химический каталог




Этюды о симметрии

Автор Е.Вигнер

. от размеров и формы реактора. В реакторе, работающем в стационарном режиме, коэффициент £эфф всегда равен 1 и превышает 1 только при возрастании мощности реактора, например при его пуске, и то на очень небольшую величину. Коэффициент &эфф всегда меньше koo потому, что в реальном реакторе конечных размеров часть нейтронов каждого поколения вылетает за пределы реактора и не дает вклада в следующее поколение. В бесконечном реакторе такой «утечки» не существует.

Может сложиться впечатление, будто реальное значение имеет только эффективный коэффициент размножения, но оказывается, что для вычисления &Эфф всякий раз предварительно необходимо вычислить k^.

Я кратко напомню, как происходит вычисление поскольку более подробно оно уже приводилось в докладе Смита. Чтобы найти число нейтронов следующего поколения, производимых одним нейтроном данного поколения, можно начать с рождения одного нейтрона. Поскольку процесс происходит в кусках урана и нейтрон первоначально обладает большой скоростью, он может вызвать деление не только ядер U235, но и ядер U238. Последнее гораздо важнее, потому что ядер U238 больше. С этим процессом конкурирует процесс неупругого рассеяния нейтронов на атомах урана, который может замедлить нейтроны до скорости, меньшей порога деления U238 [1, 2], и процесс вылета нейтронов из куска урана в замедлитель.

Важность деления на быстрых нейтронах первыми поняли Сциллард и его сотрудники. Остальные факторы, определяющие коэффициент koo, были известны еще раньше и учитывались теорией Ферми.

Предположим, что первичный нейтрон вызывает деление урана с образованием е — 1 новых нейтронов. В своем докладе на этой сессии Физического общества Ферми упомянул о том, что е— 1 « 0,03. Следовательно, на каждый акт деления приходится 8^1,03 нейтронов с энергией, чуть меньшей порога деле-ления. Большая часть этих нейтронов попадет в замедлитель и замедляется до тепловых энергий. Некоторые из них случайно возвращаются в уран и поглощаются одним из многочисленных резонансных уровней U238. Такие акты поглощения не приводят к делению и обусловливают лишь потерю нейтронов. На важность этого процесса еще в 1940 г. обратили внимание Бор и

Другие. Лишь в том случае, когда нейтрон потерял достаточно энергии и оказался ниже самого глубокого резонансного уровня \]ш (по имеющимся в литературе данным [3] энергия этого уровня составляет около 5 эв), он может избежать такой судьбы. Вероятность того, что нейтрон избежит резонансного захвата, обычно обозначают буквой р. Эта величина меньше 1. В результате резонансного поглощения каждый первичный нейтрон приводит к появлению гр нейтронов с энергией, меньшей 5 эв.

Полное описание всех подробностей вычисления р было бы слишком утомительным. Среди всех процессов, участвующих в цепной реакции, резонансное поглощение было единственным процессом, который мы, приступая к работе, не знали по-настоящему. Данкова и меня особенно интересовали физические принципы, лежащие в основе резонансного поглощения в макроскопических телах, но идеи, аналогичные нашим, были развиты также и другими. Вычисление р было описано Кристи, Вейнбергом и мной, хотя вклад в разработку метода внесли и многие другие, в том числе Андерсон. Материальные константы, необходимые для расчетов, измерили Крейтц, Юпник, Снайдер и Уилсон1) в Принстоне и группа Митчелла в Университете штата Индиана.

Итак, теперь у нас имеется ер нейтронов с энергией ниже резонансных уровней урана. Согласно теории, скорости этих нейтронов понижаются замедлителем до тепловых энергий. После этого нейтроны поглощаются частично замедлителем и имеющимися в реакторе примесями, частично — ураном. Долю нейтронов, поглощенных ураном, Ферми обозначает через /. Всего уран поглощает epf тепловых нейтронов, отсюда для числа вторичных нейтронов имеем

£то = ерЯ (1)

где г| — число (быстрых) нейтронов деления на один поглощенный ураном тепловой нейтрон. Принципы вычисления «теплового использования» / независимо установили Ферми, Плачек и наша группа. Формулы, которыми мы пользовались в работе, были выведены Кристи, миссис Монк, Плассом и мной методом, аналогичным вычислению волновой функции в металлах по методу ячеек (см., например, [5]).

В целом вычисление коэффициента размножения для бесконечной решетки удалось произвести совершенно «прямым» методом, а легкость, с которой это было сделано, явилась одним из величайших сюрпризов «Плутониевого проекта». Еще в 1942 г. Пласс и я предприняли попытку рассчитать «оптимальную ре-

!) См. статьи в журнале [4]. — Прим. автора при корректуре американского издания книги.

шетку», т. е. решетку с наибольшим Хотя физические константы в то время были известны не с очень высокой точностью, нам удалось оценить размеры оптимальной решетки (позднее эти данные были использованы при создании первого ядерного реактора). Насколько можно судить сейчас, найденные нами размеры приводили к коэффициенту размножения который ровно на */г% был меньше значения реальной оптимальной решетки. Мы ничуть не сомневаемся, что и любые другие достаточно компетентные специалисты пришли бы к такому же результату. Впоследствии вычисления k^ были намного облегчены путем использования диаграмм, специально для этой цели составленных миссис Монк и миссис Учиямада под руководством профессора Уилера. Вычисления &«> были распространены на все типы решеток, в том числе на решетки, содержащие тяжелую и обычную воду, и т. п. Большую часть этой работы проделали Вейнберг и его сотрудники, миссис Монк, Пласс, миссис Учиямада, Стефенсон и другие. Результаты для всех изученных систем оказались в хорошем качественном согласии.

Несмотря на это, свойства, делающие решетку оптимальной, не очень просты. Хорошо, если нейтроны с большой энергией будут оставаться в уране, — это позволит получить большие значения е. С другой стороны, желательно, чтобы нейтроны с малой энергией («резонансные») оставались по возможности вне урана— тогда значение р было бы близко к 1. Кроме того, тепловые нейтроны необходимо возвращать в уран, чтобы / было как можно ближе к 1. Эти противоречивые требования определяют геометрию оптимальной решетки, т. е. определяют соотношение количеств замедлителя и урана, а также параметры решетки. Однако даже при сравнительно больших отклонениях от оптимальных размеров величина kx понижается не очень сильно.

То, что я рассказывал до сих пор, относилось к вычислению koo. Хотя Ферми предложил метод, позволяющий вычислять &Эфф по известному /г«>, я не буду излагать его здесь, а перейду к более сложной теории, дающей непосредственно &Эфф.

БОЛЕЕ ПОДРОБНАЯ ТЕОРИЯ ЦЕПНЫХ РЕАКЦИЙ

Более подробная теория цепных реакций должна была бы давать более точные методы вычисления как k^, так и &Эфф. В действительности же расчет k^ был улучшен весьма незначительно: вычисление ей/? производилось так же, как и в элементарной теории, и лишь одно усовершенствование было внесено в вычисление /.

Поведение «тепловых» нейтронов в решетке из урана и замедлителя далеко не просто. Ясно, что для установления подлинного теплового равновесия между нейтронами и замедлителем должно произойти бесконечно много столкновений, а в хорошо спроектированной решетке нейтроны будут поглощаться ураном после сравнительно небольшого числа столкновений. В результате энергетический спектр нейтронов становится чрезвычайно сложным, а их средняя энергия остается значительно выше ъ1гкТ. Более того, даже эта средняя энергия в различных точках решетки будет разной. На реальное распределение энергии оказывают влияние поглощающая и замедляющая способности материала. Последняя в свою очередь зависит от атомного веса замедлителя, от эффекта Ферми — влияния химической связи на рассеяние нейтронов — и от кристаллических свойств замедлителя, приводящих к значительной анизотропии его для рассеянных (преломленных) нейтронов.

Единственную серьезную попытку учесть эти факторы (если не считать рассеяния нейтронов на кристаллах) предприняли Теллер и его сотрудники, главным образом Метрополис и Мор-рисон. Более строгая, но существенно более формальная попытка, предпринятая несколько позднее Уилкинсом и мной, не внесла каких-либо заметных изменений в качественную картину явления. На заседании, состоявшемся в четверг, Вик уже докладывал о своей работе над этой проблемой. Результаты Тел-лера позволили, по крайней мере приближенно, оценить разность эффективных температур нейтронов и замедлителя. И все же, несмотря на все достигнутые успехи, мы и поныне далеки от адекватного знания энергетического спектра нейтронов в ядерном реакторе.

Впрочем, проблема вычисления / отнюдь не проста и в том случае, если энергетический спектр нейтронов известен. Более того, вычисление f остается чрезвычайно сложным, даже если предположить, что все нейтроны обладают одинаковой энергией. Причина такого положения заключается в том, что обычное диффузионное приближение совершенно не соответствует действительности. Наиболее точные расчеты диффузии моноэнергетических нейтронов произвел Плачек. Некоторые из его результатов были получены также немецкими и итальянскими теоретиками и опубликованы [6]. Наша работа в этом направлении велась без особого усердия еще и потому, что мы слишком ясно сознавали неадекватность модели, в которой нейтроны рассматривались как моноэнергетические. В настоящее время мы располагаем данными, подтверждающими правильность замечаний Плачека о приближенном характере наших диффузионных уравнений.

Особого различия между эффектом влияния химической связи на рассеяние нейтронов в конечной и в бесконечной решетках не существует. Что же касается вероятности р превращения нейтрона с энергией, лишь чуть меньшей порога деления, в тепловой нейтрон, то в конечной решетке она меньше, чем в бесконечной: помимо захвата ядрами урана, некоторые нейтроны будут покидать конечную решетку за счет «утечки» (диффузии) из нее. Эта утечка была рассчитана Ферми и его сотрудниками [7, 8] еще до того, как было открыто деление урана. Для конечной решетки они получили величину

Рэфф = рехр(-™2), (2)

где т—7б среднего квадрата расстояния между точкой бесконечной решетки, в которой нейтрон рождается, и точкой, в которой он становится тепловым. К обсуждению величины х2, равной отношению —Дм/д, где п — плотность нейтронов, усредненная по ячейке решетки, мы сейчас перейдем.

Из формулы (2) ясно, что эффективное значение величины р меньше ее значения при постоянной плотности нейтронов п в бесконечной решетке, т. е. при и = 0. Утечка зависит от «возраста» нейтронов т, который, в свою очередь, растет с увеличением средней длины свободного пробега нейтронов в замедлителе и числа столкновений, необходимых для замедления нейтронов до тепловых энергий. Следовательно, величина т имеет наименьшее значение для реактора с водяным замедлителем и намного большее значение для реактора с графитовым замедлителем.

Подобно тому как вследствие утечки доля нейтронов, замедляемых до тепловых энергий, в конечной решетке меньше, чем в бесконечной, доля нейтронов, поглощаемых ураном, также убывает из-за вылета некоторых тепловых нейтронов из реактора. Соотношение, аналогичное (2), имеет вид

/ЭФФ = ?(1 +LWY1. (3)

Величина х в формуле (3) имеет тот же смысл, что ив (2). Величина Lp аналогична величине т в формуле (2), т. е. возрасту нейтрона: она равна */б среднего квадрата расстояния между точкой бесконечной решетки, в которой нейтрон становится тепловым, и точкой, до которой он успевает дойти, прежде чем будет поглощен. Величина Lv называется диффузионной длиной тепловых нейтронов в данной решетке потому, что в области, где тепловые нейтроны не образуются, п экспоненциально спадает на расстоянии Lp:

n~exp(-x/Lp). (4)

Пласс в работе, во многом перекликающейся с работой Бардина [9] о волновых функциях в металлах, показал, что выражение

l2p = L2m(l-f) (5)

дает очень хорошее приближение для Lp, если под Lm понимать диффузионную длину в чистом замедлителе без урана.

Условие, что решетка может поддерживать цепную реакцию в стационарном режиме, имеет вид /гЭфф = 1, т. е.

&эфф = еРэфф/эффЛ — 1 * (6)

Подставляя в (6) рЭфф и /Эфф из (2) и (3), получаем

epfiiexp( — тх2) (1 + L2pK2yl = 1,

или, если воспользоваться соотношением (1),

^ = (И-^)ехр(тх2). (7)

Это выражение эквивалентно тому, которое ранее было получено Ферми.

Последнее соотношение можно рассматривать как уравнение относительно х. Эта величина, как мы увидим, зависит лишь от размеров и формы реактора. Следовательно, соотношение (7) дает нам размеры реактора, если его форма и внутренняя структура, в частности его коэффициент размножения бесконечной решетки k^, заданы.

Связь между величиной х и размерами и формой реактора определяется классическим уравнением

+ %2п = 0. (8)

Средняя плотность нейтронов /г, помимо уравнения (8), должна удовлетворять краевому условию: обращаться в нуль на внешних границах реактора. Известно, что краевая задача для уравнения (8) допускает решения лишь при определенных дискретных значениях х2, зависящих от размеров и формы области, на границе которой плотность п должна обращаться в нуль, т. е. от размеров и формы реактора. Лишь при наименьшем из всех возможных х2 средняя плотность нейтронов п всюду положительна, и именно это наименьшее значение х2 и входит в (7). Уравнение (8) сопоставляет эффективное значение х"1 каждому размеру и каждой форме реактора, а (6) показывает, как это эффективное значение влияет на эффективный коэффициент размножения. Если значение х для реактора, получающееся из уравнения (8), меньше решения уравнения (7), то реактор находится в подкритическом состоянии, его эффективный коэффициент размножения меньше 1. Если же решение уравнения (7) больше значения х, удовлетворяющего уравнению (8), то реактор надкритичен.

Входящая в (8) величина п означает среднюю плотностьней-элюирФТЕПйэ^усреднение производится по элементарной ячейке). . а та. уравнение (8) для такой средней величины может

быть точным лишь в том случае, если это среднее при переходе от одной ячейки к другой меняется не слишком быстро. Связь средней плотности п из уравнения (8) с истинной плотностью нейтронов аналогична связи макроскопической плотности тел с их быстро флуктуирующей плотностью, определяемой атомной структурой тел. Этим и объясняется, почему теория уравнения (8) получила название макроскопической теории реактора, в то время как величины, входящие в соотношения (1) — (7), относятся к микроскопической теории реактора. В действительности же уравнение (8) —это лишь самое простое уравнение макроскопической теории реактора; оно применимо, если пространственные вариации плотности нейтронов не зависят от энергии. Важность этого частного случая не подлежит сомнению, но общая ситуация совсем иная. Например, регулирующие стержни поглощают в основном нейтроны с малой энергией — тепловые нейтроны, поэтому поверхность регулирующего стержня является границей, на которой плотность тепловых нейтронов обращается в нуль. Плотность же быстрых нейтронов на поверхности регулирующего стержня в нуль не обращается, и пропорциональность между плотностями быстрых и медленных нейтронов нарушается. Решение подобных проблем требует привлечения уравнений, более сложных, чем уравнение (8). Наиболее важные результаты в решении таких проблем принадлежат Фридману, Вейнбергу и Уилеру.

Ряд интересных задач возникает и в связи с простым уравнением (8). Если форма реактора достаточно сложна (а в случае, если делящийся материал жидкий, это почти неизбежно), то решение уравнения (8) удается получить только методами теории возмущений. Некоторые из них обнаруживают замечательное сходство с методом Рэлея — Шредингера, с которым мы знакомы по его применениям к квантовомеханическим задачам. Многими интересными результатами, относящимися к уравнению (8), мы обязаны Мюррею, Нордхейму и Судаку.

Значительная часть работы, проделанной в этом направлении, слишком специальна, чтобы я мог входить здесь в детали. О других результатах расскажут в своих выступлениях следующие докладчики, поэтому я закончу ту часть моего обзора, которая относится к вычислению коэффициентов размножения и критических размеров, но прежде я хотел бы подчеркнуть, что, по моему мнению, основную часть работы еще предстоит проделать. В частности, поведение тепловых нейтронов в реакторе и переход от больших энергий к тепловым требуют дальнейшего уточнения как с экспериментальной, так и с теоретической стороны. Не менее интересные детали все еще ждут своей разработки и в остальных частях теории. Имеются также н<-"'^орч*-,-проблемы, уже привлекшие к себе внимание, которые .'«qu не упомянул в своем обзоре. Главная из них — изменение плотности нейтронов со временем в тех случаях, когда уравнения (6) и (7) выполняются лишь приближенно, а реактор либо подкри-тичен, либо надкритичен. В этой области особенно активно работали Кристи, Нордхейм и Уилкинс.

ДЕЙСТВИЕ РАДИАЦИИ НА ВЕЩЕСТВО

Плотности радиации (имеется в виду как Y-излучение, так и нейтронные потоки) внутри реактора, предназначенного для получения плутония, выше, чем удается поддерживать вне реактора в течение продолжительных промежутков времени. Действие этой радиации на структуру материалов было одной из первых задач, которая заинтересовала нас с теоретической точки зрения. Экспериментальные исследования проводились Химическим отделом. На сессии Американского химического общества в Атлантик-сити Бэртон доложил свои результаты в этой области, а также работы своих сотрудников и доктора Франка. Из теоретиков мой интерес к радиационным повреждениям материалов (о некоторых аспектах этой проблематики мы не можем говорить открыто и поныне) разделяли Гольдбергер, Мал-ликен и Зейтц.

Ясно, что столкновение нейтронов с атомами любого вещества, помещенного в реактор, приводит к смещению атомов этого вещества. Если вещество представляет собой некоторое сложное химическое соединение, то смещение его атомов вызовет изменение химических свойств соединения. Такие явления были обнаружены и исследованы еще до появления ядерных реакторов. Их обзор приведен, например, в книге Линда [10]. В реакторе вследствие большей интенсивности радиации все эти изменения протекают намного заметнее. Следует ожидать, что структура тел элементарного химического состава также будет подвергаться изменениям под действием излучения. Этот вопрос представляет большой научный интерес потому, что с помощью мощной радиации внутри реактора мы могли бы искусственно создавать определенное число дефектов и изучать (требуемое теорией) влияние их на тепло- и электропроводность, предел прочности, пластичность и т. д. Можно надеяться, что исследования твердых тел, в особенности свойств, зависящих от структуры, будут в значительной мере стимулированы теми дополнительными экспериментальными возможностями, которые открывает перед нами ядерный реактор.

Еще до того, как будет найдена окончательная интерпретация экспериментальных результатов, наши знания радиусов низкоэнергетических ионов будут значительно расширены. Этим вопросом занимались в основном Голдбергер и Зейтц. Большая часть остальной нашей работы сводилась к чисто умозрительным построениям. Будущие эксперименты либо подтвердят их правильность, либо опровергнут.

ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ ФИЗИКА

Как я уже подчеркнул, теоретическая физика в нашей группе всегда находилась на положении падчерицы. Подобную ситуацию вряд ли можно оправдать тем, что на нас были возложены многие обременительные обязанности. Мы пытались по возможности освободить Данкова от срочной текущей работы, и он выполнил ряд исследований, представляющих общий интерес. Можно назвать еще лишь одну обязанность, которой мы никогда не давали отходить на второй план,—-поддержание таблиц ядерных констант на уровне последних достижений. Эта обязанность была возложена на миссис Учиямада. Большую помощь ей оказывал Информационный отдел нашего проекта, и в частности Голдсмит, внесший в составление таблиц поистине неоценимый вклад. Нам было приятно узнать, что наши таблицы констант вскоре будут частично опубликованы.

Теоретические работы нашей группы можно разделить на две категории: помощь в обработке и планировании экспериментов и собственно теоретическую работу. К первой категории относятся работы Кана, Швейнлера, Вейнберга и других по так называемому реакторному осциллятору — прибору, позволяющему приводить в колебательное движение помещенный внутрь реактора образец поглотителя нейтронов с известными или неизвестными характеристиками. Колебания поглотителя нейтронов модулируют интенсивность нейтронного потока. Эти модуляции аналогичны температурным волнам, распространяющимся в Земле вследствие суточных и годовых флуктуации притока тепла к ее поверхности. Амплитуда и длина волны модуляций позволяют вычислять характеристики осциллирующего поглотителя нейтронов и свойства самого реактора.

Голдбергер и Зейтц много внимания уделяли дифракции нейтронов. Они интерпретировали и значительно расширили результаты Вейнштока [11] и учли в своей теории явления, которыми до них пренебрегали. Их работу продолжил в Принстоне Мошинский 1).

В качестве последнего примера я хотел бы упомянуть работу Данкова о короткодействующих а-частицах. Эта работа была начата из-за необходимости решить некоторые острые проблемы, которые к тому времени, когда Данков приступил

!) На заседании Физического общества по этим вопросам выступили Зейтц и Голдбергер,

к своей работе, были практически забыты. Данков заметил, что интенсивность короткодействующих а-частиц часто противоречит теории Гамова [12], согласно которой после вылета а-ча-стицы остаточное ядро должно находиться в возбужденном состоянии. Данков исследовал некоторые другие механизмы, среди которых особенно важно возбуждение остаточного ядра а-части-цей уже после проникновения ее через потенциальный барьер. Новый интерес к этому в последнее время пробудился после экспериментов Чана [13]. Чан независимо открыл механизм Дан-кова 1).

Я не хотел бы закончить обзор работ нашей группы, не выразив моей искренней благодарности всем ее членам за их самоотверженное и лояльное сотрудничество. Я хотел бы извиниться перед теми, чьи работы, может быть, не были оценены мной по достоинству. Как я уже говорил, мы ставили перед собой весьма конкретную цель на протяжении всего периода нашей совместной деятельности, и наиболее важные из решенных некогда задач не всегда кажутся заслуживающими упоминания теперь. Как бы то ни было, в процессе работы мы столкнулись со многими интересными проблемами, и некоторые из них, несомненно, заслуживают дальнейшего исследования. Разнообразие этих проблем и сохранение важности поставленной перед нами цели в немалой мере способствовали сердечности отношений, сложившихся в нашей группе.

ЛИТЕРАТУРА

1. Haxby, Shoupp, Stephens, Wells, Phys. Rev., 57, 1088A (1940).

2. Haxby, Shoupp, Stephens, Wells, Phys. Rev., 58, 199A (1940).

3. Anderson H. L., Phys. Rev,, 57, 566 (1940).

4. Journ. Appl. Phys., 26 (1955).

5. Seitz F., The Modern Theory of Solids, McGraw-Hill Book Co., Inc., New York, 1940, ch. 9. (Имеется перевод: Зейтц Ф., Современная теория твердого тела, Гостехиздат, М., 1949, гл. 9.)

6. Wick G. С, Zs. Phys,, 121, 702 (1943).

7. Fermi Rasetti F„ Ricerca Sci., 9, 472 (1938).

8. Placzek G., Phys. Rev., 69, 423 (1946).

9. Bardeen J., Phys. Rev., 49, 653 (1936).

10. Und S. C, Chemical Effects of ct-Particles and Electrons, Chemical Catalogue

Co., New York, 1928. П. Weinstock R., Phys. Rev., 65, 1 (1944).

12. Gamow G., Structure of Atomic Nuclei, Clarendon Press, Oxford, 1937.

13. Chang W. K, Phys. Rev., 69, 60 (1946).

) Об этой фазе работы Чана доложил на заседании Данков.

ДЕЙСТВИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ НА ТВЕРДЫЕ ТЕЛА1)

В те беспокойные дни, когда ученые-атомщики строили первый реактор в Металлургической лаборатории Чикагского университета, их особенно волновал один вопрос: как будет действовать на реактор его собственная радиация? В большинстве других проблем — оценке критических условий для создания цепной реакции, управлении, защите, охлаждении — физики были абсолютно уверены в своих расчетах, но вопрос о радиации был далеко неясен. Мы знали, что даже под действием слабой естественной радиоактивности структура и свойства материалов могут изменяться. Что же случится с

страница 13
< К СПИСКУ КНИГ > 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31

Скачать книгу "Этюды о симметрии" (2.82Mb)


[каталог]  [статьи]  [доска объявлений]  [прайс-листы]  [форум]  [обратная связь]

 

 

Реклама
металлочерепица ral 5005
моноколесо купить в москве ninebot
волейбольный мяч
индивидуальный кинотеатр в москве

Рекомендуемые книги

Введение в химию окружающей среды.

Книга известных английских ученых раскрывает основные принципы химии окружающей среды и их действие в локальных и глобальных масштабах. Важный аспект книги заключается в раскрытии механизма действия природных геохимических процессов в разных масштабах времени и влияния на них человеческой деятельности. Показываются химический состав, происхождение и эволюция земной коры, океанов и атмосферы. Детально рассматриваются процессы выветривания и их влияние на химический состав осадочных образований, почв и поверхностных вод на континентах. Для студентов и преподавателей факультетов биологии, географии и химии университетов и преподавателей средних школ, а также для широкого круга читателей.

Химия и технология редких и рассеянных элементов.

Книга представляет собой учебное пособие по специальным курсам для студентов химико-технологических вузов. В первой части изложены основы химии и технологии лития, рубидия, цезия, бериллия, галлия, индия, таллия. Во второй части книги изложены основы химии и технологии скандия, натрия, лантана, лантаноидов, германия, титана, циркония, гафния. В третьей части книги изложены основы химии и технологии ванадия, ниобия, тантала, селена, теллура, молибдена, вольфрама, рения. Наибольшее внимание уделено свойствам соединений элементов, имеющих значение в технологии. В технологии каждого элемента описаны важнейшие области применения, характеристика рудного сырья и его обогащение, получение соединений из концентратов и отходов производства, современные методы разделения и очистки элементов. Пособие составлено по материалам, опубликованным из советской и зарубежной печати по 1972 год включительно.

 

 



Рейтинг@Mail.ru Rambler's Top100

Copyright © 2001-2012
(22.08.2017)