Atomkärnan

Den aktuella versionen av sidan har ännu inte granskats av erfarna bidragsgivare och kan skilja sig väsentligt från versionen som granskades den 30 november 2021; kontroller kräver 11 redigeringar .

Atomkärnan är den centrala delen av atomen , i vilken dess huvudmassa är koncentrerad (mer än 99,9%). Kärnan är positivt laddad, kärnans laddning bestämmer vilket kemiskt element som atomen är tilldelad. Storleken på kärnorna i olika atomer är flera femtometrar , vilket är mer än 10 tusen gånger mindre än storleken på själva atomen. Atomkärnor studeras av kärnfysik .

Atomkärnan består av nukleon- positivt laddade protoner och neutrala neutroner , som är sammankopplade genom en stark växelverkan . Protonen och neutronen har sin egen rörelsemängd ( spin ) lika med [SN 1] och det magnetiska momentet som är associerat med det . Den enda stabila atom som inte innehåller neutroner i kärnan är lätt väte ( protium ). $\hbar /2=h/4\pi$

Atomkärnan, betraktad som en klass av partiklar med ett visst antal protoner och neutroner, kallas vanligtvis nuklid .

I vissa sällsynta fall kan kortlivade exotiska atomer bildas , där andra partiklar fungerar som kärnan istället för en nukleon.

Antalet protoner i kärnan kallas dess laddningsnummer - detta nummer är lika med ordningsnumret för det element som atomen tillhör, i tabellen (Periodic system of elements) av Mendeleev . Antalet protoner i kärnan bestämmer strukturen på elektronskalet hos en neutral atom och därmed de kemiska egenskaperna hos motsvarande grundämne. Antalet neutroner i en kärna kallas dess isotopnummer . Kärnor med samma antal protoner och olika antal neutroner kallas isotoper . Kärnor med samma antal neutroner men olika antal protoner kallas isotoner . Termerna isotop och isoton används också i relation till atomer som innehåller de angivna kärnorna, samt för att karakterisera icke-kemiska varianter av ett kemiskt element. Det totala antalet nukleoner i en kärna kallas dess massatal ( ) och är ungefär lika med medelmassan av en atom, som anges i det periodiska systemet. Nuklider med samma massnummer men olika proton-neutronsammansättning kallas isobarer . $Z$ $N$ $A$ $A=N+Z$

Liksom alla kvantsystem kan kärnor vara i ett metastabilt exciterat tillstånd, och i vissa fall beräknas livslängden för ett sådant tillstånd i år. Sådana exciterade tillstånd av kärnor kallas nukleära isomerer [1] .

Historik

År 1911 uttalade Rutherford i sin rapport "Scattering of α- och β-rays and the structure of the atom" i Philosophical Society [2] :

Spridningen av laddade partiklar och fullbordandet av kärnan av partiklar kan förklaras genom att anta en sådan atom, som består av en central elektrisk laddning koncentrerad vid en punkt och omgiven av en enhetlig sfärisk fördelning av motsatt elektricitet lika i sluten form och fullborda den Med en sådan struktur hos atomen upplever α- och β-partiklarna, när de passerar på nära avstånd från atomens centrum, stora avvikelser, även om sannolikheten för en sådan avvikelse är liten.

Slut Således upptäckte Rutherford atomkärnan, och från det ögonblicket började kärnfysiken, studera strukturen och egenskaperna hos atomkärnor.

Efter upptäckten av stabila isotoper av element tilldelades kärnan av den lättaste atomen rollen som en strukturell partikel av alla kärnor. Sedan 1920 har kärnan av väteatomen en officiell term - proton . 1921 föreslog Lisa Meitner [3] den första, proton-elektron, modellen av atomkärnans struktur , enligt vilken den består av protoner, elektroner och alfapartiklar [4] :96 . Men 1929 inträffade en "kvävekatastrof" - W. Heitler och G. Herzberg fastställde [5] att kärnan i kväveatomen följer Bose-Einstein-statistiken och inte Fermi-Dirac-statistiken , som proton-elektronen förutspådde. modell [6] [7 ] :374 . Således kom denna modell i konflikt med de experimentella resultaten av mätningar av kärnornas spinn och magnetiska moment [8] . År 1932 upptäckte James Chadwick en ny elektriskt neutral partikel som kallas neutronen . Samma år lade Ivanenko [9] och, med hänvisning till den första [10] , Heisenberg fram en hypotes om kärnans proton - neutronstruktur . Senare, med utvecklingen av kärnfysik och dess tillämpningar, bekräftades denna hypotes helt [11] .

Teorier om strukturen hos atomkärnan

I processen för fysikutveckling lades olika hypoteser fram för atomkärnans struktur; var och en av dem kan dock endast beskriva en begränsad uppsättning kärntekniska egenskaper. Vissa modeller kan utesluta varandra.

De mest kända är följande:

Drop-modell av kärnan - föreslagen 1936 av Niels Bohr .
Skalmodellen av kärnan föreslogs på 1930-talet.
Generaliserad Bohr-Mottelson-modell
Klusterkärnmodell
Modell av nukleonassociationer
Optisk modell av kärnan
Superfluid kärnmodell
Statistisk modell av kärnan

Kärnfysik

Laddningsnumret bestämmer helt det kemiska elementet . Talparet och ( masstal ) definierar nukliden fullständigt . Det är möjligt att överväga några kärnfysikaliska egenskaper hos nuklider med givna laddnings- och massatal. $Z$ $Z$ $A$

Ladda

Antalet protoner i kärnan bestämmer direkt dess elektriska laddning ; Isotoper har samma antal protoner men olika antal neutroner. De nukleära egenskaperna hos ett elements isotoper, till skillnad från de kemiska, kan skilja sig extremt kraftigt [12] . $Z$

För första gången bestämdes laddningarna av atomkärnor av Henry Moseley 1913 . Forskaren tolkade hans experimentella observationer genom att röntgenvåglängden var beroende av en viss konstant , som ändrades med en från element till element och lika med en för väte: $Z$

{\sqrt {1/\lambda }}=aZ-b

, var

$a$ och är permanenta. $b$

Av vilken Moseley drog slutsatsen att atomkonstanten som hittades i hans experiment, som bestämmer våglängden för den karakteristiska röntgenstrålningen och sammanfaller med grundämnets serienummer, endast kan vara laddningen av atomkärnan, som blev känd som Moseleys lag [13] .

Mass

På grund av skillnaden i antalet neutroner har ett elements isotoper olika massor , vilket är en viktig egenskap hos kärnan. Inom kärnfysik mäts massan av kärnor vanligtvis i atommassaenheter ( a.m.u. ), för en a. e. m. ta 1/12 av massan av nukliden 12 C [sn 2] . Standardmassan som vanligtvis ges för en nuklid är massan av en neutral atom . För att bestämma massan av kärnan är det nödvändigt att subtrahera summan av massorna av alla elektroner från atomens massa (ett mer exakt värde kommer att erhållas om vi också tar hänsyn till elektronernas bindningsenergi med kärnan) . $A-Z$ $M(A,Z)$

Dessutom används energiekvivalenten massa ofta inom kärnfysik . Enligt Einstein- relationen motsvarar varje massvärde den totala energin: $M$

E=Mc^{2}

, var är ljusets hastighet i vakuum .

c

Förhållandet mellan a. e.m. och dess energiekvivalent i joule :

E_{1}=1{,}660539\cdot 10^{-27}\cdot (2{,}997925\cdot 10^{8})^{2}=1{,}492418\cdot 10 ^{-10}

och eftersom 1 elektronvolt = 1,602176⋅10 −19 J, då energiekvivalenten till a. e. m. i MeV är [12] [1] :

E_{1}=931{,}494

Radie

En analys av sönderfallet av tunga kärnor förfinade Rutherfords uppskattning [SN 3] och relaterade kärnans radie till masstalet genom ett enkelt förhållande: $R$ $A$

R=r_{0}A^{1/3}

, där är en konstant.

r_{0}

Eftersom radien för kärnan inte är en rent geometrisk egenskap och i första hand är förknippad med kärnkrafternas verkningsradie , beror värdet på processen, under analysen av vilken värdet erhölls , medelvärdet av m, alltså kärnans radie i meter [12] [13] : $r_{0}$ $R$ $r_{0}=1{,}23\cdot 10^{-15}$

$R=1{,}23\cdot 10^{-15}A^{1/3}$ .

Kärnmoment

Liksom nukleonerna som utgör den, har kärnan sina egna ögonblick.

Snurra

Eftersom nukleoner har sitt eget mekaniska moment, eller spin, lika med , måste kärnorna också ha mekaniska moment. Dessutom deltar nukleoner i kärnan i orbital rörelse, vilket också kännetecknas av en viss rörelsemängd för varje nukleon. Orbitalmoment tar bara heltalsvärden ( Diracs konstant ). Alla mekaniska moment av nukleoner, både spinn och orbitala, summeras algebraiskt och utgör kärnans spinn. $1/2$ $\hbar$

Trots det faktum att antalet nukleoner i en kärna kan vara mycket stort, är kärnornas spinn vanligtvis små och uppgår till inte mer än några få , vilket förklaras av det speciella med interaktionen mellan nukleoner med samma namn. Alla parade protoner och neutroner interagerar endast på ett sådant sätt att deras snurr tar ut varandra, det vill säga par interagerar alltid med antiparallella snurr. Den totala omloppsrörelsemängden för ett par är också alltid noll. Som ett resultat har kärnor som består av ett jämnt antal protoner och ett jämnt antal neutroner inte ett mekaniskt momentum. Spinn som inte är noll existerar bara för kärnor som har oparade nukleoner i sin sammansättning, spinn av en sådan nukleon läggs till sin egen orbitala rörelsemängd och har något halvheltalsvärde: 1/2, 3/2, 5/2. Kärnor med udda-udda sammansättning har heltalsspinn: 1, 2, 3, etc. [13] . $\hbar$

Magnetiskt ögonblick

Spinmätningar har möjliggjorts genom närvaron av direkt relaterade magnetiska moment . De mäts i magnetoner och för olika kärnor är de från -2 till +5 kärnmagnetoner. På grund av den relativt stora massan av nukleoner är kärnornas magnetiska moment mycket små jämfört med elektronernas , så att mäta dem är mycket svårare. Precis som snurrar mäts magnetiska moment med spektroskopiska metoder , den mest exakta är den nukleära magnetiska resonansmetoden .

Det magnetiska momentet för jämna par, som spinnet, är lika med noll. De magnetiska momenten för kärnor med oparade nukleoner bildas av de inneboende momenten för dessa nukleoner och det ögonblick som är associerat med orbitalrörelsen hos en oparad proton [8] .

Elektriskt fyrpolsmoment

Atomkärnor med ett snurr som är större än eller lika med enhet har kvadrupolmoment som inte är noll , vilket indikerar att de inte är exakt sfäriska . Kvadrupolmomentet har ett plustecken om kärnan sträcker sig längs spinnaxeln (fusiform kropp), och ett minustecken om kärnan sträcks i ett plan vinkelrätt mot spinnaxeln (linsformad kropp). Kärnor med positiva och negativa kvadrupolmoment är kända. Frånvaron av sfärisk symmetri i det elektriska fältet som skapas av en kärna med ett kvadrupolmoment som inte är noll leder till bildandet av ytterligare energinivåer av atomelektroner och uppkomsten av hyperfina strukturlinjer i atomernas spektra , vars avstånd beror på kvadrupolen. ögonblick [13] .

Bond energi

Den stora bindningsenergin hos nukleonerna som kommer in i kärnan indikerar förekomsten av kärnkrafter , eftersom de kända gravitationskrafterna är för små för att övervinna den ömsesidiga elektrostatiska repulsionen av protoner i kärnan. Bindningen av nukleoner utförs av krafter med extremt kort räckvidd, som uppstår på grund av det kontinuerliga utbytet av partiklar, kallade pi-mesoner , mellan nukleoner i kärnan.

Man fann experimentellt att för alla stabila kärnor är kärnans massa mindre än summan av massorna av dess ingående nukleoner, taget separat. Denna skillnad kallas massdefekt eller överskottsmassa och bestäms av sambandet:

\Delta M(Z,A)=Zm_{p}+(AZ)m_{n}-M(Z,A)

där och är massorna av den fria protonen och neutronen, och är massan av kärnan. $m_{p}$ ${\displaystyle m_{n))$ $M(Z,A)$

Enligt principen om ekvivalens mellan massa och energi är massdefekten massan som motsvarar det arbete som kärnkrafterna lägger ner för att föra samman alla nukleoner för att bilda kärnan. Detta värde är lika med förändringen i den potentiella energin hos nukleoner som ett resultat av deras förening till en kärna.

Energin som motsvarar massdefekten kallas kärnans bindningsenergi och är lika med:

{\displaystyle E_{c}=(Zm_{p}+(AZ)m_{n}-M(Z,A))c^{2))

var är ljusets hastighet i vakuum. $c$

En annan viktig parameter för kärnan är bindningsenergin per nukleon i kärnan, som kan beräknas genom att dividera kärnans bindningsenergi med antalet nukleoner som den innehåller:

\varepsilon ={\frac {E_{c}}{A}}

Detta värde representerar den genomsnittliga energin som måste förbrukas för att avlägsna en nukleon från kärnan, eller den genomsnittliga förändringen i kärnans bindningsenergi när en fri proton eller neutron absorberas i den.

Som framgår av den förklarande figuren, vid små massantal, ökar den specifika bindningsenergin för kärnor kraftigt och når ett maximum vid (ca 8,8 MeV). Nuklider med sådana masstal är de mest stabila. Med ytterligare tillväxt minskar den genomsnittliga bindningsenergin, men inom ett brett spektrum av masstal är energivärdet nästan konstant ( MeV), av vilket det följer att vi kan skriva . $A\approx 50\div 60$ $A$ $\epsilon \approx 8$ $E_{c}\approx \epsilon A$

Detta beteende hos den genomsnittliga bindningsenergin indikerar kärnkrafternas egenskap att nå mättnad, det vill säga möjligheten till interaktion av nukleonen med endast ett litet antal "partners". Om kärnkrafterna inte hade mättnadsegenskapen, skulle varje nukleon inom kärnkrafternas verkningsradie interagera med var och en av de andra och interaktionsenergin skulle vara proportionell mot , och den genomsnittliga bindningsenergin för en nukleon skulle inte vara konstant för olika kärnor, men skulle öka med ökande . $A(A-1)$ $A$

Den allmänna regelbundenheten hos bindningsenergins beroende av masstalet beskrivs av Weizsäckerformeln inom ramen för teorin om droppmodellen av kärnan [12] [13] [14] [15] .

Kärnkraftsstabilitet

Från faktumet av en minskning av den genomsnittliga bindningsenergin för nuklider med massatal större än eller mindre än 50-60, följer det att för kärnor med små är fusionsprocessen energetiskt gynnsam - termonukleär fusion , vilket leder till en ökning av massan antal, och för kärnor med stora - klyvningsprocessen . För närvarande har båda dessa processer som leder till frigörande av energi genomförts, där den senare är grunden för modern kärnenergi och den förra är under utveckling. $A$ $A$

Detaljerade undersökningar har visat att stabiliteten hos kärnor också i huvudsak beror på en parameter - förhållandet mellan antalet neutroner och protoner. I genomsnitt för de mest stabila kärnorna [16] är därför kärnorna i lätta nuklider mest stabila vid , och med en ökning av masstalet blir den elektrostatiska repulsionen mellan protoner mer och mer märkbar, och stabilitetsregionen skiftar till sidan ( se förklarande figur ). $N/Z$ $N/Z\ungefär 1+0,015A^{{2/3}}$ $N\ungefär Z$ $N>Z$

Om vi betraktar tabellen över stabila nuklider som förekommer i naturen, kan vi vara uppmärksamma på deras fördelning enligt jämna och udda värden och . Alla kärnor med udda värden av dessa kvantiteter är kärnor av lätta nuklider , , , . Bland isobarerna med udda A är som regel bara en stabil. När det gäller jämna ettor finns det ofta två, tre eller fler stabila isobarer, därför är de jämna jämna de mest stabila, de minsta - de udda-udda. Detta fenomen indikerar att både neutroner och protoner tenderar att gruppera sig i par med antiparallella snurr , vilket leder till en kränkning av jämnheten hos ovanstående beroende av bindningsenergin på [12] . $Z$ $N$ ${}_{{1}}^{{2}}{\textrm {H}}$ ${}_{{3}}^{{6}}{\textrm {Li}}$ ${}_{{5}}^{{10}}{\textrm {B}}$ ${}_{{7}}^{{14}}{\textrm {N}}$ $A$ $A$

Z	N=AZ	A	Antal nuklider
även	även	även	167
även	udda	udda	55
udda	även	udda	53
udda	udda	även	fyra

Således skapar pariteten för antalet protoner eller neutroner en viss stabilitetsmarginal, vilket leder till möjligheten att det finns flera stabila nuklider, som skiljer sig åt i antalet neutroner för isotoper respektive i antalet protoner för isotoper. Dessutom bestämmer pariteten av antalet neutroner i sammansättningen av tunga kärnor deras förmåga att dela sig under inverkan av neutroner [13] .

Nuclear Forces

Kärnkrafter är krafter som håller nukleoner i kärnan, vilket är stora attraktionskrafter som verkar endast på små avstånd. De har mättnadsegenskaper, i samband med vilka kärnkrafterna tillskrivs en utbyteskaraktär (med hjälp av pi-mesoner ). Kärnkrafter är beroende av spinn, är inte beroende av elektrisk laddning och är inte centrala krafter [13] .

Kärnnivåer

Till skillnad från fria partiklar, för vilka energi kan anta vilket värde som helst (det så kallade kontinuerliga spektrumet ), kan bundna partiklar (det vill säga partiklar vars kinetiska energi är mindre än potentialens absoluta värde), enligt kvantmekaniken , endast finnas i tillstånd med vissa diskreta energivärden , det så kallade diskreta spektrumet. Eftersom kärnan är ett system av bundna nukleoner har den ett diskret energispektrum. Det är vanligtvis i sitt lägsta energitillstånd, kallat grundtillstånd . Om energi överförs till kärnan kommer den att gå in i ett exciterat tillstånd .

Placeringen av kärnans energinivåer i den första approximationen:

D=ae^{-b{\sqrt {E^{*))))))

, var:

$D$ är det genomsnittliga avståndet mellan nivåerna,

$E^{*}$ är excitationsenergin för kärnan,

$a$ och är koefficienter som är konstanta för en given kärna: $b$

$a$ - det genomsnittliga avståndet mellan de första exciterade nivåerna (för lätta kärnor ca 1 MeV, för tunga kärnor - 0,1 MeV)

$b$ är en konstant som bestämmer koncentrationshastigheten för nivåer med ökande excitationsenergi (för lätta kärnor, ungefär 2 MeV −1/2 , för tunga kärnor, 4 MeV −1/2 ).

Med en ökning av excitationsenergin konvergerar nivåerna snabbare i tunga kärnor, och nivådensiteten beror också på pariteten av antalet neutroner i kärnan. För kärnor med jämna (särskilt magiska ) antal neutroner är nivåtätheten mindre än för kärnor med udda; vid lika excitationsenergier är den första exciterade nivån i en kärna med ett jämnt antal neutroner belägen högre än i en kärna med en udda.

I alla exciterade tillstånd kan kärnan bara stanna under en begränsad tid, tills excitationen avlägsnas på ett eller annat sätt. Tillstånd vars excitationsenergi är mindre än bindningsenergin för en partikel eller grupp av partiklar i en given kärna kallas bunden ; i detta fall kan excitationen endast avlägsnas med gammastrålning . Tillstånd med en excitationsenergi som är större än partiklarnas bindningsenergi kallas kvasistationära . I det här fallet kan kärnan avge en partikel eller ett gammakvantum [12] .

Kärnreaktioner

Kärnreaktion - processen för omvandling av atomkärnor, som inträffar när de interagerar med elementarpartiklar , gammakvanta och med varandra.

Radioaktivitet

Endast en liten del av nukliderna är stabila. I de flesta fall kan kärnkrafterna inte säkerställa sin permanenta integritet, och förr eller senare kommer kärnorna att förfalla . Detta fenomen kallas radioaktivitet .

Nucleus notation

Följande system används för att beteckna atomkärnor:

symbolen för det kemiska elementet placeras i mitten , vilket unikt bestämmer kärnans laddningsnummer ; $Z$
Massnumret placeras längst upp till vänster på elementsymbolen . $A$

Således bestäms kärnans sammansättning helt, eftersom . $N=AZ$

Ett exempel på en sådan beteckning:

${}^{238}{\textrm {U}}$ - kärnan av uran-238 , i vilken det finns 238 nukleoner, varav 92 är protoner, eftersom grundämnet uran har det 92:a numret i det periodiska systemet .

Men ibland, för fullständighetens skull, anges alla siffror som kännetecknar kärnan i dess atom runt elementets beteckning:

längst ner till vänster - laddningsnummer , det vill säga samma som indikeras av elementets symbol; $Z$
övre vänstra - massnummer ; $A$
längst ner till höger - isotopnummer $N$ ;
när det kommer till nukleära isomerer tilldelas massnumret en bokstav från sekvensen m, n, p, q, ... (ibland används sekvensen m1, m2, m3, ... ). Ibland anges denna bokstav som ett oberoende register uppe till höger.

Exempel på sådana beteckningar:

${}_{{92}}^{{238}}{\textrm {U}}$ , , , . ${}_{{92}}^{{238}}{\textrm {U}}_{{146}}$ ${}_{{92}}^{{238m}}{\textrm {U}}$ ${}_{{92}}^{{238}}{\textrm {U}}^{{m}}$

Beteckningarna för atomkärnor sammanfaller med de för nuklider.

Av historiska och andra skäl har vissa kärnor oberoende namn. Till exempel kallas 4 He -kärnan en α-partikel , deuteriumkärnan 2H ( eller D) kallas en deuteron och tritiumkärnan 3H ( eller T) kallas triton . De två sista kärnorna är isotoper av väte och kan därför ingå i vattenmolekyler , vilket resulterar i det så kallade tunga vattnet .

Anteckningar

↑ Här är Plancks konstant, är Diracs konstant . $h$ $\hbar$
↑ Vilket bara orsakas av bekvämligheten med praktiska mätningar av atommassorna.
↑ Rutherford, som undersökte processen för spridning av a-partiklar på kärnor, uppskattade storleken på kärnan - cirka 10 −14 m .

Referenser

↑ 1 2 Ganev I.Kh. Fysik och beräkning av reaktorn. - M .: Energoizdat , 1981. - S. 368.
↑ Kudryavtsev P.S. Upptäckt av atomkärnan // Kurs i fysikens historia . — 2:a uppl., rättad. och ytterligare - M . : Utbildning, 1982. - 448 sid.
↑ Meitner, L. Über die verschiedenen Arten des radioaktiven Zerfalls und die Möglichkeit ihrer Deutung aus der Kernstruktur (German) // Zeitschrift für Physik : magazin. - 1921. - Bd. 4 . - S. 146-156 .
↑ Mukhin K. Attraktiv värld av mikrofysik // Vetenskap och liv . - 2015. - Nr 10 . - S. 96-103 . (ryska)
↑ W. Heitler, G. Herzberg. Gehorchen die Stickstoffkerne der Boseschen Statistik? (tyska) // Naturwissenschaften : affär. - 1929. - Bd. 17 . — S. 673 .
↑ A. I. Akhiezer , M. P. Rekalo. Biografi över elementarpartiklar . - Kiev: Naukova Dumka , 1979. - S. 18 .
↑ Yu. A. Khramov . Fysiker: En biografisk guide. - 2:a uppl. — M .: Nauka , 1983.
↑ 1 2 Mukhin K. N. Experimentell kärnfysik. — M .: Energoatomizdat , 1983.
↑ Iwanenko, D.D., The neutron hypothesis, Nature 129 (1932) 798.
↑ G. A. Sardanashvili. Dmitry Ivanenko är den sovjetiska fysikens superstjärna. Oskrivna memoarer . — Librocom. - 2010. - S. 12. (ryska)
↑ Glesston S. Atom. Atomkärna. Kärnenergi. — M .: Izd-vo inostr. belyst. , 1961.
↑ 1 2 3 4 5 6 Bartolomey G.G., Baibakov V.D., Alkhutov M.S., Bat G.A. Grunder i teorin och metoder för beräkning av kärnkraftsreaktorer. - M .: Energoatomizdat , 1982. - S. 512.
↑ 1 2 3 4 5 6 7 Klimov A. N. Kärnfysik och kärnreaktorer. - M . : Energoatomizdat , 1985. - S. 352.
↑ IRCameron, University of New Brunswick . kärnklyvningsreaktorer. — Kanada, New Brunswick: Plenum Press, 1982.
↑ Cameron I. Kärnreaktorer. - M .: Energoatomizdat , 1987. - S. 320.
↑ Rohlf, James William. Modern fysik från α till Z°. - John Wiley & Sons, 1994. - P. 664. - ISBN 0471572705 .

Litteratur

M. Eisenberg, W. Greiner. Modeller av kärnor, kollektiva och enpartikelfenomen. — M .: Atomizdat , 1975. — 454 sid.
M. Eisenberg, W. Greiner. Mikroskopisk teori om kärnan. — M .: Atomizdat , 1976. — 488 sid.
K. Brackners teori om kärnämne. - M., Mir , 1964. - 302 sid.
O. Bohr , B. Mottelson . Atomkärnans struktur. - I 2 volymer - M . : Mir , 1971-1977.
V. P. Krainov. Föreläsningar om den mikroskopiska teorin om atomkärnan. — M .: Atomizdat , 1973. — 224 sid.
V. V. Malyarov. Grunderna i teorin om atomkärnan. 2:a uppl. — M .: Nauka , 1967. — 512 sid.
R. Nataf. Modeller av kärnor och kärnspektroskopi. — M .: Mir , 1968. — 404 sid.
S. M. Polikarpov . Ovanliga kärnor och atomer. — M .: Nauka , 1977. — 152 sid.
J. Regnvatten . Hur kom modellen av sfäroida kärnor till.Uspekhi fizicheskikh nauk , 1976, volym 120. Issue. 4, sid. 529-541. (Nobelföreläsning i fysik 1975)
A. G. Sitenko. Teori om kärnreaktioner. — M .: Energoatomizdat , 1983. — 352 sid.
A.G. Sitenko, V.K. Tartakovsky. Föreläsningar om kärnans teori. — M .: Atomizdat , 1972. — 352 sid.
L. Sliv M. I. Strikman, L. L. Frankfurt. Problem med konstruktionen av den mikroskopiska teorin om kärnan och kvantkromodynamiken, Uspekhi fizicheskikh nauk, 1976, Volym 145. Utgåva. 4, sid. 553-592.
V. G. SOLOVIEV Teori om atomkärnan. kärnkraftsmodeller. — M .: Energoizdat , 1981. — 296s.
V. G. Soloviev . Teori om komplexa kärnor. — M .: Nauka , 1971. — 560 sid.
Journal: Physics of elementary particles and the atomic nucleus (ECNA) (Arkiv med artiklar sedan 1970)

Länkar

Ordböcker och uppslagsverk	Stor dansk Stor katalanska runt världen Britannica (online) Universalis
I bibliografiska kataloger	GND : 4068924-4 NDL : 00562376 NKC : ph170603

Kärnteknik

Teknik

material

Kärnkraft
_

Huvudämnen	Kärnreaktor Kärnkraftverk radioaktivt avfall Kontrollerad termonukleär fusion kärnkraftverk kärnraketmotor Radioisotop termoelektrisk generator
Generationer av reaktorer	ett 2 3 3++ fyra
Reaktortyper	Efter kropp Tank kärnreaktor Kanal kärnreaktor Homogen Genom förordning Vatten - Superkritiskt vattenkylt Vatten-vatten Kokande i saltlösningar Tungt vatten - Tungt vatten Grafit - Grafit-gas Magnox med granulerat bränsle ultrahög temperatur Grafitvatten (tryckvatten/kokande) på smälta salter Självreglering av den aktiva substansen Snabb neutronreaktor med flytande metallkylvätska med bly På en rinnande våg gaskyld SSTAR Väsentlig tröghetssyntes

nukleärmedicin

medicinsk bildbehandling	Positronemissionstomografi Datortomografi med enkel fotonemission (SPECT) gammakamera
Terapi	Radiobiologi av tumörer Tomoterapi Protonterapi Brachyterapi Neutroninfångningsterapi

Kärnvapen

Funktionsprinciper	Kärnkraftsexplosion Skadliga faktorer av en kärnvapenexplosion Design termonukleära vapen
Berättelse	Skapande av kärnvapen USA USSR Tyskland Storbritannien Frankrike Kina Israel Indien Pakistan Nordkorea Argentina Brasilien Irak Iran Spanien Italien Sverige Sydafrika Sydkorea Japan kärnvapenkapplöpning kärnkraftsklubb
Kärnvapen och samhälle	Kärnvapenkrig kärnvapenprov Lista Frakt Spridning Fredliga kärnvapenexplosioner USSR

Kärnkraftsreaktorer
Lista över kärnkraftverk i världen
Kärnreaktorer i Ryssland
Strålningsolyckor

Partiklar i fysiken

grundläggande
partiklar

Fermioner

Quarks	u d s c b t
leptoner	e- _ e + μ − • μ + τ − • τ + Neutrino ν e • ν e ν μ • ν μ ν τ • ν τ

Bosoner

Mätare	γ g W ± •Z 0
Skalär	Higgs boson

Kompositpartiklar
_

hadroner

Baryoner ( Hyperoner )	Nukleoner sid sid n n Δ Λ Σ Ξ Ω Pentaquarks
Mesons ( Quarkonia )	π η • η′ sid ω φ J/ψ ϒ θ K B D T Tetraquarks

Föreningar av fundamentala och (eller) sammansatta partiklar

Vanlig	Atomkärnor deuteron Triton Helion α atomer joner Katjoner anjoner molekyler
Ovanlig	I hypernucleus fysik : Λ -hypernuclei Hyperväte Hypertriton Σ -hypernuclei Exotiska atomer : Mesoatomer Muonic Muoniskt väte Hadronic pion Kaonic Antiproton Σ -hyperonisk Leptonatomer positronium Muonium Dimuonium protonium Pion mesomolecule Dipositronium