Рассеяние изотропное

Рассмотрим теперь зависимость сечения (р — р)-рассеяния от угла 0. Из рис. 224 видно, что экспериментальное сечение (Р — р)-рассеяния изотропно вплоть до энергии падающих протонов Тр = 4 30 Мэе (анизотропия, наблюдающаяся в области малых углов с характерным заходом кривой дифференциального сечения в область ниже плато при 0 10-н20°, объясняется интерференцией с кулоновским взаимодействием). [c.531]

В релеевской области амплитудно-частотные характеристики практически не зависят от формы отражателя. Их индикатрисы рассеяния изотропны (близки к круговым), амплитуды отраженных сигналов пропорциональны kbY. [c.106]

При выводе формул (5.12) сделан ряд допущений. Предполагали, что излучение происходит в полубесконечное пространство со статистически однородной структурой, т. е. нет зон с сильно отличающейся структурой. Считали также, что интенсивность звука, рассеянного элементарным объемом, прямо пропорциональна этому объему, интенсивности падающего звука и коэффициенту рассеяния, зависящему от среды, и что рассеяние изотропно по всем направлениям. [c.290]

При энергиях нейтронов <0,1 Мэе наиболее существенным процессом является упругое рассеяние нейтронов с нулевым орбитальным квантовым числом / = 0. В этом случае рассеяние изотропно в системе центра масс. [c.924]

Имеем В = (1/3) а т.к. для тепловых нейтронов рассеяние изотропно, то собО = о и Xt = Хз, т.е. В = (1/3) ХзУ. [c.511]

Мы требовали, чтобы 6 было мало, например, по сравнению с То- (Так как 6 зависит от скорости и абсолютной плотности, то То является единственным законным стандартом для сравнения.) Теперь попытаемся выразить Ь через основные ядерные константы. Чтобы сделать этот расчет, предположим, что нейтроны замедляются, испытывая упругие столкновения с ядрами, рассеивающими нейтроны в нашей области, причем закон рассеяния нейтронов таков, что рассеяние изотропно относительно центра тяжести системы нейтрон—ядро. При столкновении с ядром нейтроны теряют в среднем одинаковую долю своей энергии при каждом столкновении. Величина I измеряет эту долю энергии и определяется следующим образом [c.116]

Таким образом, стационарный в среднем процесс мы будем описывать пульсирующей функцией распределения. В начале каждого периода, непосредственно после столкновения, функция распределения симметрична (поскольку рассеяние изотропно) [c.181]

Рассмотрим несколько частных случаев. Предположим, что рассеяние изотропно. Тогда [c.140]

Как правило, используют вырожденную накачку (й>з = СО4, 3 == 4) при этом рассеяние должно наблюдаться и в антистоксовой области. Условие (1) вместе с дисперсией показателя преломления определяет частотно-угловой спектр рассеянного света. Если пренебречь линейной дисперсией, то (1) определяет поверхность синхронизма в виде эллипсоида вращения с расстоянием между фокусами [f g -Ь 4 . При кд ( ki свет рассеивается только вперед, при feg = — 4 рассеяние изотропное и упругое. [c.33]

Возмущение функции распределения 6Ф мы уже вычислили в рамках приближения времени релаксации. Выражение (53.13) ограничено следующими приближениями упругое рассеяние, изотропность вероятности рассеяния, свободный электронный газ с эффективной массой т. Эти приближения мы сохраним и в настоящем параграфе. [c.239]

Отметим, что Т-матрица, а следовательно, и дифференциальное сечение отличаются от соответствующих величин в первом борновском приближении множителем, не зависящим от угла. Если функция / (р) инвариантна при повороте, то Т не зависит от угла между р и р и сечение рассеяния изотропно. [c.259]

Многократное рассеяние не представляет собой новой физической проблемы, так как предположение о независимости рассеивающих частиц, означающее, что каждую капельку можно считать находящейся в свободном пространстве и облучаемой светом отдаленного источника, остается справедливым независимо от того, является ли этим источником Солнце или источник— другая капелька. Тем ие менее нахождение интенсивности рассеянного света внутри и вне облака является чрезвычайно трудной математической задачей. Эта задача изучалась во многих направлениях. Обычно она называется проблемой переноса излучения. Общеизвестными примерами применений этой теории могут служить задачи о переносе излучения в звездных атмосферах и о рассеянии нейтронов в атомном реакторе. Случаи, которые до сих пор изучались, сравнительно просты как в отношении условий однократного рассеяния (изотропное рассеяние, релеевское рассеяние), так и в отношении характеристик самого рассеивающего облака (слой бесконечной или конечной толщины с плоскими границами, шар). За подробностями мы отсылаем читателя к литературе. [c.15]

В разд. 1.2.3 было показано, что если источники и рассеяние изотропны и сечение в пределах рассматриваемой области не зависит от координат, то уравнение переноса принимает особенно простую форму (1.30). В стационарном случае [c.28]

Следует отметить, что рассеяние, изотропное в системе центра инерции, анизотропно в лабораторной системе оно имеет максимум в направлении вперед. Этот эффект незначителен для тяжелых ядер, ио очень существен для легких. Поэтому можно заключить, что в лабораторной системе анизотропия наиболее ярко проявляется при рассеянии быстрых нейтронов на любых ядрах и нейтронов всех энергий на легких ядрах. Таким образом, анизотропное упругое рассеяние существенно з быстрых реакторах и в тепловых системах с водяным замедлителем. [c.42]

Написать программу расчета методом Монте-Карло вероятности утечки нейтронов, равномерно и изотропно рожденных в среде с простой геометрией (например, в пластине или сфере). Считать сечения не зависящими от энергии, а рассеяние — изотропным. (Некоторые результаты приведены в табл. 2.8.) [c.49]

Хо раз. Это дает основание считать, что в случае более общих задач теории переноса, даже если Р -приближение не используется, замена анизотропного рассеяния изотропным с одновременным уменьшением сечения в 1—Цо раз является хорошим приближением. В односкоростной теории такой подход известен под названием транспортного приближения. Он оказался достаточно точным во многих случаях [48] (см. также разд. 5.4.2). [c.82]

Выбор Og описанным выше способом называется обобщенным транспортным приближением по следующей причине. В односкоростном случае транспортное приближение состояло в замене анизотропного рассеяния изотропным п использовании транспортного сечения (см. разд. 2.6.2). В зависящих от энергии задачах применение уравнения (5.40) с L = О, т. е. в предположении изотропного рассеяния, приводит к многогрупповому транспортному приближению. Поэтому когда сечение выводится из уравнения (5.40) с Ь Ф О, то его рассматривают как обобщенное транспортное приближение [29]. [c.190]

Следовательно, дифференциальные сечения для свободных и связанных атомов обычно не одинаковы. Соотношение между ними можно вывести следующим образом. Пусть ( х ) — дифференциальное сечение рассеяния на свободном атоме, где х — косинус угла рассеяния в системе центра инерции. Аналогично пусть Oj, ( х) — дифференциальное сечение рассеяния на связанном атоме, где х — косинус угла рассеяния в лабораторной системе координат. Поскольку, как отмечалось выше, оба типа рассеяний изотропны, то [c.252]

Напомним, что в односкоростной теории с изотропным рассеянием t м. разд. 2.2.2) было получено одно из таких значений К, а именно /С = 1/уо, и оно было связано с асимптотическим решением уравнения переноса. В задачах термализации, если сечения не зависят от энергии и рассеяние изотропно, /vo также будет искомым собственным значением. Однако для реальных сечений, которые зависят от энергии, ситуация оказывается более сложной. В односкоростном приближении было получено сингулярное решение для любого /С > а, т. е. для V < 1 (см. разд. 2.2.3). Для зависящих от энергии задач сингулярные решения также существуют, когда К достаточно велико, ио они не представляют особого интереса. [c.291]

При мелкомасштабных неоднородностях ка 1 рассеяние изотропно, при йа 1 рассеяние происходит в узком угле 0 0 J, [c.253]

Для мелкомасштабных неоднородностей, когда характерная ширина спектра /Iq k, рассеяние изотропно по углам. Для крупномасштабных неоднородностей (/С k) рассеянная компонента сосредоточена в узком конусе вблизи угла зеркального отражения. Угловые ширины 0ц и 0j в плоскостях параллельной и перпендикулярной плоскости падения соответственно равны [c.262]

При выводе формул (10.11) и (10.12) были сделаны допущения излучение происходит в полубесконечное пространство со статистически однородной структурой, т. е. нет зон с сильно отличающейся структурой рассеяние изотропно по всем направлениям длительность рассеяния каждым элементарным объемом равна длительности излученного импульса, т. е. рассеяние от каждого рассеивателя (кристаллита) начиняется в момент поступления к нему зондирующего импульса и кончается одновременно с его окончанием. Последнее допущение является наиболее существенным. Оно, в частности, означает, что не учитывается повторное рассеяние ультразвуковых волн, уже претерпевших однократное рассеяние на неоднородностях среды. Например, считали, что структурные помехи от точки В (рис. 73) придут в момент времени, определяемый расстоянием АВ, В действительности сигнал от точки В, рассеянный не в направлении преобразователя, может рассеяться еще раз в точке С и прийти на преобразователь в тот момент, когда на него приходит сигнал однократного рассеяния от точки О, удовлетворяющей условию АВСА 2АО, Это пример влияния двукратного рассея ния, однако, существует и более сложное многократное рассеяние. [c.157]

Неявным предположением при выводе этого уравнения является условие Xd 2R/ . Эффективное пространственное разрешение такой системы ограничивается величиной расстояния xd xl) /2 (рис. 7.1). Если центры одного типа доминируют в рассеянии и рассеяние изотропно, лидарное уравнение примет вид [c.273]

Ф и г. 5.18. Сравнение расчетных величин Q для изотропного и анизотропного рассеяния сферическими частицами при указанных значениях т отражательная способность обеих стенок равна 0,1 [504]. [c.246]

На фиг. 5.18 и 5.19 представлены параметры М, N я Q, вычисленные в приближении четвертого порядка (и = 4) при заданной отражательной способности граничных стенок. При малых значениях То и а влияние анизотропного рассеяния достаточно хорошо описывается изотропным приближением. Кроме того, даже при То = оо множество частиц углерода еще не представляет собой абсолютно черного тела. В работе [503] приведены подробные данные по этому вопросу. [c.246]

Диффузное излучение в неизотермической теплопроводной среде. Очевидно, температура множества частиц в общем случае не будет оставаться постоянной. Однако, чтобы найти распределение температур в поглощающей теплопроводной среде, необходимо пренебречь рассеянием, что и было сделано в работе [851]. В этом случае среду можно рассматривать как изотропную и однородную, а бесконечные пластины — изотермическими и диффузными. При- [c.248]

При анализе явления рассеяния света мы рассматривали только флуктуации плотности частиц для нас было безразлично, изотропны [c.314]

Ср. д-пина пробега нейтрона до соударения с ядром X=(N Jy . Длина пробега до взаимодействия того или иного рода определяется соответственным парциальным сечением. Длина пробега до рассеяния, в частности, j = (iVтранспортной длиной A.,r = s/(l — OS0), где osG p. косинус угла рассеяния в лаб. системе. Если рассеяние изотропно, то — При преимуществ, рассеянии вперёд Величина [c.681]

В среде, состоящей из урана-235, все нейтроны — быстрые и в первом приближении имеют одну и ту же энергию. Вычислить радиус и массу критической сферы из урана-235 (плотность 18,8 г/слг ) с помощью метода конечных точек и диффузионного приближения, предполагая рассеяние изотропным. Принять Of = 1,3 барн, = =4,0 барн, а = О и v = 2,5 (результат можно сравнить с критическим радиусом сборки Годива в табл. 5.6). [c.97]

Для столкновения нейтрона с атомом, имеющим определенные значения V и .I, величины и фиксированы. Кроме того, так как рассеяние изотропно в системе центра инерции, то вероятность того, что в результате рассеяния нейтрон будет иметь направление 0, пропорционально созЭ. Но из уравнения [c.264]

Рассмотрим состояние поляризации рассеянного света от изотропных и анизотропных молекул. Экспериментально такое исследование можно произвести с помощью поляризационных приборов, скажем с помощью николя. Соответствующие исследования показывают, что при рассеянии естественного света изотропными молекулами происходит линейная поляризация в направлении, составляющем 90" с первоначалын11м направлением падающего света. Нетрудно объяснить полученный результат. [c.315]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...