År #1919 k# larade Rutherford det som ingen trodde var möjligt. Han lyckades omvandla ett grundämne till ett annat! Detta sker av sig själv vid naturlig radioaktivitet. Men att vi människor kunde klara det, det var en sensation. Det Rutherford gjorde, var att skicka in alfapartiklar i kvävgas och fotografera spåren av partiklarna. Spåren visade att två nya partiklar hade bildats. Med hjälp av spårens utseende kunde Rutherford beräkna partiklarnas massor. Utifrån massorna kom han fram till att han observerat kärnreaktionen

MATH #2# XqzLBM #7# a #8#

Vi tolkar reaktionen på följande sätt: När alfapartikeln tränger in i kvävekärnan, bildas en instabil mellankärna med nio protoner och nio neutroner, alltså fluorkärnan . Fluorkärnan skickar genast ut en proton. Kvar blir en syrekärna med åtta protoner och nio neutroner. Se figur #11.4.#

#11.4# Vi förändrar en atomkärna! Människan kan omvandla ett grundämne till ett annat. Rutherfords försök visade också att vätekärnan är byggsten i andra kärnor.

Det var genom detta försök som Rutherford upptäckte att väte­kärnan måste vara en partikel som deltar vid uppbyggnaden av andra atomkärnor.

När Chadwick upptäckte neutronen år #1932, # skedde det vid reaktionen

MATHriim #4x# C #5# bW

En alfapartikel tränger in i en berylliumkärna. Det uppstår en instabil kolkärna MATH #3# jq #7# JWWMGn som gör sig av med en neutron och omvandlas till en stabil kolkärna MATH #1vk5# pe #3# riX. Se figur #11.5. F# ör att åstadkomma en konstgjord kärnreaktion måste man skjuta en partikel mot atomkärnan.

Rutherford och Chadwick använde alfapartiklar. Men de är positiva och stöts bort kraftigt av den positiva kärnan. De flesta av alfa­partiklarna med riktning mot kärnan böjs därför av. Bara någon enstaka gång kommer de tillräckligt nära för att kunna starta en kärnreaktion. Annorlunda är det med neutroner. De är neutrala och fångas lätt in av en atomkärna. Ett exempel på en kärnreaktion med neutroner är

MATHFy #5# RqgWsxM

En neutron träffar en kvävekärna, och det bildas en kolkärna och en vätekärna. Det är denna reaktion som hela tiden alstrar C #-14 # i atmosfären. (Se exempel #13, # avsnitt #11.5.) # Neutronen kommer från den kosmiska strålningen.

#11.5# Kärnreaktionen som gjorde att Chadwick upptäckte neutronen.

Från tidigare vet du att massa har tyngd och tröghet. År #1905 # publicerade Albert Einstein # \sin # relativitetsteori. Ett av de viktigaste resultaten i den teorin är att massa har energi. Massa har alltså både tyngd, tröghet och energi. Massan har energi även om både den kinetiska och den potentiella energin är lika med noll.

Hur mycket energi representerar massan? Jo, en av fysikens mest kända formler säger att massenergin # E _{0} # i ett föremål med massan # m # är

# E _{0} = mc ^{2}#

där # c # är ljushastigheten i vakuum. Vi använder beteckningen # E , # när vi pratar om relativistisk energi i stället för W. Vi ska se närmare på den här relationen i nästa kapitel. Vad innebär den då? Jo, en konsekvens är att massan inte nödvändigtvis är lika stor före och efter en kärn­reaktion. En del av massenergin kan omvandlas till kinetisk energi eller strålningsenergi. I så fall är det mindre massa efter reaktionen än före. Massan är alltså inte bevarad. Men processen kan också gå åt andra hållet: Koncentrerad energi utan massa kan omvandlas till partiklar med massa.

Även en liten massa har en enorm massenergi. Det är denna typ av energi som gör sig gällande i kärnreaktioner.

Partikelmassor igen

Protonen har massan # m _{p} = 1,007276 # u ≈ #938,3 # MeV

Neutronen har massan # m _{n} = 1,008665 # u ≈ #939,6 # MeV

Elektronen har massan # m _{e} = 0,000549 # u ≈ #0,511 # MeV

Nu har du sett några exempel på kärnreaktioner. Efter hand har fysikerna formulerat en del bevarandelagar för att kunna hålla ordning på det som kan ske i kärnreaktioner.

En storhet bevaras när den är lika stor efter en reaktion som före reaktionen. I kärnreaktionerna

#\begin{array}{l}_2^4{\text{He}} + _{\;7}^{14}{\text{N}} \to _{\;8}^{17}{\text{O}} + _1^1{\text{H}}\\_2^4{\text{He}} + _4^9{\text{Be}} \to _{\;6}^{12}{\text{C}} + _0^1{\text{n}}\\_0^1{\text{n}} + _{\;7}^{14}{\text{N}} \to _{\;6}^{14}{\text{C}} + _1^1{\text{H}}\end{array}#

är summan av de nedre indexen lika stora på båda sidorna i reaktions­formlerna. Det är ett exempel på att laddningen bevaras. Men också summan av de övre indexen är lika stora på båda sidorna. Det betyder att nukleontalet bevaras.

Med det utvidgade energibegreppet som Einstein införde med formeln # E _{0} =  mc ^{2} # bevaras också energin i kärnreaktioner. Det är totalenergin E som bevaras:

# E = E _{0} + # E #_{k}# #+ # E #_{γ}#

där # E _{0} # är massenergin, # E _{k} # partiklarnas kinetiska energi och E #_{γ}# strålnings­energin för eventuella gammakvanta.

Vi har tidigare nämnt att det går åt energi för att frigöra en nukleon från kärnan. Detta visar sig genom att fria kärnpartiklar har större massa än bundna. Därför kan du inte beräkna kärnmassan genom att summera nukleonerna i kärnan. Det visar sig att atomkärnorna alltid har mindre massa än summan av de fria nukleonmassorna. Vi kan också säga att varje nukleon har mindre massa när den är bunden i en atomkärna än när den är fri. Låt oss jämföra de båda graferna i figur #11.6. # Till vänster har vi genomsnittlig bindningsenergi per nukleon för atomkärnor som förekommer i naturen. Till höger har vi i stället för bindningsenergi lagt in massa per nukleon på #y-# axeln. När nukleonerna faller ned i en energibrunn sänder de ut energi. Det betyder att den samlade massan minskar. Ju djupare brunnen är, alltså ju större bindningsenergin är, desto mer energi sänder nukleonerna ut.

#11.6# Ju större bindningsenergin är, desto mer energi sänder nukleonerna ut. Därför kommer de båda diagrammen att vara spegelbilder av varandra.

I diagrammet till höger kan du se att massan per nukleon avtar snabbt när nukleontalet ökar från #1 # och uppåt. Kurvan har ett minimum vid masstalet #56. # Därifrån ökar massan per nukleon långsamt när vi närmar oss de tunga grundämnena. En av de mest stabila nukliderna vi känner till är järn #^{56}F# e vid kurvans lägsta punkt. Instabila nuklider, till exempel uran, har relativt stor massa per nukleon.

Med hjälp av formeln # E _{0} =  mc ^{2} # för massenergi kan vi tolka den högra delen av figur #11.6 # från energisynpunkt. En nuklid med liten massa per nukleon har liten massenergi per nukleon. En nuklid med stor massa per nukleon har stor massenergi per nukleon. I en kärn­reaktion där massan per nukleon minskar, blir den totala massenergin mindre efter reaktionen än före. Då frigörs energi i form av kinetisk energi och eventuell strålningsenergi. Det sker i kärnreaktioner som leder neråt mot kurvans lägsta punkt. Kurvan visar att det är två typer av kärnreaktioner som kan frigöra energi:

#1# Två lätta kärnor kan slå sig samman och bilda en tyngre kärna. Då går vi från vänster och neråt åt höger på kurvan. En sådan reaktion kallas fusion. Det är solens energikälla.

#2# En tung kärna kan dela sig i två lätta kärnor. Då går vi från höger och neråt åt vänster längs kurvan. En sådan reaktion kallas fission. Den används i kärnkraftverk.

Både fusion och fission är reaktioner som går från kärnor med stor massenergi per nukleon till kärnor med mindre massenergi per nukleon. Det blir energi över, som kinetisk energi och eventuellt som strålningsenergi.

Nu ska vi titta på hur man kan beräkna den energi som frigörs vid kärnreaktioner.

Massdifferensen # m _{1} - m _{2} # ska egentligen beräknas med kärnmassor. Men tabellerna anger nuklidmassor, så att elektronmassorna finns med i både # m _{1} # och # m _{2}. # Det går bra så länge som nukliderna före reaktionen har lika många elektroner som nukliderna efter reaktionen. Då försvinner elektronmassorna när vi beräknar massdifferensen # m _{1} # -  # m _{2}.#