Билет 1) Явление электромагнитной индукции.

Билет 1) Явление электромагнитной индукции.

что электрические токи создают вокруг себя магнитное поле. Связь магнитного поля с током привела к многочисленным попыткам возбудить ток в контуре с помощью магнитного поля. Эта фундаментальная задача была блестяще решена в 1831 г. английским физиком М. Фарадеем, открывшим явле­ние электромагнитной индукции, заключа­ющееся в том, что в замкнутом проводя­щем контуре при изменении потока маг­нитной индукции, охватываемого этим контуром, возникает электрический ток, получивший название индукционного.Опытным путем было также установ­лено, что значение индукционного тока совершенно не зависит от способа измене­ния потока магнитной индукции, а опреде­ляется лишь скоростью его изменения (в опытах Фарадея также доказывается, что отклонение стрелки гальванометра (сила тока) тем больше, чем больше ско­рость движения магнита, или скорость изменения силы тока, или скорость движе­ния катушек).Открытие явления электромагнитной индукции имело большое значение, так как была доказана возможность получе­ния электрического тока с помощью маг­нитного поля. Этим была установлена вза­имосвязь между электрическими и магнит­ными явлениями, что послужило в даль­нейшем толчком для разработки теории электромагнитного поля

Электродвижущаяся сила. возник­новение индукционного тока указывает на наличие в цепи электродвижущей силы, называемой электродвижущей силой элек­тромагнитной индукции. Значение индук­ционного тока, а следовательно, и э. д. с, электромагнитной индукции ξ _iопределя­ются только скоростью изменения магнит­ного потока, т. е.

Законы Фарадея-Ленца. выбирая опре­деленное положительное направление нор­мали, мы определяем как знак потока маг­нитной индукции, так и направление тока и э.д.с. в контуре. Пользуясь этими пред­ставлениями и выводами, можно соответ­ственно прийти к формулировке закона электромагнитной индукции Фарадея: какова бы ни была причина изменения потока магнитной индукции, охватыва­емого замкнутым проводящим контуром, возникающая в контуре э.д.с.

Знак минус показывает, что увеличе­ние потока (dФ/dt> 0) вызывает э.д.с.

ξ ξ _i< 0, т. е. поле индукционного тока на­правлено навстречу потоку; уменьшение потока (dФ/dt< 0 ) вызывает ξ _i> 0, т. е. направления потока и поля индукци­онного тока совпадают. Знак минус в фор­муле (123.2) является математическим выражением правила Ленца — общего правила для нахождения направления ин­дукционного тока, выведенного в 1833 г. Правило Ленца: индукционный ток в контуре имеет всегда такое направление, что создаваемое им магнитное поле препятствует изменению магнитного по­тока, вызвавшего этот индукционный ток.

 

Билет 3. Взаимная индукция. Энергия магнитного поля. Практическое применение электромагнитной индукции.

Взаимная индукция

Рассмотрим два контура, расположенных на малом расстоянии друг от друга.

Ф₂₁=L₂₁I₁, I₁ const

 

Ф₁₂=L₁₂I₂, I₂ const

 

Контуры 1 и 2 называются индуктивно связанными, а явление возникновения ЭДС в одном из контуров при изменениях силы тока в другом называется взаимной индукцией.

L₁₂=L₂₁ – коэффициенты взаимной индуктивности.

Энергия магнитного поля

Если ключ К перевести в положение 2, то через соленоид течет возрастающий ток за счет явления самоиндукции. Если ключ К перевести в положение 1, то в течение некоторого времени через лампу накаливания будет течь ток (явление самоиндукции).

dt dA= ₀*I*dt=| ₀=-L |=-L*I*dI (1)

A=- =W_m (2)

W= (3)

(3) преобразуем применительно к тонкому соленоиду с учетом:

L= ₀ S; B= ₀ I;
W= ₀ S* =

Найдем энергию единицы объема магнитного поля, т.е. объемную плотность магнитного поля

Билет 4. Намагничивание вещества. Магнитные характеристики вещества: вектор намагничивания, магнитная проницаемость, магнитная восприимчивость, напряженность магнитного поля. Циркуляция напряженности магнитного поля.

Для количественного описания намагничения магнетиков вводят векторную величину — намагниченность, определяемую магнит­ным моментом единицы объема магнетика:

J = p _m/V=S p _a/V,

где p _m=S р _а— магнитный момент маг-нетика, представляющий собой векторную сумму магнитных моментов отдельных мо­лекул.

Магнитное поле макротоков описыва­ется вектором напряженности Н. Для од­нородной изотропной среды вектор маг­нитной индукции связан с вектором на­пряженности следующим соотношением:

В =m₀m Н

где m₀ — магнитная постоянная, m — без­размерная величина — магнитная прони­цаемость среды, показывающая, во сколь­ко раз магнитное поле макротоков Н уси­ливается за счет поля микротоков среды.

Намагниченность прямо пропорцио­нальна напряженности поля, вызывающе­го намагничение, т. е.

J =c H, (133.6)

где c — безразмерная величина, называе­мая магнитной восприимчивостью вещества. Для диамагнетиков c отрицательна (поле молекулярных токов противополож­но внешнему), для парамагнетиков — по­ложительна (поле молекулярных токов со­впадает с внешним).

Цир­куляция вектора Н по произвольному за­мкнутому контуру L равна алгебраической сумме токов проводимости, охватывае­мых этим контуром:

 

 

БИЛЕТ 11.

Для возбуждения и поддерживания электромагнитных колеба­ний используется колебательный контур — цепь, состоящая из включенных последо­вательно катушки индуктивностью L, кон­денсатора емкостью С и резистора сопро­тивлением R.Последовательные стадии колебательного процесса в идеализиро­ванном контуре(R»0).

Так как R»0, то, согласно закону сохранения энергии, полная энергия

так как она на нагревание не расходуется. (LQ²/2) - энергия магнитного поля ка­тушки. (Q²/(2C)) - энергия магнитного поля ка­тушки, Индуктивность –L. По закону Ома, для контура, содержащего катушку индуктивностью L, конденсатор емкостью С и резистор сопро­тивлением R, ir+u_c=ξ _s , где IR — напряжение на резисторе, U_C=Q/C— напряжение на конденсаторе, ξ _s=-LdI/dt — э.д.с. самоиндукции, воз­никающая в катушке при протекании в ней переменного тока. Следовательно,

Разделив (143.1) на L и подставив I=Q и dI/dt=Q , получим дифференциаль­ное уравнение колебаний заряда Q в кон­туре:

В данном колебательном контуре внешние э.д.с. отсутствуют, поэтому это свободные колебания. Если сопротивление R=0, то свободные электромагнитные колебания в контуре являются гармоническими. Тогда из (143.2) получим дифференциальное урав­нение свободных гармонических колеба­ний заряда в контуре:

Из выражений (142.1) и (140.1) вы­текает, что заряд Q совершает гармониче­ские колебания по закону Q = Q_mcos(w₀t+j), (143.3)

где Q_m — амплитуда колебаний заряда конденсатора с циклической частотой w₀, называемой собственной частотой конту­ра, т. е. w₀=1/Ö LC, (143.4) и периодом T=2pÖ LC. (143.5)- формула Томсона. Сила тока в колебательном контуре (см. (140.4)) где I_m=w₀Q_m — амплитуда силы тока. Напряжение на конденсаторе

где U_m=Q_m/C—амплитуда напряже­ния. Из (143.3) и (143.6) вы­текает, что колебания тока I опережают по фазе колебания заряда Q на p/2, т. е., когда ток достигает максимального значе­ния, заряд (а также и напряжение (см. (143.7)) обращается в нуль, и наобо­рот.

 

Билет 20.

Предположим, что две монохроматические световые волны, накладываясь друг на друга, возбуждают в определенной точке пространства колебания одинакового направ­ления: х₁=А₁ cos(w t + j₁) и x₂ = A₂ cos(w t + j₂). Под х понимают напряженность элект­рического Е или магнитного Н полей волны; векторы Е и Н колеблются во взаимно перпендикулярных плоскостях. Напряженности электрического и магнит­ного полей подчиняются принципу суперпозиции (см. § 80 и 110). Амплитуда резуль­тирующего колебания в данной точке .Так как волны когерентны, то cos(j₂ — j₁) имеет постоянное во времени (но свое для каждой точки пространства) значение, поэтому интенсивность результирующей волны (I ~ А²) (172.1В точках пространства, где cos(j₂—j₁)> 0, интенсивность I> I₁+I₂, где cos(j₂—j₁)< 0, интенсивность I< I₁+I₂. Следовательно, при наложении двух (или нескольких) коге­рентных световых волн происходит пространственное перераспределение светового потока, в результате чего в одних местах возникают максимумы, а в других — мини­мумы интенсивности. Это явление называется интерференцией света.

Для некогерентных волн разность j₂—j₁ непрерывно изменяется, поэтому среднее во времени значение cos(j₂—j₁) равно нулю, и интенсивность результирующей волны всюду одинакова и при I₁=I₂ равна 2I₁ (для когерентных волн при данном условии в максимумах I=4I₁, в минимумах I=0).

Для получения когерентных световых волн применяют метод разделения волны, излучаемой одним источником, на две части, которые после прохождения разных оптических путей накладываются друг на друга, и наблюдается интерференци­онная картина.

Пусть разделение на две когерентные волны происходит в определенной точке О. До точки M, в которой наблюдается интерференционная картина, одна волна в среде с показателем преломления п₁ прошла путь s₁, вторая — в среде с показателем преломления n₂ — путь s₂. Если в точке О фаза колебаний равна wt, то в точке М первая волна возбудит колебание A₁cos(t–s₁/v₁), вторая волна — колебание A₂cos(t–s₂/v₂), где v₁=c/n₁, v₂=c/n₂ — соответственно фазовая скорость первой и второй волны. Разность фаз колебаний, возбуждаемых волнами в точке М, равна

(учли, что w /с = 2pn/с = 2p/l₀, где l₀ — длина волны в вакууме). Произведение геомет­рической длины s пути световой волны в данной среде на показатель n преломления этой среды называется оптической длиной пути L , a D = L₂ – L₁ — разность оптических длин проходимых волнами путей — называется оптической разностью хода. Если оптическая разность хода равна целому числу длин волн в вакууме

(172.2)

то d = ±2тp, и колебания, возбуждаемые в точке М обеими волнами, будут проис­ходить в одинаковой фазе. Следовательно, (172.2) является условием интерференционного максимума.

Если оптическая разность хода

(172.3)

то d = ±2(т+1)p, и колебания, возбуждаемые в точке М обеими волнами, будут происходить в противофазе. Следовательно, (172.3) является условием интерференционного минимума.

 

 

Билет 21.

Билет 22.

Интерференция света в тонких пленках (рис. 249)

Оптическая разность хода, возникающая между двумя интерферирующими лучами от точки О до плоскости АВ,

где показатель преломления окружающей пленку среды принят равным 1, а член ± l₀/2 обусловлен потерей полуволны при отражении света от границы раздела. OC=CB=d/cosr, OA = OB sin i = 2d tg r sin i. Учитывая для данного случая закон преломления sin i = n sin r, получим

С учетом потери полуволны для оптической разности хода получим

(174.1)

Для случая, изображенного на рис. 249 (п> n₀),

В точке Р будет интерференционный максимум, если (см. (172.2))

(174.2)

и минимум, если (см. (172.3))

(174.3)

Интерференция, как известно, наблюдается, только если удвоенная толщина пластинки меньше длины когерентности падающей волны.

1. Полосы равного наклона (интерференция от плоскопараллельной пластинки). Из выражений (174.2) и (174.3) следует, что интерференционная картина в плоскопараллельных пластинках (пленках) определяется величинами l₀, d, п и i. Для данных l₀, d, и n каждому наклону i лучей соответствует своя интерференционная полоса. Ин­терференционные полосы, возникающие в результате наложения лучей, падающих на плоскопараллельную пластинку под одинаковыми углами, называются полосами равного наклона.

Лучи 1' и 1" (рис. 250), параллельны друг другу, так как пластинка плоскопараллельна. Следовательно, ин­терферирующие лучи 1' и 1" «пересекаются» только в бесконечности, поэтому говорят, что полосы равного наклона локализованы в бесконечности. Для их наблюдения исполь­зуют собирающую линзу и экран (Э), расположенный в фокальной плоскости линзы. Параллельные лучи 1' и 1" соберутся в фокусе F линзы, в эту же точку придут и другие лучи (луч 2), параллельные лучу 1, в результате чего увеличивается общая интенсивность. Лучи 3, наклоненные под другим углом, соберутся в другой точке Р фокальной плоскости линзы.

 

2. Полосы равной толщины (интерференция от пластинки переменной толщины). Пусть на клин падает плоская волна, направле­ние распространения которой совпадает с параллельными лучами 1 и 2 (рис. 251). Рассмотрим лучи 1' и 1", отразившиеся от верхней и нижней поверхностей клина. При определенном взаимном положении клина и линзы лучи 1' и 1" пересекутся в некоторой точке А, являющейся изображением точки В. Так как лучи 1' и 1" когерентны, они будут интерферировать. Если источник расположен довольно далеко от поверхности клина и угол a ничтожно мал, то оптическая разность хода между интерферирующими лучами 1' и 1" может быть с достаточной степенью точности вычислена по формуле (174.1), где d — тол­щина клина в месте падения на него луча. Лучи 2' и 2" собираются линзой в точке А'. Оптическая разность хода уже определяется толщиной d'. Таким образом, на экране возникает система интерференционных полос. Каждая из полос возникает при отражении от мест пластинки, имеющих одинаковую толщину. Интерференционные полосы, возникающие в резуль­тате интерференции от мест одинаковой толщины, называются полосами равной толщины.

Так как верхняя и нижняя грани клина не параллельны между собой, то лучи 1' и 1" (2' и 2" ) пересекаются вблизи пластинки. Таким образом, полосы равной толщины локализованы вблизи поверхности клина. Если свет падает на пластинку нормально, то полосы равной толщины локализуются на верхней поверхности клина.

	Рис.251

 

Закон Малюса.

Направим естественный свет перпендикулярно пластинке турмалина Т₁ вырезанной параллельно так называемой оптической оси 00'. Вращая кристалл Т₁ вокруг направления луча, никаких изменений интенсивности прошедшего через турмалин света не наблюдаем. Если на пути луча поставить вторую пластинку турмалина Т₂ и вращать ее вокруг направления луча, то интенсивность света, прошедшего через пластинки, меняется в зависимости от угла а между оптическими осями кристаллов по закону Малюса

I=I₀cos²α, где I₀ и I — соответственно интенсивности света, падающего на второй кристалл и вышедшего из него.

 

34.

Тепловое излучение — единственный вид излучения, которое является равновесным (излучение, находящееся в термодинамическом равновесии с телами, имеющими определенную температуру)

 

35. Используя закон Кирхгофа, выражение для энергетической светимости

тела:

, где — энергетическая светимость чер-

ного тела (зависит только от температуры).

распределение энергии в спектре черного тела является неравномерным.

 

 

 

 

 

Квантовая гипотеза и формула Планка.

Правильное, согласующееся с опытны­ми данными выражение для спектральной плотности энергетической светимости чер­ного тела было найдено в 1900 г. немецким физиком М. Планком. Согласно выдвинутой Планком кван­товой гипотезе, атомные осцилляторы из­лучают энергию не непрерывно, а опреленными порциями — квантами, причем энергия кванта пропорциональна частоте колебания.e₀=hn=hc/l, (200.2)

где h=6, 625•10^-34 Дж•с — постоянная Планка. Так как излучение испускается порциями, то энергия осциллятора e мо­жет принимать лишь определенные дискретные значения, кратные целому чис­лу элементарных порций энергии e₀: e=nhn (n=0, 1, 2,...). В данном случае среднюю энергию < e> осциллятора нельзя принимать рав­ной kT. Вероятность, что осциллятор на­ходится в состоянии с энергией e_n, пропорциональна е^-en/kT , но при вычислении средних значений (при дискретных значе­ниях энергии) интегралы заменяются сум­мами. При данном условии средняя энер­гия осциллятора< e> =^hn^/(ehv/(kT)-1), а спектральная плотность энергетической светимости черного тела

Таким образом, Планк вывел для уни­версальной функции Кирхгофа формулу

которая блестяще согласуется с экспери­ментальными данными по распределению энергии в спектрах излучения черного те­ла во всем интервале частот и темпера­тур. Теоретический вывод этой формулы М. Планк изложил 14 декабря 1900 г. на заседании Немецкого физического общест­ва. Этот день стал датой рождения кванто­вой физики.

Оптичекая пирометрия Законы теплового излучения используют­ся для измерения температуры раскален­ных и самосветящихся тел (например, звезд). Методы измерения высоких темпе­ратур, использующие зависимость спек­тральной плотности энергетической свети­мости или интегральной энергетической светимости тел от температуры, называют­ся оптической пирометрией. Приборы для измерения температуры нагретых тел по интенсивности их теплового излучения в оптическом диапазоне спектра называ­ются пирометрами. В зависимости от того, какой закон теплового излучения исполь­зуется при измерении температуры тел, различают радиационную, цветовую и яркостную температуры. 1. Радиационная температура — это

такая температура черного тела, при кото­рой его энергетическая светимость R_e (см. (198.3)) равна энергетической свети­мости R_T (см. (197.2)) исследуемого тела. В данном случае регистрируется энергети­ческая светимость исследуемого тела и по закону Стефана — Больцмана (199.1) вы­числяется его радиационная температура:

Радиационная температура Т_р тела всегда меньше его истинной температуры Т. Для доказательства этого предполо­жим, что исследуемое тело является се­рым. Тогда, используя (199.1) и (198.2), можно записатьR^c_T=A_TR_e=A_TsT⁴. С другой стороны, R^C_T=sT⁴_p.Из сравнения этих выражений вытека­ет, что

Так как А_T< 1, то Т_р< Т, т.е. истинная температура тела всегда выше радиаци­онной.

2. Цветовая температура. Для серых тел (или тел, близких к ним по свойствам) спектральная плотность энергетической светимостиr_{l, т}= а_тr_{l, t}, где A_T=const< 1. Следовательно, рас­пределение энергии в спектре излучения серого тела такое же, как и в спектре черного тела, имеющего ту же температу­ру. Поэтому к серым телам применим за­кон Вина (см. (199.2)), т.е., зная длину волны l_max, соответствующую максималь­ной спектральной плотности энергетиче­ской светимости R_{l, T} исследуемого тела, можно определить его температуруT_ц=b/l_max,

которая называется цветовой температу­рой. Для серых тел цветовая температурасовпадает с истинной. Для тел, которые сильно отличаются от серых (например, обладающих селективным поглощением), понятие цветовой температуры теряет смысл. Таким способом определяется тем­пература на поверхности Солнца (Т_ц»6500 К) и звезд.

3. Яркостная температура Т_я — это температура черного тела, при которой для определенной длины волны его спектраль­ная плотность энергетической светимости равна спектральной плотности энерге­тической светимости исследуемого тела,

r_{l, Tя}=R_{l, T}. (201.1)где Т — истинная температура тела. По закону Кирхгофа (см. (198.1)), для иссле­дуемого тела при длине волны К R_{l, T}/A_{l, T}=r_{l, T}, или, учитывая (201.1), A._{l, T}=r_{l, Tя}/r_{l, T}. (201.2) Так как для нечерных тел А< 1, то r_{l, Tя}< r_{l, T} и, следовательно, Т_я< Т, т.е. ис­тинная температура тела всегда выше яркостной.В качестве яркостного пирометра обычно используется пирометр с исчезаю­щей нитью. Накал нити пирометра под­бирается таким, чтобы выполнялось усло­вие (201.1). В данном случае изображение нити пирометра становится неразличимым на фоне поверхности раскаленного тела, т. е. нить как бы «исчезает». Используя проградуированный по черному телу мил­лиамперметр, можно определить яркостную температуру.Зная поглощательную способность A_{l, T} тела при той же длине волны, по яркостной температуре можно определить истин­ную. Переписав формулу Планка (200.3) в виде и учитывая это в (201.2), получим т. е. при известных А_{l, T} и l можно опреде­лить истинную температуру исследуемого тела.

 

Бета распад, нейтрино

При бета-распаде излучается электрон и одна нейтральная частица сперва нейтрино(имеет нулевой заряд, спин 1/2 и нулевую массу, обозначается (0^0)V (β -частица), но затем выяснилось, что антинейтрино. В результате распада одного нейтрона на протон, электрон и антинейтрино, состав ядра увеличивается на один протон, а электрон и антинейтрино излучаются вовне: (Z^A)X→ (Z+1^A)Y+(-1^0)e+(0^0)Vе. Соответственно, образовавшийся элемент смещается в периодической системе на одну клетку вперед.бета-электрон рождается в результате процессов, происходящих внутри ядра. Так как при бета~-распаде число нуклонов в ядре не изменяется, a Z увеличивается на единицу. одновременного осуществления этих условий является превращение одного из нейтронов ^-активного ядра в протон с одновременным образованием электрона и вылетом антинейтрино:

_(0^1)n=(1^1)p+(-1^0)e+ (0^0)Ve(антинейтрино)

В одних актах распада большую энергию получает антинейтрино, в других — электрон; в граничной точке кривой на рис. 346, где энергия электрона равна Ептх, вся энергия распада уносится электроном, а энергия антинейтрино равна нулю.

Пример β -распада: (19^40)K→ (20^40)Ca+(-1^0)e+(0^0)v.

Бета-распад – это внутринуклонный процесс. Превращение претерпевает нейтрон. Существует также бета-плюс-распад или позитронный бета-распад. При позитронном распаде ядро испускает позитрон и нейтрино, а элемент смещается при этом на одну клетку назад по периодической таблице. Позитронный бета-распад обычно сопровождается электронным захватом.

 

 

ГАММА ИЗЛУЧЕНИЕ(^-гамма)

Гамма-распад – это излучение гамма-квантов ядрами в возбужденном состоянии, при котором они обладают большой по сравнению с невозбужденным состоянием энергией. В возбужденное состояние ядра могут приходить при ядерных реакциях либо при радиоактивных распадах других ядер. Большинство возбужденных состояний ядер имеют очень непродолжительное время жизни – менее наносекунды.

Экспериментально установлено, что гамма-излучение не является самостоятельным видом радиоактивности, а только сопровождает а- и (3-pacnaды и также возникает при ядерных реакциях,

^-Спектр является линейчатым. ^-Спектр — это распределение числа ^-квантов по энергиям

В настоящее время твердо установлено, что ^-излучение испускается дочерним (а не материнским) ядром

В настоящее время твердо установлено, что ^-излучение испускается дочерним (а не материнским) ядром

При ^-излучении А и Z ядра не изменяются, поэтому оно не описывается никакими правилами смещения.

Ч-Излучение большинства ядер является столь коротковолновым, что его волновые свойства проявляются весьма слабо.

При этом испускается так называемый электрон конверсии. Само явление называется внутренней конверсией. Внутренняя конверсия — процесс, конкурирующий с ^-излучением.

" у-Кванты, проходя сквозь вещество, могут взаимодействовать как с электронной оболочкой атомов вещества, так и с их ядрами.

основными процессами, сопровождающими прохождение ^-излучения сквозь вещество, являются фотоэффект, комптон-эффект (комптоиовское рассеяние) и образование электронно -позитрониых

Фотоэффект, или фотоэлектрическое поглощение ^-излучения, — это процесс, при котором атом поглощает ^-квант и испускает электрон.

В основу теории деления атомных ядер (Н. Бор, Я. И. Френкель) положена капельная модель ядра.Ядро рассматривается как капля электрически заряженной несжимаемой жидкости (с плотностью, равной ядерной, и подчиняющейся законам квантовой механики), частицы которой при попадании нейтрона в ядро приходят в колебательное движение, в результате чего ядро разрывается на две части, разлетающиеся с огромной энергией.

Нейтроны, обладающие энергией активации (минимальной энергией, необходимой для осуществления реакции деления ядра) порядка 1 МэВ, вызывают деление ядер урана (92^238)U, тория (90^232)Th, протактиния (91^231)Ра и плутония (94^239)Pu. Тепловыми нейтронами делятся ядра (92^235)U, (94^239)Pu и (92^233)U, (90^230)Th(два последних изотопа в природе не встречаются, они получаются искусственным путем). Например, изотоп (92^233)U получается в результате радиационного захвата нейтронов ядром (90^232)Th

(90^232)Th+(0^1)n=(90^233)Th=(91^233)Pa=(92^233)U

 

 

Билет 53.

Испускаемые при делении ядер вторичные нейтроны могут вызвать новые акты деле­ния, что делает возможным осуществление цепной реакции деления — ядерной реак­ции, в которой частицы, вызывающие ре­акцию, образуются как продукты этой ре­акции. Цепная реакция деления характе­ризуется коэффициентом размножения k нейтронов, который равен отношению числа нейтронов в данном поколении к их числу в предыдущем поколении. Необхо­димым условием для развития цепной ре­акции деления является требование k³ 1.

Не все образующие­ся вторичные нейтроны вызывают после­дующее деление ядер, что приводит к уменьшению коэффициента размноже­ния. 1) из-за конечных размеров активной зоны (пространство, где проис­ходит цепная реакция) и большой про­никающей способности нейтронов часть из них покинет активную зону раньше, чем будет захвачена каким-либо ядром. 2)часть нейтронов захватывается ядрами неделящихся примесей, всегда присутствующих в активной зоне. Мини­мальные размеры активной зоны, при ко­торых возможно осуществление цепной реакции, называются критическими разме­рами. Минимальная масса делящегося ве­щества, находящегося в системе критиче­ских размеров, необходимая для осуще­ствления цепной реакции, называется критической массой.

Скорость развития цепных реакций различна. Пусть Т — среднее время жизни одного поколения, а N — число нейтронов в данном поколении. В следующем поколе­нии их число равно kN, т. е. прирост числа нейтронов за одно поколение dN= kN-N=N(k-1). Прирост же числа нейтро­нов за единицу времени, т. е. скорость нарастания цепной реакции, dN/dt=N(k-1)/T (266.1)

Интегрируя (266.1), получим N=N₀e^(k-1)t/T,

где No — число нейтронов в начальный момент времени, а N —их число в момент времени t. N определяется знаком (k-1). При k> 1идет развивающаяся реакция, число делений непрерывно растет и реак­ция может стать взрывной. При k=1 идет самоподдерживающаяся реакция, при ко­торой число нейтронов с течением времени не изменяется. При k< 1 идет затухаю­щая реакция.

Цепные реакции делятся на управляе­мые и неуправляемые. Взрыв атомной бомбы, например, является неуправляемой реакцией. Управляемые цепные реакции осуществляются в ядер­ных реакторах. Устройства, в которых осуществляется и поддерживается управляемая цепная реакция деления, называются ядерными реакторами. Ядерные реакторы различаются:

1) по характеру основных материалов, находящихся в активной зоне (ядерное топливо, замедлитель, теплоноситель); в качестве делящихся и сырьевых веществ

используются ²³⁵₉₂U, ²³⁹₉₄Pu, ²³³₉₂U, ²³⁸₉₂U, ²³²₉₀Th, в качестве замедлителей — вода (обычная и тяжелая), графит, бериллий и т.д.

2) по характеру размещения ядерного

топлива и замедлителя в активной зоне: гомогенные (оба вещества равномерно смешаны друг с другом) и гетерогенные (оба вещества располагаются порознь в виде блоков);

3) по энергии нейтронов (реакторы на тепловых и быстрых нейтронах; в послед­них используются нейтроны деления и замедлитель вообще отсутствует);

4) по типу режима (непрерывные и им­пульсные);

5) по назначению (энергетические, ис­следовательские, реакторы по производст­ву новых делящихся материалов, радио­активных изотопов и т.д.).

 

 

54.

Управляемая термоядерная реакция - энергетически выгодная реакция. Однако она может идти лишь при очень высоких температурах (порядка несколько сотен млн. градусов). При большой плотности вещества такая температура может быть достигнута путем создания в плазме мощных электронных разрядов. При этом возникает проблема - трудно удержать плазму

 

 

Билет 1) Явление электромагнитной индукции.

что электрические токи создают вокруг себя магнитное поле. Связь магнитного поля с током привела к многочисленным попыткам возбудить ток в контуре с помощью магнитного поля. Эта фундаментальная задача была блестяще решена в 1831 г. английским физиком М. Фарадеем, открывшим явле­ние электромагнитной индукции, заключа­ющееся в том, что в замкнутом проводя­щем контуре при изменении потока маг­нитной индукции, охватываемого этим контуром, возникает электрический ток, получивший название индукционного.Опытным путем было также установ­лено, что значение индукционного тока совершенно не зависит от способа измене­ния потока магнитной индукции, а опреде­ляется лишь скоростью его изменения (в опытах Фарадея также доказывается, что отклонение стрелки гальванометра (сила тока) тем больше, чем больше ско­рость движения магнита, или скорость изменения силы тока, или скорость движе­ния катушек).Открытие явления электромагнитной индукции имело большое значение, так как была доказана возможность получе­ния электрического тока с помощью маг­нитного поля. Этим была установлена вза­имосвязь между электрическими и магнит­ными явлениями, что послужило в даль­нейшем толчком для разработки теории электромагнитного поля

Электродвижущаяся сила. возник­новение индукционного тока указывает на наличие в цепи электродвижущей силы, называемой электродвижущей силой элек­тромагнитной индукции. Значение индук­ционного тока, а следовательно, и э. д. с, электромагнитной индукции ξ _iопределя­ются только скоростью изменения магнит­ного потока, т. е.

Законы Фарадея-Ленца. выбирая опре­деленное положительное направление нор­мали, мы определяем как знак потока маг­нитной индукции, так и направление тока и э.д.с. в контуре. Пользуясь этими пред­ставлениями и выводами, можно соответ­ственно прийти к формулировке закона электромагнитной индукции Фарадея: какова бы ни была причина изменения потока магнитной индукции, охватыва­емого замкнутым проводящим контуром, возникающая в контуре э.д.с.

Знак минус показывает, что увеличе­ние потока (dФ/dt> 0) вызывает э.д.с.

12345678910Следующая ⇒

Поделиться: