии минимальную величину этой энергии называют потенциалом появления иона. Форма кривой зависимости интенсивности пика, соответствующего данному осколку, от энергии электрона сходна по форме с изображенной на рис. 40 кривой эффективности ионизации (пунктирная кривая). Из рассмотрения приведенных выше уравнений ясно следует, что сложная молекула может дать большое число самых разнообразных осколков и тем самым весьма сложный масс-спектр. Если энергия электронов значительно превышает потенциал ионизации, в спектре будут наблюдаться практически все массы, которые можно скомбинировать из имеющихся в распоряжении атомов. Это, па первый взгляд довольно обескураживающее обстоятельство, не следует принимать слишком серьезно в расчет, так как интенсивность различных пиков очень сильно варьирует. Те ионы, образование которых энергетически более выгодно, будут появляться с большей вероятностью, что обусловит более высокую интенсивность пика при соответствующем массовом числе. Очевидно, что именно эти пики наиболее пригодны для интерпретации спектра с точки зрения структуры исходного соединения (см. стр. 334). [c.311]

Рис. 7.4. Зависимость энергий связи на 1 нуклон от массового числа

Краткие обзоры по вопросу применения умножителей в масс-спектрометрии можно найти в [2, с. 214 81]. Коэффициент у , хотя он и зависит от многих факторов (например, геометрии умножителя, степени активизации поверхности диодов, влияния- внешнего магнитного поля), в условиях одного эксперимента можно считать постоянным. Коэффициент конверсии у , однако, кроме перечисленных факторов, зависит от параметров регистрируемых ионов. Изучению этих зависимостей было посвящено несколько работ, но тем не менее, задача не разрешена в полной мере и до сих пор. Общий вид функции У1 = / ( )кин (где кин — кинетическая энергия иона, соударяющегося с поверхностью) для среднего диапазона энергий 2—10 кэВ, близок к линейному, причем линейный участок возрастает с ростом массы иона [82]. При равной энергии ионов у,-где М — массовое число иона. [c.35]

Эти циклы можно применить и к другим радиоактивным изотопам редкоземельных элементов. В приведенном примере взяты фрагменты из общего цикла, охватывающего изотопы с массовыми числами 4м+3. Следовательно, возможны четыре системы замкнутых циклов энергий распада для изотопов с массовыми числами, выражаемыми через 4п, 4п+1, 4м+2 и 4л+3. Подобные циклы позволяют предсказывать еще не найденные экспериментально энергии распадов радиоактивных изотопов лантаноидов. К сожалению, применение этих циклов к области редкоземельных изотопов ограничено, поскольку, во-первых, экспериментальные данные об энергиях а-превращений очень скудны, а, во-вторых, энергии превращения посредством электронного захвата определить экспериментально обычно невозможно. А ведь редкоземельные а-излу-чатели в большинстве своем склонны н к этому типу превращений. Поэтому приходится прибегать к сложным побочным теоретическим расчетам, используя, в частности, кривые зависимости Е от числа нейтронов. [c.150]

Нарисуйте, кривую зависимости энергии ядерной связи в расчете на 1 нуклон от массового числа. . [c.39]

Рис. 1. 6. Зависимость энергии связи на нуклон от массового числа.

На рис. 5 изображена кривая зависимости коэффициента упаковки от массового числа. У легких элементов (от Н до Не) величины коэффициентов упаковки малы и энергия связи очень высока. Для элементов, начиная с кремния, и более тяжелых коэффициенты упаковки имеют приблизительно одинаковое значение. Таким образом, в большинстве атомных ядер нуклоны связаны почти одинаково. [c.26]

Реально существующие стабильные атомные ядра. Для того чтобы сопоставлять величины сил, связывающих воедино индивидуальные частицы, рационально рассмотреть величину ЛМ/А (доля энергии связи, которая приходится на одну частицу, входящую в состав ядра) и считать ее мерой устойчивости ядра. Для той же цели введено понятие о коэффициенте упаковки (pa king fra tion). Он представляет отношение разности измеренной массы изотопа М и массового числа А к массовому числу А (М — А) А. Этим коэффициентом широко пользуются, поскольку имеется прямая зависимость между ним и энергией связи нуклонов в ядре. [c.49]

Зависимость между энергией испу< каемых альфа-частиц н массовы числом (плп числом нейтронов ядре) изотопов астата [c.296]

Было твердо установлено, что сноитанно делящийся изотоп с периодом полураспада около двух секунд регистрируется лишь тогда, когда по условиям опыта возможно полное слияние ядер америция и неона, а продукты побочных реакций отсеяны специальными приспособлениями. При полном слиянии образовывались новые ядра н очевидно ядра 105-го, однако необходимо было определить их массовое число. Для этого измерялась так навы-ваеыая функция возбуждения, т. е. зависимость вероятности образования новых ядер от энергии бомбардирующих ионов. Кривые, построенные по результатам этих экспериментов, наглядно показывали, что образовавшиеся в реакции полного слияния возбужденные составные ядра остывали , испуская четыре нейтрона. Это означало, что наиболее вероятное массовое число нового изотопа равно 261 243+22-4... [c.490]

Рис. 7.22. Сечения неупругого рассеяния, поглощения и однократной перезарядки для реакций под действием с энергией 165 МэВ на различных ядрах в зависимости от массового числа ядра А. Сечения однократной перезарядки — полуэмпирические оценки. Для сравнения показано и полное сечение аил (из работы Ashery et al., 1981b)

Рис. 3.4.1. Схематичное изображение наблюдаемой (космической) распространённости элементов (нормированной так, что распространённость кремния [51] = = 10 атомов) как функции массового числа А (шкала логарифмическая). Двойные максимумы, лежашие вблизи магических нейтронных чисел (Л ) 50, 82, 126, обусловлены г- и з-процес-сами. Хорошо виден железный максимум в области Ре-Со-№, отвечающий максимальной энергии связи. В области А > 120 видна смена экспоненциальной Л-зависимости распространённости на почти полную (в среднем) независимость от А

Обратимся теперь к проблеме определения независимых выходов отдельных членов цепочки с определенным массовым числом. Следует отметить, что каждая пара осколков деления IJ235 тепловыми нейтронами претерпевает в среднем 6,3 -распа-дов, причем выделяется энергия —20 Мэе. Состав смеси продуктов деления может иметь качественные и количественные различия в зависимости от вида делящегося элемента, характера деления и времени, прошедшего от начала деления. [c.550]

Для нахождения этих зависимостей С. Рудстам предположил, что сечения образования различных изотопов, при достаточно большой энергии бомбардируюших частиц, не зависят от индивидуальных особенностей их ядер. Тогда сечения образования изотопов с данным изотопическим числом I, равным А — 21, будут плавно уменьшаться с увеличением разности масс ядра-мишени и ядра-продукта. Рис. 5-17, где подобные кривые изображены для случая расшепления ванадия протонами с энергией 187 Мэе, подтверждает правильность этого предположения. Из данных рис. 5-17 путем суммирования экспериментально определенных, а также интерполированных и экстраполированных выходов изобаров с данным массовым числом А был построен график зависимости общего сечения образования ядер с данным массовым числом от массового числа (рис. 6-17). Р1з рисунка видно, что в интервале масс 48—32 з (Л) уменьшается с уменьшением А примерно экспоненциально. По данным рис. 5-17 и 6-17 можно найти зависимость сечений образования изотопов с данным массовым числом от порядкового номера элемента 2. [c.650]

Табл. 19 служит хорошей иллюстрацией к изложенным ранее закономерностям. У пзотопов, содержащих 84 нейтрона, энергия а-распада увеличивается с ростом заряда ядра, по мере того, как увеличивается дефицит нейтронов соответственно этому уменьшаются периоды полураспадов. Для изотопов одного и того же элемента максимум достигается тоже у изотопа с 84 нейтронами. Можно графически изобразить зависимость Д-чя редкоземельных -активных изотопов от массового числа (рис. 14). [c.147]

Энергия ядерной связи. Можно легко понять, почему как деление, так и слияние ядер могут служить источником энергии, если обратиться к графику (рис. 1.6), на котором показана зависимость энергии ядерной связи на один нуклон от массового числа. Энергия связи вычислена путем вычитания действительного значения массы ядра из суммы масс, входящих в него нейтронов и протонов. Затем полученная разность пересчитана в энергию по уравнению Эйнштейна Е = тс . Ядерную энергию обычно измеряют в миллионах электронвольт (МэВ) 1 МэВ = 96,5хЮ кДжХ Хмоль ). Так, для ядра имеем [c.37]

После деления значения энергии связи на массовое число получается средняя энергия связи на нуклон е. Кривая зависимости энергии связи е от массового числа показана на рис. 1. 6. Видно, что энергия связи на один нуклон составляет для всех ядер, за исключением самых легких, приблизительно 8 А1эв. Энергия связи на нуклон е, выраженная в мегаэлектронвольтах, составляет 1,10 Н"2,79 Не 2,54 Не 7,07 Ы" 5,58 Ве 7,04 . , [c.24]

Различные эксперименты — рассеяние а-частиц ядрами, рассеяние быстрых нейтронов, связь между временем жизни а-активных веществ и энергией вылетающих а-частиц (в теоретическое выражение для постоянной а-распада входит величина радиуса ядра) —позволяют установить приближенную зависимость между радиусом ядра и его массовым числом Я=ЯоХ ХЛ см, где 1,4 см. Ясно, что в этом случае объем, который приходится в ядре на один нуклеон [c.180]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология