Информация о документе

Цена 2000UZS
Размер 133.2KB
Покупки 0
Дата загрузки 07 Ноябрь 2026
Расширение docx
Раздел Рефераты
Предмет Физика

Продавец

Bohodir Jalolov

Atom yadrosining bo‘linishi. bo‘linishning asosiy qonunlari. yadrolar bo‘linishini yadroning tomchi modeli asosida tushuntirish. bo‘linish reaksiyasi mahsulotlari va ularning xossalari

Купить
ATOM YADROSINING BO’LINISHI. BO’LINISHNING ASOSIY QONUNLARI. YADROLAR BO’LINISHINI YADRONING TOMCHI MODELI ASOSIDA TUSHUNTIRISH. BO’LINISH REAKSIYASI MAHSULOTLARI VA ULARNING XOSSALARI. R Е J А : 1. Atom yadrosining bo’linishi . 2. Bo’linish parametrlari. 3. Bo’linish reaksiyasining asosiy qonuniyatlari 4. Bo’linish mahsulotlarining xossalari. Atom yadrosining bo‘linishi Yadroning bo‘linish tarixi E.Fermi va uning izdoshlarining 1934 yilda uran yadrosini neytronlar bilan bombardimon qilish bo‘yicha o‘tkazgan tajribalaridan boshlanadi. Ular zaryadsiz neytron uchun kulon to‘sigi yo‘qligi sababli ogir yadrolarni neytron bilan bombardimon qilib nishon yadroni neytronlar bilan boyitish bu yadrolar o‘z navbatida radioaktiv bo‘lib  - -yemirilish bilan zaryadini bittaga oshirishi, shu yo‘l bilan davriy sistemada uran elementidan keyin joylashgan transuran elementlari hosil qilish edilar. Haqiqatda esa ular bo‘linish parchalarini (yarim yemirilish davrlari: T 1/2 =13 min., T 1/2 =90 min.) kuzatgan edilar. Ko‘p yillik muntazam izlanishlar olib borib 1939 yili O.Gan (1879-1968), Lize Meytner (1878-1968) va Shtrassman (1902-1980) lar E.Fermi tajribalarini takrorlab, bunday reaksiya natijasida boshlang‘ich yadro o‘zidan ancha yengil elementlarga parchalanishini ko‘rsatdilar. I.Kyuri va P.Savich (1909 y.t.) lar yuqoridagi reaksiyalarda radioaktiv lantanning, O.Gan va Shtrassmanlar radioaktiv bariy elementining hosil bo‘lishini aniqladilar. Bu tajriba natijalarini tahlil qilib, 1939 yilda Meytner va O.Frish (1904-1979) lar neytronlar ta’sirida uran yadrosi ikki bo‘lakka ajralishi kerak, degan fikrga keldilar. Bu fikr keyinchalik tasdiqlandi va bu jarayon yadroning bo‘linishi degan nomni oldi. L.Meytner va Frishlar yadro bo‘linishini tomchi modeliga ko‘ra tushuntirishga xarakat qildi.lar. 1939 yili N.Bor, D.Uiler (1911) bulardan mustaqil Ya.I.Frenkel (1894-1952) lar yadro bo‘li-nish mexanizmini tomchi modeli asosida tushuntirib berdilar. Nishon yadro neytron ta’sirida o‘yg‘ongan holatga o‘tadi va yadro suyuqlik tomchisida kuchli tebranishlar yuzaga keladi. Bunday tebranishlar yadrodagi zaryadlangan protonlar o‘rtasidagi kulon itarishish kuchlari bilan yadroni barqaror holatga qaytaruvchi sirt taranglik kuchlari tufayli vujudga keladi. Darhaqiqat, yadrodagi nuklonlarning harakatlari natijasida, ayniksa, ular tashqaridan neytron yutish yo‘li bilan energiya olganlarida yadro tomchining shakli o‘zgaradi. Tomchi tebranish natijasida shar, ellipsoid yoki boshqa murakkab shaklga kiradi. A b v g d 1-rasm. Tomchi modeliga asosan yadroning bo‘linishi. Agar uyg‘onish energiyasi sirt taranglik energiyasini yengishga yetarli bo‘lmasa, ellipsoid shaklini olgan yadro yana sferik shakliga qaytadi. Lekin, agar yadro uyg‘onish energiyasi yetarli darajada katta bo‘lsa, yadro shakli tebranish natijasida gantel shaklini olishi va u dastlabki shakliga qaytmasligi mumkin, chunki gantel uchlarida to‘plangan protonlarning o‘zaro elektrostatik itarilish kulon energiyasi yadro tomchisini uzilishiga olib keladi, gantel bo‘laklaridagi sirt kuchlari ham bo‘linishga moyil bo‘ladi. Tomchi modeliga ko‘ra yadro bo‘linish shartini qarab chiqaylik. Yadro bog‘lanish energiyasi uchun Veyszekker formulasidan yadro bog‘lanish energiyasiE = [zm p+(A− z)m n]c2− αA + βА 2/3+γZ 2A−1/3+... (1) Yadro shakli o‘zgarganda bu formuladagi E σ= βA 2/3= 4 πR 2σ sirt taranglik energiyasi va E k= γz 2A−1/3= 3 5 (Ze )2 R protonlarning kulon ta’sir energiyasi o‘zgaradi. Sirt taranglik kuchi yadro shaklini sferik holiga qaytarishga intilsa, protonlarning kulon ta’sir energiyasi yadrodagi protonlar orasidagi masofani ortishiga, ya’ni deformasiyalanishiga sabab bo‘ladi. Demak, yadroni bo‘linishi shu ikki xil energiya yig‘indisiga bog‘liq. Berilgan hajm uchun shar shakli eng kichik sirtga ega. Shuning uchun yadro a shakldan b shaklga o‘tganda (1-rasm) uning sirti ortadi va demak, sirt taranglik energiyasi E  ortadi. Protonlar orasidagi o‘rtacha masofa ortgani uchun kulon ta’sir energiyasi E k kamayadi. Yadroga tashqaridan berilgan o‘yg‘onish energiyasi yetarli bo‘lmasa, ma’lum vaqtdan so‘ng yadro siqiladi. va E  kamayib E k ortadi, natijada yadroda tebranishlar hosil bo‘ladi. Yadroning o‘yg‘onish energiyasi yetarlicha katta bo‘lsa, sirt taranglik kuchi protonlarning kulon ta’sir energiyasini yengishga yetarli bo‘lmaganidan, yadro shakli gantel shaklini olishi mumkin. Bu holda yadrodagi protonlar gantel uchlarida to‘planadi va endi sirt taranglik energiyasi gantel uchlarida to‘plangan yadro suyuqlik materiyasining sferik shaklini olishga «yordamlashadi». Natijada yadro ikki bo‘lakka ajraladi. Kulon itarilish energiyasi E k ning sirt taranglik E  ga nisbati yadro bo‘lina olish qobiliyatining o‘lchami bo‘lib xizmat qiladi. E k yadroning zaryadi Z 2 ga E  esa A-massa soniga proporsional bo‘lganligidan, E k E σ = 3 5 (Ze )2 R 0A 1/3 4 πσ R 0 2A 2/3= 3 e2 20 πR 0 3 Z 2 A ;' (2) Bu formulada turli yadrolar uchun Z 2 /A o‘zgaruvchan ko‘paytmadir. Z 2 /A ortib borishi bilan yadroning bo‘linishi osonlashadi. Shuning uchun Z 2 /A-ni bo‘linish parametri deb ataladi. Deformasiyalanmagan yadrolar uchun yadro to‘la energiyasini, (1)-ifodani quyidagicha yozamiz, E=E’+E k +E  (3) Bu yerda sirt taranglik energiyasi E  bilan protonlarning kulon energiyasidan (E k ) tashqari hamma boshqa energiyalar yigindisi E’ bilan belgilandi. Agar yadro birmuncha deformasiyalansa sirt taranglik energiyasi oshadi va kulon ta’siri energiyasi birmuncha kamayadi, E’ energiya o‘zgarmay qolaveradi. Shuning uchun yadro energiyasining o‘zgarishi  E, E k va E  energiyalarning o‘zgarishiga bog‘liq:  E=|  E  |–|  E k | (4) Agar  E>0, ya’ni |  E  |>|  E k | bo‘lsa, yadro o‘z holatiga qaytadi,  E<0 bo‘lsa, deformasiya ortaboradi, yadro bo‘linadi. η= |ΔE k| |ΔE σ| = 1 kritik xoldir.  <1 – yadro bo‘linmaydi,  =1 kritik xolat,  >1- yadro so‘zsiz bo‘linadi. Agar yadro tekis zaryadlangan ellipsoid deb qaralsa bo‘linish parametri: η= 1 2 E k E σ (5) Kritik hol uchun bo‘linish parametrini xisoblasak (2), (5) ifodalardan η= 3e2Z 2 2⋅20 πR 0 3σA  =1 deb, Z 2 A = 40 πR 0 3σ 3e2 = 40 ⋅3,14 (1,3 ⋅10 −13 )310 20 erg sm 2sm 3 3(4,8 ⋅10 −10 )2(CGSE )2 =45 bu yerda R 0 =1,3*10 -13 sm, e=4,8*10 -10 CGSE, σ яд= 10 20 erg /sm 2 Demak, kritik xol (Z 2 /A)=45 yaqinlashganda yadro o‘z-o‘zidan bo‘linib ketadi. Yadro bo‘linish parametri Z 2 /A>(Z 2 /A) kr. bo‘lganda u asosiy holatda ham bir onda spontan bo‘linib ketadi. Demak, yadrolar uchun Z ning maksimal qiymati ni (Z 2 /A) kr =45 dan keltirib chiqarish mumkin. U taxminan 110 ga teng. Shuni ham aytish lozimki, tomchi modeli hamma tajriba natijalarini to‘la tushuntirib beraolmaydi. Masalan, yadroning bo‘linish parametri Z 2 /A ning o‘zgarashiga qarab monoton o‘zgaravermaydi, bo‘linish yadrodagi nuklonlarning toq-juftligiga bog‘liq, keyingi vaqtlarda izomer holatdan bo‘linishlar kashf etildi. Bularning hammasi yadrodagi qobiqlarni nuklonlar bilan to‘ldirilish tartibini, ya’ni yadro qobiq modelini e’tiborga olishni talab etadi. Yadro energiyasi va deformasiyalari orasidagi munosabatdan bo‘linish xususiyatlarini tushuntirish mumkin. 1-rasmdan r =0 hol sferik shakldagi o‘yg‘onmagan yadroga mos keladi. Yadro deformasiyalanganda ellipsoid orasidagi masofa yadroning deformasiyalanish parametrini ifodalaydi. Kuchli deformasiyalangan yadro uchun r masofa ortib boradi va r = r kr ,. shar shaklini olgan bo‘liklar bir-biriga tegib turgan xolda ular markazlari orasidagi masofani kursatadi. r = r kr da E = E ( r ) maksimumga erishadi (2-rasm). Yadro energiyasi kichik r larda ortaboradi, r = r kr maksimumga erishadi va r > r kr da yana kamayadi. O‘yg‘ongan yadro energiyasi E A bilan r  dagi bo‘lakchalar energiyasi E=2E A/2* orasidagi farq reaksiya energiyasini beradi. Q= EA− 2EA/2 E akt =E maks -E A – aktivasiya energiyasi deyiladi. 2-rasm. Yadro bo‘linishi uchun tashqaridan aktivasiya energiyasidan kam bo‘lmagan o‘yg‘onish energiyasi E uyg ni berish kerak, natijada energiya ajraladi. Bo‘linishda ajralib chiquvchi energiya E ajr =Q bo‘l -E uyg teng. Neytron ta’sirida uran izotoplarining bo‘linishi. Tabiatda uran asosan ikki izotop aralashmasi sifatida uchraydi: 92 235 U (0,7 % ) va 92 238 U (99 ,3% ) Neytronlar ta’sirida uran yadrosi bo‘linish kesimi izotop turi va neytron energiyasiga bog‘liq ravishda har xil bo‘ladi. Neytronlar energiyasiga qarab quyidagicha toifalarga bo‘linadi: energiyasi 0,025 eV dan 0,5 eV ga qadar bo‘lgan neytronlar issiq neytronlar; 0,5 eV dan 1 keV gacha energiyali neytronlar rezonans neytronlar; 1 keV dan 100 keV gacha energiyali neytronlar oraliq neytronlar; 100 keV dan 14 MeV gacha energiyali neytronlar esa tez neytronlar deb ataladi. Bo‘linish kompaund yadro hosil bo‘lish bilan yuz berganda yadrolarning bo‘linishi yadro vaqtiga (10 -22 -10 -23 s) nisbatan ancha sekin yuz beradi. Kinetik energiyasi T n bulgan neytronni yutgan yadroning uyg‘onish energiyasi E uyg =T n +  A+1 bo‘ladi. Bu yerda  A+1 -neytronning kompaund yadro bog‘lanish energiyasi. Demak, biror yadroning T n kinetik energiyali neytron ta’sirida bo‘linish shartiT n> E f= E акт − εA+1 (6) bu yerda E f -bo‘linishning effektiv chegarasi deyiladi. Aktivasiya energiyasi E akt bo‘linish parametriga bog‘liq bo‘lib, uncha og‘ir bo‘lmagan yadrolar uchun bo‘linish parametri kritik qiymatdan kichik ( Z 2 A )кр > Z 2 A , aktivatsiya energiyasi E akt katta bo‘ladi. Shuning uchun, bunday yadrolarni bo‘lish uchun neytron energiyasi yetarli darajada katta bo‘lishi lozim. Og‘ir yadrolarda esa bulinish parametri oshib, aktivasiya energiyasi E akt kamayib boradi. Nixoyat ba’zi yadrolar uchun E akt <  A+1 , ya’ni ular uchun E f -manfiy. Bunday yadrolar issiq neytronlar ta’sirida ham bo‘linadi. 1 va 2 jadvallarda ba’zi yadrolar bo‘linishining aktivasiya energiyasi va neytronning yadrodagi bog‘lanish energiyasi keltirilgan. 1-jadval Ba’zi yadrolar bo`linishining aktivasiya energiyasi Yadro 207 Tl 207 Bi 210 Po 233 Th 236 U 239 U 239 Pu 240 Pu E f ( MeV ) 19,8 22,2 19,7 5,4 6,6 7,1 5,3 5,1 2-jadval Neytronning yadrodagi bog`lanish energiyasi Boshlang‘ich yadro 238 U 235 U 239 Pu 232 U 232 Th Boshlang‘ich yadro + n 239 U 236 U 240 Pu 233 U 235 Th Bog‘lanish energiyasi, MeV 6 ,0 6,8 5,3 5,1 5,1 Jadvallardan ko‘rinib turibdiki 233 U, 235 U, 239 Pu yadrolar uchun bo‘linish energiyasi E f - manfiy, istalgan issiq neytronlar ta’sirida bo‘linsa, 238 U uchun E f neytron energiyasi hyech bo‘lmaganda T n >1,1 MeV bo‘lgan tez neytronlar bilan bo‘linishi mumkin. Haqiqatdan ham, 235 U neytron yutib 236 U ga aylanadi, 236 U juft-juft yadro bo‘lgani uchun bog‘lanish energiyasi nisbatan yuqori. 6,8 MeV. 238 U esa neytron yutib 239 U ga aylanadi, bu yadro juft-toq yadro bo‘lgani uchun bog‘lanish energiyasi past, 6,0 MeV. Aktivasiya energiyalari bo‘linish parametriga Z 2 /A bog‘liq bo‘lganida 236 U uchun 6,6 MeV, 239 U uchun 7,1 MeV. Og‘ir yadrolarning issiq neytronlar ta’sirida bo‘linishi energiya nuqtai nazaridan juda kulaydir. Undan tashqari 233 U, 235 U va 239 Pu izotoplar uchun bo‘linish reaksiyasining kesimi juda katta va nihoyat issiq neytronlar ta’sirida bo‘linish reaksiyalari ekzotermik bo‘lganidan yuqoridagi yadrolar uchun kichik energiya sohasida «1/v qonun» bajariladi. Neytron energiyasi T n =0,025 eV bo‘lsa,  nf =600 bn; T p =1 MeV da  nf =1,5 bn Og‘ir yadrolar bo‘linishida katta energiya ajralib chiqadi. Og‘ir yadrolar bo‘linishida massa sonlari A=100 yaqin bo‘lgan bo‘lakchalarning har bir nuklonga to‘g‘ri keluvchi solishtirma bog‘lanish energiyasi A  235 katta bo‘lgan bo‘linuvchi og‘ir yadrolar solishtirma bog‘lanish energiyalaridan taxminan 0,85 MeV katta. Demak, bo‘linish natijasida har bir nuklonga 0,85 MeV ga teng bo‘lgan energiya ajraladi, ya’ni har bir yadroga to‘g‘ri keladigan bo‘linish energiyasi Q=235*0,85=200 MeV. Masalan: 1 kg 235 U bo‘linganda ajralgan energiya: 1 kg da N = mN A A uran yadrosi. To‘la ajralgan energiya Q= NQ 1= 1кг ⋅6,023 ⋅10 26 235 200 МэВ = 5,125 ⋅10 26 МэВ = 8,2 ⋅10 10 кЖ Bu – 1800 t benzin, 2700 t ko‘mir yonganda beradigan issiqlikka teng. Bo‘linish energiyasi asosiy qismi: bo‘lakchalar kinetik energiyasiga 169 MeV, oniy gamma-nurlar energiyasiga 8 MeV, bo‘linishda vujudga kelgan neytronlar energiyasiga 5 MeV,  -yemirilish energiyasiga 9 MeV,  -nurlar energiyasiga 7 MeV, neytrino energiyasiga ~ 11 MeV sarf buladi. Bo‘linish energiyasining neytrino energiyasidan tashqari hamma qismini issiqlikka aylantirish mumkin. Bo‘linishda ajralgan energiya uran yadrosi massasining ~0,1% ni t ash k il etadi. Bo‘linish reaksiyasi ( n , f ) bilan bo‘linishga xalakit beruvchi noelastik sochilish ( n , n ’), elastik sochilish ( n , n ), radiasion qamrash ( n ,  ) jarayonlari ra q obatlashadi. Ammo kichik energiyalarda noelastik, elastik sochilishlar bo‘lmasdan 235 U yadrosi 16% - radia t sion qamrash, ~84% - hollarda yutilgan neytronlar bo‘linishni vujudga keltiradi. Uran 235 U yadrosi sekin neytronlar ta’sirida nuklonlar soni A=90 va A=140 atrofida bo‘lgan ikki bo‘lakchalarga bo‘linadi. Bu bo‘lakchalar kripton ( 36 Kr ) va ksenon ( 54 Xe ) lar yoki shu yadrolar atrofidagi yadro izotoplari bo‘lib bo‘lakchalar biri ikkinchisidan taxminan 1,5 marta og‘irrokdir. Bulinishda taxminan ~1% lar teng bo‘lakka bo‘linadilar. Sifat jihatdan bo‘linishning assimmetrik bo‘linishi qobiq modeli bilan tushuntiriladi. Yadro uchun neytronlar soni 50 va 82 «sehrli» sonlaridan biriga yaqin bo‘lgan bo‘lakchalarga bulinishi afzaldir. Birinchi bo‘lakcha neytroni 50 ga ikkinchi bulakchada neytroni 82 ga yaqindir (3-rasm). Uran-235 yadrosida neytronlarning protonlarga nisbati 1,6 ga teng. Lekin bo‘linishda hosil bo‘lgan bo‘lakchalarga bu nisbat ancha kamdir. Masalan, 47 108 Ag , 56 137 Ba yadrolari uchun 1,3 va 1,45 ga teng. Demak, har bir bo‘linish jarayonida bir necha neytronlar xosil bo‘lishi kerak. Haqiqatdan, uran 235 bo‘linishining har bir aktida o‘rta hisobda 2-3 ta oniy neytron hosil bo‘ladi. Oniy neytronlarning o‘rtacha kinetik energiyasi 2 MeV bo‘lib, ular bo‘linish energiyasining 30% ini olib ketadi. Oniy neytronlar chikarganidan keyin bo‘lakchalar o‘yg‘ongan holatlarda bo‘ladi. Ular tezda oniy gamma-kvantlarni chiqarish bilan asosiy holatga o‘tadi. Har bir bo‘linishda ~1 MeV li qariyb 8 foton chikaradi, bu bilan bo‘linish energiyasining taxminan 3,5% ni olib ketadi. 60 80 100 120 140 160 180 10-5 10-4 10-3 10-2 10-1 100 101 A 3-rasm. Uranning bo‘linishida hosil bo‘lgan yadrolarning massa bo‘yicha taqsimlanishi. Bo‘linishda kechikuvchi neytronlar ham vujudga keladi. Kechikuvchi neytronlar mahsul yadroning asosiy holatiga bo‘lakchaning beta-yemirilishi qat’iy taqiqlangan va u neytronning ajralishi mumkin bo‘lgan energiyali o‘yg‘ongan holatda bo‘lgan hol bo‘lishi mumkin. Bu yadro barqaror holatga energiyasini neytronlardan biriga berish va uni chiqarish bilan o‘tadi, shu bilan birga bu jarayon oniy bo‘ladi. Kechikish vaqti esa, oldin o‘tgan beta-yemirilishga ketadi. Misol:35 87 Kr ⃗β− 36 87 Kr ⃗n 36 86 Kr . Neytron bo‘linish vaqtidan  ~56 s so‘ng chiqadi (4-rasm). 4-rasm. Brom-87, Kripton-87, Rubidiy-87 yadrolarining yemirilish sxemalari. Kechikuvchi neytronlar neytronlar umumiy sonining taxminan 0,75% ini tashkil etadi, lekin ularning mavjudligi boshqariluvchi yadroviy bo‘linish jarayonini amalga oshirish uchun muhim. Kechikkan neytronlarning paydo bo‘lish vaqti bo‘lakcha yarim yemirilish davriga bog‘liq. Kechikuvchi neytronlar yadro bilan kuchsiz bog‘langan bo‘ladi. 36 87 Kr 51 yadrosida neytronlar soni 50+1, 137 I→ 54 137 Xе 83 da esa neytronlar 83=82+1, ya’ni bu yadrolardagi neytronlar soni yopiq neytron qobiqlardagi neytronlar sonidan bitta ortiq. Bu so‘nggi bitta neytron yopiq qobiq tashqarisida bo‘lganidan yadro bilan kuchsiz bog‘langan, shuning uchun o‘yg‘ongan yadro uni o‘zidan yengillik bilan chiqarib yuboradi. Bo‘linuvchi yadrolarda neytronlarni to‘la yutish kesimi  n bo‘linish kesimi va radiatsion tutib qolish kesimlaridan iborat: σa= σ f+ σγ= σ f(1+ α) (7) bu yerda  =   /  f . Boshqacha qilib aytganda, yadrolar bo‘linishini yutilgan neytronlarning faqat 1/1+  qismigina yuzaga keltiradi. Demak, bo‘linuvchi yadroda bir neytronning yutib kolinishiga to‘g‘ri keladigan bo‘linish neytronlarining o‘rtacha soni η= v σ f σa (8) bu yerda v -har bir bo‘linishga to‘g‘ri keluvchi bo‘linish neytronlarining o‘rtacha soni. Tajribalarning ko‘rsatishicha, issiq va tez neytronlar ta’sirida bo‘linuvchi hamma izotoplar uchun  >2, ammo oraliq neytronlar uchun u 1,5 gacha kamayadi. Shuning uchun og‘ir yadrolarni issiq yoki tez neytronlar ta’sirida bo‘lingani ma’qul. Bo‘linuvchi izotoplarning issiq neytronlar ta’sirida bo‘linish kesimi tez neytronlardagi bo‘linish kesimiga nisbatan yuz martacha ortik. Shu sababdan, odatda, tez neytronlarni mahsus se- kinlatuvchilar yordamida issiq neytronlarga aylantirilib, keyin ular yordamida bo‘linuvchi izotoplarga ta’sir etiladi. Issiq neytronlar bilan zanjir reaksiyalarni tarkibida bo‘linuvchi izotoplar va sekinlashtiruvchi moddalar bulgan kupaytiruvchi sistemalarda (atom reaktorlarida) amalga oshiriladi. Bo‘linuvchi uran izotopi va sekinlashtiruvchi cheksiz sistemada neytronlarning ko‘payishi. Birinchi avlod neytronlarining zichligi n 1 bo‘lsa, u xolda ikkinchi avlod neytronlarining zichligi n 2 = fn 1 bo‘ladi. Bu yerda f -issiq neytronlarning ishlatilish koeffitsiyenti bo‘lib, u issiq neytronlarning kancha qismi uranga yutilishini ko‘rsatadi. Neytronlarning ma’lum bir qismi sekinlashtiruvchi materialda yutilganligi tufayli f har doim birdan kichik bo‘ladi. fn 1 ta neytronlarning har biri o‘rtacha  bo‘linish neytronlarini hosil qilganligidan, tez neytronlarning umumiy miqdori fn 1  ga teng bo‘ladi. Bu neytronlar 238 U ning yadrolari bilan to‘qnashib, bo‘linishni vujudga keltiradi. Natijada tez neytronlarning zichligi  fn 1 ga qadar ortadi (  -tez neytronlardagi ko‘payish koeffitsiyenti). Sekinlantuvchi neytronlarning bir qismi sekinlashtiruvchi moddada 238 U yadrosida rezonans ravishda radiasion kamrab kolinishini hisobga olsak, keyingi avlod issiq neytronlarining zichligi tez neytronlar zichligidan kichik bo‘ladi.n 2= ρεη fn 1 (9) bu yerda  -koeffisiyent tez neytronlarning kancha qismi issiqlik energiyasiga qadar sekinlashganini ko‘rsatadi: cheksiz muhitda issiq neytronlarning ko‘payish koeffisiyenti issiq neytronlar n 1 va n 2 zichliklarining nisbati kabi aniqlanadi. k∞= ρε vf (10) Agar k  <1 bo‘lsa, neytronlar zichligi avloddan-avlodga kamaya boradi, reaksiya sunadi. k =1 da zanjir reaksiya o‘z-o‘zini neytronlar bilan ta’minlab turadi. k  >1 da reaksiya rivojlanadi. Odatda, real chekli ko‘paytiruvchi sistemaning koeffitsiyenti effektiv koeffitsiyent deb ataladi va k eff. bilan belgilanadi. Neytronlarning bir qismi muhitdan sizib chiqib ketadi, ikkinchi avloddagi neytronlar zichligi n 2 sekinlashish vaqtidagi neytronlarning sistemadan chiqib ketishi natijasida kamayadi, shuning uchun k eff. < k  buladi. k eff. va k  orasidagi bog‘lanish quyidagi cha: keff .= k∞P1P2 (11) bu yerda R 1 va R 2 - sekinlashish vaqtida tez va issiqlik neytronlarining sistemada qolish ehtimolligi. Sistema hajmining oshishi natijasida R 1 va R 2 lar 1 ga, k eff. esa k  ga yaqinlashadi. Tomchi modeli asosida yadroni bo‘linish jarayonini interpretatsiya qilish . Yadroviy modda bilan suyuqlik o’rtasidagi o’xshashlik yadro nazariyasini yaratilishi uchun juda mahsuldor bo’ladi. Stol ustidagi simobning unchalik katta bo’lmagan yumaloq tomchisini qarab chiqamiz. Tomchi sfera shakliga ega, ya’ni uning yuzasi eng kichik bo’lgan shaklni oladi. Agar simob tomchisiga barmoq bilan yengilgina bosilsa, u pachaqlanadi. Ammo barmoq olingandan birdaniga tomchining molekulalararo tortishishi kuchi ta’siridan tomchi yana sferik shaklni oladi. Xuddi shunga o’xshash yadroviy kuchlarining ta’siri natijasida yadro ham potensial energiyaning eng kichik qiymatiga mos keluvchi sferik shaklga ega bo’ladi. Atomlar yadrosi massasi haqidagi masalani qarab chiqamiz. Yadrodagi nuklonlar o’rtasidagi kuchli tortishuv kuchlari tufayli har bir nuklonga va butun yadroga sezilarli manfiy potensial energiya uzatiladi. Demak, massa energiyaning saqlanish qonuniga ko’ra istalgan murakkab yadro uning tarkibidagi hamma nuklonlar massalarining yig’indisidan kichikmassaga ega bo’lar ekan. Haqiqatan ham, tajriba ko’rsatadiki, atomlar yadrolari juda mustahkamdir, ulardan zarrachalarni yulib olish uchun sezilarli darajada (atom masshtablarida) ish bajarish, ya’ni katta energiya sarflash lozim bo’ladi. Bu shuni anglatadiki, yadrolarning nuklonlardan hosil bo’lishi paytida, masalan, fotonlar, neytrino va boshqa zarrachalar olib ketadigan energiya va unga mos massa ajralishi lozim. Foydalanilgan adabiyotlar. Asosiy adabiyotlar 1. Мухин К. Н. Экспериментальная ядерная физика: Учебник. В 3-х тт. Т. 1,2. Физика атомного ядра. 7-е изд., СПб.: Изд-во «Лань», 2009. - 384 с. 2. Климов А.Н. Ядерная физика и ядерные реакторы: Учебник для вузов.М.: Энергоатомиздат, 2002. - 464. 3. Владимиров В.И. Практические задачи по эксплуатации ядерных реакторов. М.: Энергоатомиздат, 1986. — 304. 4. Нигматулин И.Н., Нигматулин Б.И. Ядерные энергетические установки. — М.: Энергоатомиздат, 1986. - 168 с 5. Барсуков О.А. Основы физики атомного ядра. Ядерные технологии – Москва.: Физматлит, 2011. 6. Апсэ В.А, Шмельев А.Н. Я дерные технологии . Москва 2008 . 7. Ахmedovа G., Тo‘xtaev U.. Yadro fizikasi va dozimetriyadan masalalar to‘plami. SamDU nashriyoti , 2019 y . Qo’ shimcha adabiyotlar 3 Бойко В. И , Кошелев Ф. П. технологии в различнқх сферах человеческой деятельности Ядерн ы е.- Томского политехнического университета 2008. 4 Рыжакова Н.К. Я дерная физика и её приложения . Учебное пособие . 2-е издание . Издательство Томского политехнического университета . 2008 г. 5 Подготовка облученного ядерного топлива к химической переработке / А.Т. Агинков, Э.А. Ненарокомов, В.Ф. Савельев, А.Б. Ястребов. - М.: Энергоатомиздат, 1982. - 128 с. 6 Воронин В.П. РАО «ЕЭС Росии». Состояние и перспективы // Электрические сети и системы. - 2003. - № I . - С. 1 3—16.

Atom yadrosining bo‘linishi. bo‘linishning asosiy qonunlari. yadrolar bo‘linishini yadroning tomchi modeli asosida tushuntirish. bo‘linish reaksiyasi mahsulotlari va ularning xossalari

Купить