Перехода вероятность полная

Если рассеивание действительных размеров цепи подчиняется одной и той же закономерности — закону нормального распределения—и кривая совпадает значениями 36 с границами допуска, то на основании теории вероятностей можно определить коэффициент сужения ц>х допуска зазора (или натяга) при переходе от полной к частичной взаимозаменяемости в зависимости от процента возможного получения узлов, выходящих за установленные пределы точности. [c.490]

Наблюдаемый рост теплопроводности в точке фазового перехода обязан сингулярности теплоемкости, скачок которой в данном случае подавляет усиление фонон-фононного взаимодействия. Последнее, по-видимому, не очень значительно изменяет фононный спектр шпинельной структуры феррита лития, ибо упорядочение затрагивает только октаэдрическую подрешетку. Аномалия теплопроводности предсказана в [3] для идеальных или почти полностью упорядоченных растворов стехиометрического состава. Оказалось, что вероятность рассеяния фононов пропорциональна 1 — т] (т) — коэффициент упорядочения) и резко убывает при переходе от полного беспорядка к почти полностью упорядоченному раствору. Соответственно теплопроводность при этом возрастает. Экспериментально кинетика роста теплопроводности при упорядочении прослежена в [16, 17]. [c.47]

Чтобы получить полную вероятность перехода микрообъекта с уровня Eji в непрерывный спектр или на размытый конечный уровень (т. е. ту вероятность, с какой имеем дело в эксперименте), надо проинтегрировать (10.2.11) по Е,п. [c.248]

Полное сечение канала реакций (полное эффективное сечение) — отношение вероятности перехода системы в единицу времени в открытый канал реакции к плотности потока падающих частиц. [c.272]

Время жизни атомов на уровнях 2л и Зл определяется в основном вероятностями переходов с этих уровней на уровни 2р и Зр. Спонтанные переходы в основное состояние не могут заметно уменьшить населенность л-уровней вследствие полного пленения резонансного излучения, которое имеет место при давлениях Ме больше 13 Па. Этим условием и определяется нижний предел давления Ме в смеси. [c.304]

Статистическое толкование третьего начала термодинамики. Из формулы Больцмана вытекает правильный вывод об обращении энтропии в нуль при Т О, если только учесть особенности поведения молекулярных систем в области абсолютного нуля. Действительно, при Т -> О молекулярная система переходит в свое наинизшее энергетическое состояние, так что вероятность состояния становится равной единице и, следовательно, энтропия обращается в нуль. Другими словами, при Т = О молекулярная система переходит от беспорядка к полному порядку, а так как энтропия есть мера беспорядка, то при Т = О она должна обратиться в нуль. [c.92]

При переходе к макроскопическим масштабам отдельные акты поглощения, суммируясь, приведут к некоторому поглощению нейтронного потока, а суммарное действие большого числа актов рассеяния приведет к двум макроскопическим процессам — к замедлению нейтронов и к их диффузии. Замедление нейтронов с энергией выше тепловой происходит даже при упругих столкновениях с ядрами. Действительно, до столкновения ядро покоится, а после столкновения приходит в движение, получая от нейтрона некоторую энергию. Поэтому нейтрон замедляется. Однако это замедление не может привести к полной остановке нейтронов из-за теплового движения ядер. Энергия теплового движения ядра имеет порядок kT. Если нейтрон замедлится до этой энергии, то при столкновении с ядром он может с равной вероятностью как отдать, так и получить энергию. Другими словами, нейтроны с энергией kT находятся в тепловом равновесии со средой. При комнатной температуре нейтроны с энергиями поря 1,ка kT = 0,025 эВ, как мы уже говорили в 2, являются тепловыми. Поглощение и диффузия нейтронов происходят как во время замедления, так и после окончания этого процесса. [c.545]

Из формулы Больцмана вытекает вывод об обращении энтропии в нуль при Т— 0. Действительно, при / — О любая молекулярная система переходит в наинизшее энергетическое состояние. Вероятность этого состояния равна единице следовательно, энтропия обращается в нуль. Другими словами, при Т = О молекулярная система переходит в состояние полного порядка, а так как энтропия есть мера беспорядка в сисгеме, то при Т -> О она должна обратиться в нуль. [c.115]

Представим, что построен некий граф переходов, описывающий процесс функционирования системы. Если этот граф имеет п различных состояний, то для получения различных показателей надежности в общем случае потребуется выписать систему из п уравнений. Рассмотрим некоторое состояние к, в которое можно попасть из некоторого множества состояний и из которого в свою очередь можно попасть в одно из состояний множества Дифференциальное уравнение для данного состояния можно получить, используя запись формулы полной вероятности [c.163]

Следует добавить также на основании Сказанного в этой главе, что достаточно найти общие формулы для частных оперативных характеристик планов класса группировки, так как переход от них к полным оперативным характеристикам не представляет никаких затруднений. Частные оперативные характеристики планов А имеют только два параметра (Я, v или 7" ) и, как известно (см. п. 3.2), совпадают с функцией нормального распределения вероятностей [Lr (у)] или выражаются через него [L+ (и)]. Речь идет, таким образом, об аппроксимации частных оперативных характеристик планов типа группировки функции нормального распределения. [c.77]

Число шагов (вычислений) для полного перебора при = = 1 равно целому числу З Г + 1. Для направленного перебора число шагов зависит от ошибки 4 при определении оценки исходной точки Xi в соответствии с (8.4). Так как ни определенное значение 4, ни распределение вероятностей этой величины не известны, сравнение методов возможно с точки зрения минимаксной оптимальности. При минимаксном подходе эффективности обоих методов равны. В самом деле, при целочисленном х и h = I остаточный интервал неопределенности при полном переборе равен = 1 и число вычислений + 1- Переходя [c.155]

В режимах перехода на собственные нужды большую роль играет координация работы систем управления тепловыми и электрическими параметрами. При отключении генератора от сети его нагрузка резко меняется (мощность собственных нужд не превосходит 10% полной мощности генератора) и во избежание разгона турбогенератора быстро прикрывают регулирующие клапаны турбины. Одновременно снижают мощность реактора до уровня, соответствующего мощности генератора (около ]0%), а так как это занимает значительное время, необходимо длительно сбрасывать избыточный пар в конденсатор турбины и другие пароприемные устройства. В режиме перехода на собственные нужды существует большая вероятность выхода отдельных параметров за допустимые технологические пределы. В этом случае должны срабатывать автоматические защиты, полностью отключающие генератор и останавливающие ре- [c.140]

При действии аддитивных (t) S-коррелированных случайных процессов, у которых первые и вторые моменты являются бесконечно малыми приращениями времени первого порядка, а моменты третьего и более высокого порядков являются бесконечно малыми величинами высшего порядка этого прираш,ения, фазовые координаты системы (t) являются компонентами марковского векторного процесса х = Xi, i = 1, 2,. . ., m. Поэтому полное описание динамических систем вида (3.28) в статистическом смысле можно дать либо на основе уравнений ФПК относительно одномерной функции плотности распределения вероятностей перехода w х, f) [c.159]

ВЕРОЯТНОСТЬ [перехода определяется числом квантовых переходов данного типа в единицу времени в квантовой системе состояния системы определяется как предел отношения времени, в течение которого система находится в данном состоянии, к полному времени наблюдения за системой при неограниченном увеличении последнего] [c.226]

Если динамич. подсистема взаимодействует с системой с большим числом степеней свободы, находящейся в состоянии статистич. равновесия (термостатом), то для получения вероятности распределения состояний в динамич. подсистеме нужно просуммировать распределение вероятностей в полной системе (удовлетворяющее К. у. о.) по квантовым состояниям термостата. В атом случае вероятность распределения по состояниям динамич. подсистемы также удовлетворяет К. у. о., по вероятность прямого перехода уже не равна вероятности обратного перехода, а удовлетворяет детального равновесия принципу [c.363]

Полная вероятность переходов с испусканием кванта равна [c.17]

Из физических соображений ясно, что наличие уширения энергетических уровней и излучаемых линий, не влияя на интегральную частоту вынужденных переходов, приводит к уменьшению вероятности переходов с конкретной длиной волны. Действительно, так как линия излучения имеет спектральную форму (v), то вероятность спонтанного излучения с заданной частотой будет определяться полной вероятностью соответствующих переходов Л21 и видом форм-фактора (v), т. е. [c.23]

Полная ширина Г, характеризующая вероятность перехода ядра из возбужденного состояния, равняется сумме ширин где — радиационная ширина, —нейтронная и]ирина и т. д. При малых энергиях возбуждения ядро переходит в основ1юе состояние с испусканием y-KBaHTOB, т. е. [c.180]

Таким образом, формула (7.63) описывает вероятность флук-туационного процесса в системе, состоящего в переходе системы из состояния полного равновесия в неравновесное состояние, характеризуемое отсутствием равновесия со средой и существованием локального равновесия внутри системы. [c.159]

Для проверки теории разупрочнения волокон из-за реакции на их поверхности или поверхности раздела был предложен эксперимент, в ходе которого волокна подвергали испытаниям непосредственно помеле извлечения, а также после полного стравливания продукта реакции—диборида алюминия — в азотной кислоте. Полученные данные по деформации разрушения приведены в табл. 5 и на рис. 16. Характеристики извлеченных волокон полностью воспроизводят три главных эффекта, обнаруженных при испытании композитов. Кроме того,,, все значения деформации разрушения, соответствующие переходу от исходного состояния к раз-уцрочненному, находятся в узком интервале. Факт восстановления прочности и деформации разрушения волокон после стравливания с их поверхности реакционного слоя, вероятно, наиболее убедительно свидетельствует об источнике их разупрочнения. Совокупность экспериментальных точек может быть описана кривой со [c.174]

Необходимость накопления большого числа наблюдений по каждой из частостей, входящей в соответственную эмпирическую характеристику, "для того чтобы они в соответствии с законом больших чисел достаточно надежно представляли соответственные вероятности, приводит к тому, что на практике пользование указанными выше эмпирическими характеристиками осуществимо обычно только для однородных простых и малосвязных сложных цепей при небольшом числе возможных состояний (т. е. когда малы 5 и /С, определяющие порядок матрицы перехода, числа измерений 5-мерных распределений и т. д.). В остальных случаях вместо приведенных исчерпывающих эмпирических характеристик обычно пользуются менее полными. [c.206]

Однако для взаимодействующих частиц сохранение К. не сводится к сохранению момента, т. е. спираль-ности. Это видно уже из того, что в приведённом примере К. обладают и скалярные частицы, спиральность к рых всегда равна нулю. Если, напр, спинорная частица с определённой спиральностью переходит в спи-норную и скалярную частицы, то из сохранения спиралъности следует только, что проекция полного момента конечных частиц на направление движения начальной частицы равна спиралъности последней. Если же лагранжиан обладает и киральной инвариантностью, то возникают дополнит, следствия дли амплитуд перехода. В рассматриваемом примере киральная инвариантность означает равенство вероятностей переходов с испусканием скалярной (о) и псевдоскалярной (л) частиц. [c.367]

Для коллективных мод, формируемых большим числом N простых одночастичных) возбуждений Л —полное чпсло нуклонов ядра), вклад каждого простого возбуждения мал. Однако из-за когерентного сложения N вкладов амплитуда коллективного мультинольного перехода напр., квадрунольного для 2 " — фонолов) из основного в одпофоноиное состояние усилена в У N раз по сравнению с одночастичным переходом, что даёт фактор усиления N для вероятностей переходов. [c.409]

Аналогичными статистич. свойствами обладают и др. ширины (др. каналы распада). Распределение Портера— Томаса справедливо для ширин, характеризующих вероятности у-переходов с резонансных состояний, имеющих одинаковые спины и чётность, на один и тот же уровень. Полная радиац. ширина практически не меняется от резонанса к резонансу для тяжёлых ядер, т. к. является суммой большого числа независимо флуктуируюпщх величин. Для справедливо [c.277]

Если ядерные состояния не обладают определённой Р-чётносгью, то становится возможным испускание в одном и том же переходе маги, и электрич. у-квантов одинаковой мультипольности, т. е. с одинаковыми полными моментами, но противоположными чётностями. При равной мультипольности магн. переходы происходят с меньшей вероятностью, чем электрические. Если основной переход (с сохранением Р-чётности) — магнитный, то примесный электрич. переход будет происходить с большей вероятностью (см. Гамма-излучение). Пусть Мд и Мь — амплитуды испускания магн. и электрич. квантов, тогда Ма подавлена по сравнению с в а/с раз (а — ср. скорость нуклона в ядре), а эффект усилен в с/а X 10 раз. [c.336]

В молекулах чисто вращательные переходы подчиняются О. п. для изменения проекции полного утл. момента (характеризуется квантовым числом К) на выделенную ось симметрии молекулы. Так, для молекул типа жёсткого симметричного волчка Д7С = 0 в поглощении. Однако центробежное искажение и эффекты колеба-тельно-вращат. взаимодействия еибронного взаимодействия) существенно ослабляют это О. п. В частности, в спектрах молекул симметрии Сз в осн. состоянии разрешаются переходы с АК = 3, 6 ит. д. (вероятность переходов с АК — 6 на 4 порядка меньше, чем переходов с АК — 3), а в вырожденных вибронных состояниях возможны и переходы с АК = 1, 2 и т. д. Для молекул типа асимметричного волчка О. п. по АК теряют смысл. [c.487]

ФРАНКА—КОНДОНА ПРИНЦИП—утверждает, что электронные переходы в молекулах происходят очень быстро по сравнению с движением ядер, благодаря чему расстояние между ядрами и их скорости при электронном переходе не успевают измениться. Ф.— К. п. соответствует адиабатическому приближению и основан на приближённом разделении полной энергии молекулы на электронную энергию и энергию движения ядер (колебательную и вращательную), согласно Борна—Оппенгеймера теореме. По Ф.— К. п. в простейшем случае двухатомной молекулы наиб, вероятны электронные переходы, изображаемые вертикальными линиями на диаграмме зависимости потенц. энергии от межъядерного расстояния для двух комбинирующих электронных состояний (см. рис. 3 при ст. Молекулярные спектры). Впервые Ф.— К. п. сформулирован Дж. Франком (1925) на основе полуклассич. представлений, а Э. Кондон дал (1926) его квантовомеханич. трактовку. [c.372]

Д )р,д Ау<, где = —полная вероятность спонтанного испускания с уровня ifj,, — Эйнштейна коэффициенты для спонтанного испускания, Уширение уровня может быть вызвано также спонтанными безызлучат. переходами, напр, для радиоакт. атомного ядра—альфа-распадом. Ширина атомного уровня очень мала по сравнению с энергией уровня. В др. случаях (напр,, для возбуждённых ядер, вероятность квантовых переходов к-рых обусловлена испусканием нейтронов и очень велика) Ш.у. может стать сравнимой с расстоянием между уровнями. Любые взаимодействия, увеличивающие вероятность перехода системы в др. состояния, приводят к дополнит, уширению уровней. Примером может служить уширение уровней атома (иона) в плазме в результате его столкновения с нонами и электронами (см. Излучение плазмы). В общем случае полная Ш. у. пропорц. сумме вероятностей всех возможных переходов с этого уровня—спонтанных и вызванных разл. взаимодействиями. [c.462]

Смотреть страницы где упоминается термин Перехода вероятность полная : [c.75] [c.511] [c.505] [c.189] [c.771] [c.278] [c.329] [c.248] [c.345] [c.398] [c.36] [c.184] [c.286] [c.598] [c.168] [c.248] [c.549] [c.72] [c.426] [c.17] [c.31] [c.40]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...