Изобары ядерные

Строение атома и периодический закон Д. И. Менделеева. Основные этапы развития представлений о строении атома. Модель строения атома Резерфорда. Постулаты Бора. Корпускулярно-волновая природа электрона. Квантово-механическая модель атома. Квантовые числа. Атомные орбитали. Заполнение уровней, подуровней и орбиталей электронами принцип минимальной энергии, принцип Паули, правило Хунда. Правила Клечковского. Электронные формулы элементов 1-1У периодов. Строение атомных ядер. Изотопы. Изобары. Ядерные реакции. Современная формулировка периодического закона. Периодическая система элементов в свете строения атома. Периоды, группы, подгруппы. 8-, р-, d- и -элементы. Периодичность свойств химических элементов. [c.4]

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]

Анализ кривых ядерной устойчивости в работах [30—32] показывает, что только изотопы с атомным весом Л = 97 и 99, возможно, должны быть стабильными. Однако, согласно правилу Щукарева—Маттауха, не существует двух устойчивых изобаров, ядерные заряды которых различаются лишь на единицу. Это правило хорошо отражает общие закономерности изотопного состава различных элементов, хотя и имеет несколько исключений (Сс1>>з и 1п"3 и Sn Те 2з и . [c.13]

ИЗОБАРЫ ЯДЕРНЫЕ — см. Изотопы. [c.73]

Изобары (ядра с одинаковым массовым числом) имеют близкие массы и различные ядерные свойства. Атомы с такими ядрами обладают различными химическими свойствами и называются [c.48]

Исходное ядро — Изменятся ли в ((1, р)-реакции массовое и зарядовое число Изотопом или изобаром будет являться дочернее ядро в этой реакции по отношению к исходному ядру Написать уравнение ядерной реакции в сокращенном виде. [c.37]

В табл. 2.2 дано сравнение этих коэффициентов с экспериментальными величинами на пороге при (л = т . Очевидно, что одних нуклонных борновских слагаемых совершенно недостаточно, чтобы описать параметр со, который очень важен в ядерных приложениях, так же как и параметр 1, в то время как параметры с и о вполне успешно воспроизводятся. Существуют дополнительные значительные вклады, потерянные на этом этапе. Как мы покажем в следующем разделе, они вызваны, прежде всего, А-изобарой. [c.35]

Табл. 2,5 суммирует пороговые р-волновые параметры, полученные в моделях изобары в подходах различной степени сложности. Повторим, что наиболее важным параметром для задач пионной ядерной физики является параметр со. [c.43]

Изобара Д(1232) очень важна в пион-нуклонной и пион-ядерной динамике. Поэтому точное рассмотрение степеней свободы с Д(1232) в ядерных двухчастичных и многочастичных задачах требуют обобщения ОПО для описания, например, процессов, представленных на рис. 3.2 (а, б) [c.60]

Область А-изобары показывает, как резонанс А(1232) распространяется в ядерной материи. Уже простое наличие этой ветви демонстрирует, что резонансное состояние сохраняет свои основные свойства даже в сильно взаимодействующем окружении, но с характерными изменениями массы и ширины. [c.200]

В резонансной области наиболее яркой чертой является возбуждение А(1232) внутри ядра. Длина свободного пробега пиона мала по сравнению со средним межнуклонным расстоянием. Вследствие этого рассеяние носит хорошо выраженный дифракционный характер. Ввиду доминирующей роли изобары А(1232), естественно в качестве основы для описания пион-ядерного взаимодействия в этой области принять представление об образовании А, её последующем распространении и распаде в ядерной среде. Модели, [c.234]

Эмпирические наблюдения приводят к физической картине, в которой А является ядерной квазичастицей и может на равных правах с нуклоном рассматриваться как отдельный вид барионов. Это составляет главную гипотезу А-дырочной модели [5]. Таким образом, возникает приближенная феноменологическая основа для описания взаимодействия многочастичной системы нуклонов и изобар А(1232) с пионами. Обычный многочастичный ядерный метод, включающий только нуклоны, при этом обобщается в целях явного включения резонансов и пионов. [c.257]

Рассмотрим теперь возбужденные ядерные состояния, в которых нуклон INv) удален из основного состояния и замещен на изобару в состоянии 1Ал). Будем называть их состояниями А-ды-рочного базиса [c.258]

Центральная часть берется пропорциональной ядерной плотности р(г). По аналогии с нуклон-ядерным оптическим потенциалом вводится также спин-орбитальный член, в котором 1д и 5д — соответственно, орбитальный угловой момент и спин 3/2 изобары Д(1232). [c.267]

Ядро можно рассматривать как систему взаимодействующих нуклонов, пионов и изобар А(1232) это главное, что возникло в физической картине из наших предыдущих исследований сильных взаимодействий пионов с ядрами. Настоящая глава посвящена изучению пионных ядерных явлений, исследуемых с помощью электронов и фотонов [1], в результате которого картина должна существенно проясниться. Исследования с использованием электромагнитных взаимодействий дают ряд наиболее сильных прямых доказательств наличия у ядер пионных и Д-изобарных степеней свободы. [c.296]

Ввиду подавления когерентного многократного рассеяния в полном у>1-сечении поучительно исследовать свойства изобары А (1232) в ядре при этих условиях и провести сравнение со случаем пион-ядерного взаимодействия. Систематическую основу для описания таких явлений дает А-дырочная модель раздела 7,4. [c.346]

При больших передачах энергии ядерные спин-изоспиновые моды оказываются зацепленными с внутренними спин-изоспиновыми возбуждениями самого нуклона, т.е. с изобарой А(1232). Природа ядерных Д-возбуждений, вызванных пионами и фотонами, ранее уже подробно исследовалась в гл. 7 и 8. Здесь этот вопрос мы рассмотрим снова в контексте ядерных реакций перезарядки. [c.397]

Возбуждения первого класса возникают при типичном ядерном масштабе энергий порядка 10 МэВ. Вместе с тем, шкала Л-возбуждений устанавливается разностью масс ДN и составляет около 300 МэВ. Поэтому, на первый взгляд, эти два типа возбуждений должны были бы скорее казаться несвязанными. Тем не менее, при заданной величине основополагающих спин-изоспиновых взаимодействий низкоэнергетические спин-изоспиновые моды и Д-изобара оказываются тесно связанными, и возникнут сейчас в таком контексте, который будет подчеркивать их взаимосвязь. [c.398]

Амплитуда я-ядерного рассеяния, в которой доминирует образование Л-изобары, есть [c.413]

Далее рассмотрим случай постоянного переданного импульса Iql, причем с величиной, большой по сравнению с ядерным фермиевским импульсом (он показан на рис. 10.11,6). Гамов-теллеровский переход будет подавлен, так как он является длинноволновым возбуждением. Вместо этого ядерный отклик состоит из квазисвободного выбивания нуклона и, опять-таки, возбуждения изобары Д(1232). Квазисвободный спектр уширяется за счет ферми-движения и обычно имеет максимум около ш = ( 2М, энергии отдачи свободного нуклона. [c.415]

Важным вопросом не только в этой главе, но и в общем контексте пионной ядерной физики, является величина взаимодействия между Д-изобарами и нуклонами. Поскольку в основе взаимодействия лежит спин-изоспиновая симметрия, связывающая нуклоны и Д-изобары на кварковом уровне, можно было бы ожидать, что их динамика на малых расстояниях очень похожа. Однако детальный анализ показывает, что ферми-жидкостные параметры g Nл и дд, соответствующие процессам NN - NЛ и [c.426]

Изобарный гютенциал — см. Термодинамические потеициалы Изобары (атомы) 201, 204 Изобары реакции уравнение 145, 1046 Изобары ядерные — см. Изотопы Изобутилацетат — см. Бутилового спирта эфиры (т. 1) [c.529]

Само по себе иеобнаружение устойчивых форм Тс и Рт согласуется с правилом изотопной статистики, согласно которому не существует двух устойчивых изобаров, ядерные заряды которых различаются лишь на единицу. [c.573]

Само по себе иеобнаружение устойчивых форм Тс и Рт согласуется с правилом изотопной статистики, согласно которому не существует двух устойчивых изобаров, ядерные заряды которых различаются лишь на единицу. Хотя и известно исключение Нз этого правила (" Сс1 и 1п), однако в целом оно хорошо отражает общую закономерность. [c.360]

Изобары имеют одинаковую (близкую) массу, но разное число протонов ), отличаются химическими и ядерными свойствами. К изобарам можно отнести Аг, К, -зоСа 1Сг и Ре 1о 1п и и др. [c.72]

Чем явится дочернее ядро в реакции (р, п) по отношению к исходному — изотопом или изобаром Проверить вывод, беря в качестве исходного ядро 2пзо. Написать полное и сокращенное уравнения ядерной реакции. [c.70]

Из рассмотренных закономерностей распространения элементов, изотонов и изобар вытекает одна общая — ведущее значение четности как фактора, обусловливающего повышенно распространение атомов. Из того, что при четном сочетании нуклонов в ядре силы ядерной связи особенно велики и получается устойчивый состав нуклонов, вытекает общий вывод распространенность атомов в природе определяется ядерными свойствами и способом их образования в космически х системах. [c.383]

Система взаимодействующих нуклонов, А-изобар и пионов. Базисные А-дырочные состояния сильно связаны с пионным полем. Поэтому очередным шагом является введение гамильтонианов связи яММ и тгКА (2.24) и (2.53) с тем, чтобы получить следующий гамильтониан для одного бариона (полный гамильтониан ядерной системы затем получается как сумма по А барионам) [c.258]

Эффективный А-ядерный потенциал. Представление о Д-изобаре как об отдельной квазичастице наводит на мысль, что суммарное влияние среды на распространение А может быть выражено на языке комплексного оптического потенциала. Следующая комплексная парметризация успешно описывает как упругое пион-ядерное рассеяние, так и сечения поглощения (Horikawa et al., 1980) [c.267]

А-дырочный метод объединяет представление о доминирующей роли изобары А (1232) в jtN-взаимодействии с допущением, что А существует как квазичасти1и в сильно взаимодействующей многочастичной ядерной системе. Успех этой концепции при описании пион-ядерного рассеяния в резонансной области подтверждает исходную гипотезу А действительно выживает в ядре, но с характерными модификациями ее массы и ширины. Подтверждение квазичастичной природы А в ядрах является важным результатом пионной физики промежуточных энергий. [c.270]

Можно было бы ожидать, что действие принципа Паули сильно увеличивает время жизни А (1232) в ядрах благодаря уменьшению доступной области фазового пространства в распаде изобары Л - JtN. Хотя этот эффект и важен, время жизни Л сокращается, поскольку в многотельной системе появляются новые абсорбтивные каналы, отвечающие испусканию двух или более нуклонов. В действительности абсорбтивная ширина существенно больше, чем паулиевское подавление квазиупругих каналов, так что в итоге имеет место значительное затухание А-дырочных состояний. Такие свойства могут быть выражены в общем виде на языке комплексного А-ядерного потенциала, параметры которого весьма хорошо установлены эмпирически. [c.270]

По мере продвижения к более высоким энергиям единственной наиболее заметной чертой становится влияние резонанса Д(1232) не только в исходном пион-нуклонном взаимодействии, но также и в пион-ядерной многотельной проблеме. Важным наблюдением, а в действительности — одним из ключевых результатов пионной ядерной физики промежуточных энергий, является то, что изобара выживает как отдельная разновидность барионов в сильно взаимодействующем ядерном окружении она может рассматриваться как квазичастица, точно так же, как и нуклон. Она играет важную роль не только в упругом рассеянии пионов на ядрах, но и как входное состояние для неупругих и абсорбтивных процессов. Фактически, настоящая глава дает реальную экспериментальную поддержку обоснованности того многочастичного подхода в пионной ядерной физике, который был развит в гл. 5. [c.291]

Яркой особенностью элементарного процесса фоторождения на нуклонах при энергиях фотонов в диапазоне 200 МэВ < iu < < 400 МзВ, как видно из рис. 8.1, является возбуждение резонанса А(1232). По этой причине фотоядерные эксперименты в области резонанса Д(1232) исследуют свойства Д-изобары в ядерном окружении. [c.344]

Свяжем этот факт с когерентным рассеянием пионов или фотонов в бесконечной ядерной материи. В этом случае сохранение импулыа требует, чтобы вектор q был параллелен к. Вследствие этого процесс yN - a N не может возбуждать в среде когерентную волну л -мезонов, тогда как процесс jt N N повторяет себя путем когерентного многократного рассеяния. Поэтому ожидается, что в конечных ядрах рассеяние фотонов определяется суммой некогерентных процессов фоторождения и фоторасщепления, так что соответствующее полное сечение а (уА) пропорционально массовому числу А. Напротив, для пион-ядерного рассеяния в области изобары А(1232) сильное влияние когерентного многократного рассеяния приводит к заметному экранированию и полное сечение приближенно пропорционально А . [c.345]

Реалистические расчеты а(уА) объединяют Л-дырочную модель с тщательной оценкой важных нерезонансных фоновых членов. Такие расчеты воспроизводят полное фотон-ядерное сечение с точностью не хуже 10% Ko h et al, 1984 Oset and Weise, 1981). Типичный пример, приведенный на рис. 8.19, демонстрирует, как распространение А-изобары в ядре приводит к уменьшению и уширению сечения по сравнению со свободным сечением Лст(уН). [c.348]

Вследствие доминантности А(1232) в амплитуде элементарного фоторождения мезона, когерентная реакция (у, л°) на ядрах дает селективный инструмент для исследования свойств изобары А (1232) в ядерном окружении. Нерезонансные фоновые члены в амплитуде (у, лР) малы, хотя в детальные расчеты они должны быть включены. Поэтому можно ожидать, что основные свойства взаимодействия хорошо описываются на языке Л-дырочной модели. При таком описании амплитуда когерентного рождения для фотона с импульсом к и выходящего л° с импульсом q есть [c.348]

В построениях, проводимых до настоящего момента, у нас не было необходимости сталкиваться с внутренней структурой нуклонов, пионов, изобар Л(1232) и т.д. типичные длины волн в ф1 зике низких и промежуточных энергий слишком велики, чтобы разрешать явную кварк-глюонную подструктуру адронов. Ядерная феноменология на языке барионов и мезонов (а не кварков и глюонов) работает замечательно. Ярким примером является электрорасщепление дейтрона при больших передачах импульса, обсуждавшееся в разделе 8.5.3. [c.358]

До сих пор мы изучали некоторые отдельные аспекты ядерных спвн-изоспиновых возбуждений, таких как гамов-теллеровский резонанс и образование Д-изобары. Объединенное описание, связывающее две эти разные кинематические области, дается в общем случае спин-изоспиновой функцией отклика [5]. Мы уже знакомы с этим понятием из обсуждения пионной физики в бесконечной ядерной материи по разделам 5.7 и следующим за ним. Сейчас эта схема будет применена к случаю конечных ядер. [c.412]

Для одиночного нуклона, помещенного в ядерное окружение, можно ожидать следующие два основные механизма спин-изоспиновой поляризации. Во-первых, большая тензорная сила, образующаяся в основном за счет однопионного обмена между валентным нуклоном и нуклонами кора, имеет структуру, очень схожую со структурой магнитного диполь-дипольного взаимодействия. Поэтому естественно, что одиночный нуклон вызывает явления поляризации спинов, что приводит к изменению спинового -фактора и аксиальной константы связи ик одиночного нуклона. Во-вторых, нуклоны могут претерпевать сильный внутренний спин-изоспиновый переход в изобару А(1232). Следовательно, отдельный валентный нуклон может посредством такого механизма поляризовать нуклоны кора, в результате чего возникает дополнительное изменение магнитного и аксиального дипольного моментов. [c.421]

С пионной физикой связаны также характерные эффекты подавления, наблюдаемые в интенсивных низкоэнергетических гамов-теллеровских и изовекторных магнитных переходах. Они могут интерпретироваться как перенормировка аксиальной константы связи gA и -факторов в ядерной среде. Основная часть этого подавления объясняется механизмами ядерной поляризации, включающими тензорное взаимодействие с доминирующим членом пионного обмена. Имеются и дополнительные вклады от поляризации нуклонов за счет виртуального возбуждения Д-изобары. [c.426]

О Химическая техаология обэтченного ядерного горючего. М., 1971 Александров А. П., Атомная энергетика и научно-технический прогресс. М., 1978 Ядерная технология, М., 1979. ЯДРО АТОМНОЕ, центральная часть атома, в к-рой сосредоточена осн. часть его массы. Размеры ядра в десятки тысяч раз меньше размеров атома. Я. а. состоит из нуклонов протонов и нейтронов. Число протонов 2 определяет положит, электрич. заряд ядра в единицах элементарного электрич. заряда 2 равно порядковому номеру данного элемента в периодич. системе и наз. атомным номером элемента. Сумма 2 и числа нейтронов N наз. массовым числом А (ближайшее целое число к величине атомной массы). Я. а. изотопов данного элемента содержат одинаковое число протонов, но разное число нейтронов. Ядра с одинаковыми А, но различными 2 и Л7, наз. изобарами, с одинаковыми Ы, но различными Л и 2,— изогонами. [c.726]

Первые экспериментальные данные о существовании изотопов, как разновидностей атомов данного химического элемента, различающихся по массе ядер, были получены в 1906-1910 гг. при изучении свойств радиоактивных элементов. В 1910 году английским учёным Ф. Содди был предложен и сам термин изотоп . Обладая одинаковым зарядом ядра Z, но различаясь числом нейтронов в нём N, изотопы имеют одинаковое строение электронных оболочек, т. е. очень близкие химические свойства, и занимают одно и то же место в периодической системе Менделеева (отсюда и происхождение термина изотоп от греческого isos — одинаковый и topos — место). Отметим, что под термином изотоп подразумевают и ядра таких атомов. Каждый изотоп (как и вообще все нуклиды — ядра атомов с данными Z и Л ) принято обозначать набором символов (часто используется и сокращённая запись Х или zX), где X — символ химического элемента по таблице Менделеева, а А — массовое число изотопа (общее число нуклонов в ядре) А = Z + N [1, 2. Только изотопы водорода, в отличие от всех остальных, имеют собственные названия. Под символом Н в ядерной физике часто понимают только изотоп водорода Н, получивший название протий. Другие же изотопы — jH и jH получили названия дейтерий и тритий, а также собственные обозначения — соответственно D и Т. Собственные обозначения имеют и протон — р, а также нейтрон — п. По величине массы изотопы условно подразделяются на лёгкие А 50), средние (50 < Л < 100) и тяжёлые А 100). Отметим, что нуклиды, содержащие одинаковое число нуклонов (протонов и нейтронов) называются изобарами, а содержащие одинаковое число нейтронов — изотонами. [c.17]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология