Tröpfchenmodell, Weizsäckersche Massenformel

Kern- und Strahlungsphysikvorlesung von Prof. Dr. P. Zimmermann

Der Artikel Tröpfchenmodell, Weizsäckersche Massenformel basiert auf der Vorlesungsmitschrift von Moritz Schubotz des 4.Kapitels (Abschnitt 0) der Kern- und Strahlungsphysikvorlesung von Prof. Dr. P. Zimmermann.

Tröpfchenmodell, Weizsäckersche Massenformel	Tröpfchenmodell, Weizsäckersche Massenformel
		Kernphysik Einleitung Abschirmung radioaktiver Strahlung Alpha-Zerfall Beta-Zerfall Gamma-Zerfall Neutrinoexperimente Paritätsverletzung beim beta-Zerfall Schwache Zerfälle von Pionen und Myonen Synchrotron- und Laserstrahlung Kernradien Bindungsenergien Tröpfchenmodell, Weizsäckersche Massenformel Kerndrehimpulse und elektromagnetische Kernmomente Messung von Kernmomenten Das Schalenmodell des Kerns Kernkräfte Kernzerfälle, Strahlenschutz

Die Abfrage enthält eine leere Bedingung.

Die nahezu konstante Nukleonendichte $\rho \approx 10^{17}kg/m^{3}$ und der nahezu konstante B/A-Wert ("Kondensationswärme") legt die Analogie zum Flüssigkeitstropfen nahe. Massenformel

Bindungsenergie setzt sich aus 5 Anteilen zusammen:

$B=\sum _{i=1}^{5}B_{i}$

1. Volumenenergie

$B_{1}=a_{1}A$ Volumenenergie ("Kondensationswärme" ) vermindert um

2. Oberflächenenergie

$B_{2}=-a_{2}A^{2/3}$ ~ Anzahl der Nukleonen an der

Oberfläche, die weniger stark gebunden sind.

3. Coulombenergie

$B_{3}=-{\frac {1}{4\pi \epsilon _{0}}}{\frac {5}{3}}{\frac {Z(Z-1)e^{2}}{R}}=-a_{3}{\frac {Z(Z-1)}{A^{1/3}}}$ einer homogen geladenen Kugel

Durch die Coulombenergie $B_{3}$ würden für Isobare (A = const) zu stark Kerne mit vielen Neutronen bevorzugt. In Wirklichkeit ist jedoch $Z\approx N$.

Genauer: Nuklidkarte

Nuklidkarte

Als Gegengewicht genüber dem Coulombterm deshalb:

4. Asymmetrie-Energie

$B_{4}=-a_{4}{\frac {(N-Z)^{2}}{A}}$

Außerdem gilt folgende Regel, wenn man die Kerne bezüglich gerader oder ungerader Protonen- oder Neutronenzahl ordnet:

${\begin{array}{*{35}{l}}{}&(g,g)\to &(u,g),&(g,u)\to &(u,u)\to {\text{Abnahme der Stabilitaet}}\\{\text{stab}}{\text{. Kerne}}\quad &158&50,&53&6\\\end{array}}$

5. Parität

Deshalb $B_{5}=\delta =a_{5}A^{-1/2}$

mit ${\begin{aligned}&{\text{(g}}{\text{, g) : }}{\text{+}}\delta \\&{\text{(u}}{\text{, g) }}{\text{, (g}}{\text{, u) : }}{\text{0}}\\&{\text{(u}}{\text{, u) : }}{\text{-}}\delta \\\end{aligned}}$

Anpassung der Formel an viele Massenwerte gibt einen optimalen Wertesatz für die 5 Parameter $a_{i}:a_{1}=16MeV,a_{2}=18MeV,a_{3}=0,7MeV,a_{4}=23MeV$ und mit $a_{5}=12MeV$ ). Genauigkeit $\approx 1\%ab\approx 40$.

Folgerungen aus der Weizsäckerschen Massenformel

I. Isobarenregeln

Für Isobare (A = const.) ist die Massenformel quadratisch in Z, deshalb bekommt man für A = ungerade, d.h. für (u, g)- und (g, u)Kerne eine Parabel und für A = gerade, d.h. für (g, g)- und (u, u)-Kerne zwei Parabeln, die durch den Abstand $2\delta$ der Paarungsenergie $\delta$ getrennt sind.

Trägt man die Massenwerte in die Nuklidkarte auf der N-Z-Ebene nach oben auf, dann sind die Isobarenparabeln Schnitte längs der Linie A = Z + N = const. Die stabilen Kerne liegen in der "Talsohle des Massetals".

Umwandlung durch Beta-Zerfall:

${\begin{aligned}{{\beta }^{+}}:\quad n&\to p+{{e}^{-}}+{\tilde {\nu }}\\{{\beta }^{-}}:\quad n&\to p+{{e}^{+}}+\nu \\{{e}^{-}}+p&\to n+{\tilde {\nu }}\\\end{aligned}}$ Konkurrenzprozeß: K-Einfang

II. Kernspaltung und Fusion

Allgemein für leichtere Kerne Energiegewinn durch Fusion, für schwerere Kerne durch Spaltung möglich. Spontane Fusion durch Coulombabstoßung, spentane Spaltung durch Spaltschwelle behindert.

Stabilitätsbetrachtung bezüglich spontaner Spaltung

Stabilitätsbedingung gegenüber spontaner Spaltung: größere Zunahme der Oberflächenenergie als Abnahme der Coulombenergie. Rechnung: Z2/A ~ 51 Für $Z^{2}/A\lesssim 51$ Spaltschwelle:

Neutroneninduzierte Spaltung bei Uran durch freiwerdende Bindungsenergie bei Neutroneneinfang. Für thermische Neutronen ist diese Bindungsenergie

bei $^{235}U+n\to ^{236}U+6,4MeV\quad (g,u){\underset {n}{\to }}(g,g)$

bei $^{238}U+n\to ^{239}U+4,8MeV\quad (g,g){\underset {n}{\to }}(g,u)$

Die fehlende Paarungsenergie bei $^{239}U$ bedingt die niedrigere Bind dungsenergie, so daß bei $^{238}U$ der Einbau thermischer Neutronen nicht zur Überwindung der Spaltschwelle ausreicht.

Allgemein Spaltprozeß: $^{235}U+n{\textrm {(thermisch)}}\to ^{236}U\to X+Y+kn$

Spaltbruchstücke X und Y instabil wegen Neutronenüberschuß, $\beta ^{-}$-Zerfall, z.B.

Grobe Abschätzung für $^{235}U$-Verbrauch:

$1kg\quad ^{235}U:E=N\Delta E\backsimeq {\frac {1000}{235}}6\times 10^{23}\times 2\times 10^{8}\times 1,6\times 10^{-19}{Ws}\backsimeq 8\times 10^{13}{Ws}\backsimeq 10^{8}{MWd}$

Fusion

Bei sehr leichten Kernen Durchtunneln des Coulombwalls oberhalb von $1keV\approx 1,210^{7}K$ möglich (z.B. Sonneninnere mit $T\approx 1,510^{7}K$ und $\rho \approx 10^{5}kg/m^{3}$).

Kontrollierte Fusion mit Deuterium und Trithium $d+^{3}H\to {\underset {3MeV}{^{4}He}}+{\underset {14MeV}{n}}+17,6MeV$

$n+^{7}Li\to ^{4}He+\underbrace {^{3}H} _{t_{1/2}\approx 12a}+n-2,5MeV$

siehe auch

http://de.wikipedia.org/wiki/Bethe-Weizs%C3%A4cker-Formel

Datei:Tröpfchenmodell.PNG