Столкновения атомные для рассеяния

Однако рассеяние заряженных частиц на электронах атомной оболочки часто сопровождается ионизацией атомов, приводит к потерям энергии и торможению частицы. При столкновении нуклонов или я-мезонов с нуклонами, как увидим ниже (гл. IX), возможно рождение новых частиц, изменение структуры и состояния сталкивающихся частиц. Такие процессы называются неупругим рассеянием или неупругими столкновениями. [c.27]

Эффект Комптона на легких атомах можно объяснить, если рассматривать столкновения рентгеновских фотонов с электронами. В этих столкновениях фотон передает электрону часть своей энергии в результате энергия фотона, а значит, и частота излучения уменьшаются, что и объясняет появление смещенной линии в спектре рассеянного рентгеновского излучения. Электрон должен быть сравнительно слабо связан с атомным ядром, его энергия связи должна быть существенно меньше, чем та энергия, которую передает ему при столкновении рентгеновский фотон. Такой электрон можно рассматривать свободным и покоящимся до столкновения. [c.75]

Комптоновское рассеяние (эффект -Комптона) характеризуется сохранением энергии и момента количества движения при столкновении фотона с электроном атомной оболочки. Энергия и момент количества движения фотона выражаются через длину волны фотонного излучения следующим образом [c.337]

Возбуждение или ионизация партнеров по столкновению не влияют на динамику рассеяния и должны учитываться лишь как первопричина потерь энергии движущейся частицы. Это допущение можно считать справедливым, если энергия, переданная электронам, мала по сравнению с изменением кинетической энергии сталкивающихся атомов (т. е. рассеяние почти упругое) либо если столкновение было скользящим. В обоих случаях взаимодействие с электронами оболочек может быть учтено отдельно, как специфический механизм диссипации энергии. Изучение атомных столкновений в газах в области энергий порядка нескольких килоэлектронвольт свидетельствует о справедливости данного допущения в этом случае энергия, переданная электронам, оказывается порядка нескольких процентов переданной кинетической энергии. Мы полагаем, что аналогичное соотношение выполняется и в случае взаимодействия атомов в твердом теле. [c.23]

При прохождении бета-излучения через вещество происходит упругое рассеяние электронов (или позитронов) на атомных ядрах и электронных оболочках, а также неупругие столкновения с атомными ядрами. [c.8]

Перейдём теперь к рассмотрению резонансных явлений, наблюдающихся при ядерных реакциях. Заметим предварительно, что существует определённая аналогия между процессами, происходящими при ядерных реакциях, и рассеянием света атомными системами. Действительно, как мы видели выше, столкновение ядра А с частицей а приводит сначала к поглощению последней, т. е. к образованию составного ядра С, которое испускает затем частицу 1>. Формально эта схема аналогична следующему описанию процесса рассеяния света атомом световой квант, частота и волновой вектор [c.219]

В отсутствие веществ с большим эффективным сечением не-упругого рассеяния или захвата, замедление быстрых нейтронов деления (> 1 MeV) происходит преимущественно путем упругих столкновений с окружающими ядрами. Имеет место ряд последовательных упругих столкновений, причем при каждом из столкновений с ядрами замедлителя нейтрон теряет долю своей энергии. На основании приведенного ниже уравнения (1.52) можно показать, что средняя остаточная энергия нейтронов после столкновения, например, с водородом (Н ) равна /е первоначальной энергии. Как будет показано ниже, относительная потеря энергии, приходящаяся на одно столкновение, быстро уменьшается с увеличением атомного веса. Отсюда следует, что тяжелые элементы не могут служить хорошими замедлителями в установках, работающих на медленных нейтронах. [c.61]

Вообще, когда атомный вес А разбавителя возрастает, средняя энергия нейтронов возрастает. Если не рассматривать усложнения, вводимые резонансами и большими сечениями неупругого рассеяния, конкурирующими процессами являются рассеяние, захват и деление. Для получения ясного представления о сравнительной важности этих процессов поучительно сравнить средние длины свободного пробега (Х= l/Na). Для чисто упругого взаимодействия среднее число столкновений V, необходимое для уменьшения энергии нейтронов деления в 10 раз, т. е. от до Е /Ю, равно 7 = 2,3/ , где I —средняя логарифмическая потеря энергии на столкновение, введенная в разделе 9 гл. V. Для удобства значения I для всех атомных весов приведены на фиг. 94. [c.263]

Приведенные выше данные позволяют записать выражения для вероятности образования многозарядных ионов с учетом взаимодействия электрона с атомным остовом в виде произведения вероятности туннельной ионизации (атома или иона) на вероятность столкновения туннельного электрона с атомным остовом (соответствующую его определенной энергии в момент соударения) и на вероятность неупругого рассеяния электрона. В качестве примера приведем такое выражение для простейшего е 2е процесса на однозарядном ионе А+ [c.235]

Ограничения, обусловленные рассеянием электронов в подложке. Этот тип ограничений является следствием упругих столкновений первичных электронов с атомными ядрами подложки. В результате отражения от подложки электроны возвращаются в фоторезист, обладая энергией, достаточной для инициирования элементарного акта экспонирования. Эффективность отражения в первом приближении является линейной функцией от атомного номера материала подложки. [c.262]

После того как атом поглотит фотон соответствующей энергии, способной вызвать переход из состояния / в состояние г, он может вновь испустить фотон той же энергии и создать обратный переход из состояния I в состояние /. Этот комбинированный процесс называется рассеянием, если вновь испускаемое излучение когерентно с поглощенным излучением ). Когерентность будет достигнута, если атом успеет излучить прежде, чем произойдет столкновение. Можно показать [19], что радиационное время жизни возбужденного состояния короче, если оно возникает благодаря поглощению фотона, не способного к резонансу (т. е. о) — (в,-/ > > Г), чем если бы оно возникало при поглощении фотона с резонансной энергией (т. е. со — < Г). Для многих земных условий время между столкновениями является промежуточным между резонансным и нерезонансным радиационными временами жизни состояния это приводит к когерентному нерезонансному рассеянию (называемому рэлеевским рассеянием), но к некогерентному испусканию, которым сопровождается поглощение резонансных фотонов. Если не вдаваться в исследование когерентности, то рассеяние атомными системами можно включить в процессы поглощения и испускания, рассмотренные раньше. [c.147]

Квантовомеханическая теория рассеяния уже несколько десятилетий, назад сложилась как по существу самостоятельная область теоретической и математической физики. Развитые в этой теории общие методы широко используются при рассмотрении широкого класса явлений атомной и молекулярной физики, электромагнитного излучения, оптики, физики твердого тела, физики ядра и физики элементарных частиц. Значение теории рассеяния обусловлено в первую очередь центральной ролью, которую играют эксперименты по рассеянию в современной физике. Нельзя не согласиться с автором книги, который в предисловии пишет, что за последние пятьдесят лет значительная часть важнейших открытий сделана в экспериментах по столкновению частиц . [c.5]

Вряд ли можно переоценить значение тех результатов, которые были получены физиками в исследованиях рассеяния волн и частиц. За последние пятьдесят лет значительная часть важнейших открытий сделана в экспериментах по столкновению частиц обнаружение Резерфордом атомного ядра, атомная и ядерная спектроскопия, деление ядер, открытие элементарных частиц и исследование их свойств. Если дополнить эти явления всеми результатами экспериментов по рассеянию света, то получится весьма внушительный список. [c.9]

Однако до обсуждения различных опытов, в которых особенно ярко наблюдаются свойства указанного типа, установим некоторые простые факты и общие формулы, которыми мы будем пользоваться в дальнейшем. Предположим, что на атом или, лучше, па атомное ядро (потому что практически всегда нейтроны рассеивают только ядро) падает нейтрон нейтрон будет рассеян на известный угол (рис. 1, а). Это — схема столкновения в корпускулярном представлении в волновом представлении имеется группа падающих волн, рассеивающихся подобно свету, т. е. в виде группы сферических волн, исходящих из центра рассеяния (рис. 1, б). Плоская падающая волна, распространяющаяся вдоль положительного направления оси х, представляется экспоненциальной функцией [c.114]

При упругом рассеянии нейтронов на неподвижных ядрах зависит только от Й Й = Но. где Но = os 6 — косинус угла рассеяния между направлениями движения нейтрона до и после столкновения (в лабораторной системе координат) (рис. 1.4). Для рассеивающего ядра массы А (в атомных единицах массы) Но определяется только отношением Е/Е f3J [c.11]

Хотя резонансное рассеяние, называемое иногда атомной или резонансной флюоресценцией, также имеет большое сечение, тушение при столкновениях с более распространенными составляющими атмосферы обычно приводит к тому, что сигнал оказывается слабым вследствие этого наиболее эффективно метод может работать при исследовании малых составляющих верхней атмосферы [174—178]. В случае молекулярной флюоресценции столкновительное тушение может также оказывать вредное действие, в частности тогда, когда имеются долгоживущие состояния [179]. Широкополосная природа молекулярной флюоресценции является причиной низкого значения отношения сигнала к шуму при этом основной вклад в шум дает фоновое излучение [180, 181]. С ростом продолжительности флюоресценции может падать пространственное разрешение. [c.235]

Телеметрическая передача данных. Телеметрическая передача данных со снарядов, снабженных ядерными силовыми установками, усложняется наведенной ионизацией воздуха вокруг реакторного конца снаряда при движении его в атмосфере. Эта ионизация обусловлена столкновениями быстрых нейтронов с ядрами атомов воздуха (ударная ионизация), последующими столкновениями атомов, образованием вторичных электронов при комптоновскОм рассеянии у-фотонов, образованием пар электрон -f позитрон при поглощении фотона в электрическом поле ядра, атома или электрона, а также фотоэлектронами, образующимися в процессе атомного поглощения фотонов [34]. Орбитальные переходы электронов при ион-электронной рекомбинации дают излучения, частоты которых лежат в очень широких пределах однако в плотной атмосфере, т. е. при высотах меньше 30 миль, все возможные частоты достаточно высоки ((свыше 10 Мгц) и находятся в области видимого света. Более длинноволновое излучение будет возникать при возбуждении вращательных степеней свободы молекул для воздуха частоты такого излучения лежат выЩе 40 ООО Мгц. Излучение такого рода не будет являться помехой при телеметрической передаче данных, так как при такой передаче используются относительно низкие несущие частоты (от 100 до 3000 Мгц). Более серьезной проблемой является увеличение проводимости воздуха при увеличении плотности свободных электронов, так как достаточно хорошо проводящий воздух становится плохой средой для распространения электромагнитных волн любой частоты [35]. Уровень электронной и ионной плотности определяется динамическим равновесием скоростей перечисленных выше процессов и скорости процесса рекомбинации. При незначительной парциальной ионизации скорость рекомбинации зависит от ионной и электронной плотности И коэффициента рекомбинации, а следовательно, от плотности воздуха или высоты полета снаряда. [c.541]

Вычисление 11 и составляет задачу Р. т. Если, 1фоме направления относит, импульса, никакие др. квантовые чпсла не изменяются, то расслшние наз. упругим. Рассеяние с возбуждением одной из частиц или с образованием новых частиц наз. неунругим их теорию см. в ст. Столкновение нуклонов, Столкновения атомные, Ядерные реакции. Тормозное иалутше. [c.358]

Нойтроны при двилсеиип веществе < электронными o j-лочками атомов не взаимодействуют и возбуждать или ионизировать атомы не могут. При столкновении с атомными ядрами они испытывают рассеяние или вызывают ядерные реакции с выходом из ядра заряженных частиц и гамма-квантов. Таким образом, конечными результатами взаимодействия с веществом любого вида ядерного излучеиия являются ионизация и [c.325]

ЗАМЕДЛЕНИЕ НЕЙТРОНОВ — уменьшение кинетич. янергии S нейтронов в результате многократных столкновений их с атомными ядрами среды. Механизм 3. н. зависит от энергии нейтронов. Если S больше порога неупругого рассеяния нейтрона на ядре ( у 0,1 — 10 МэВ), то иейтроны расходуют энергию гл. обр. на возбуждение ядер п ядерные реакции, сопровождающиеся вылетом нейтронов. При одном соударенш нейтрон в среднем теряет значит, долю своей энергии и после небольшого числа столкновений (часто одного) переходят в область энергий Дальне11шее 3. н. происходит только за счёт упругого ядерного рассеяния. [c.44]

В разреженном газе контур линии Р. и. определяется доплеровским уширенцел спектральных линий и его ширина зависит от угла рассеяния. Если спектральная линия атома испытывает дополнит, уширение Г и сдвиг А за счёт соударений, а Р. и. возбуждается монохроматич. излучением, то спектр Р. и. состоит из излучения той же частоты (Oj и лоренцевского контура с максимумом на частоте ш А и с шириной Г уе- В том случае, когда столкновения приводят лишь к сдвигу фазы волновой ф-ции атомного состояния, отношение интенсивностей этих компонент Р. и. равно Уе/Г. При наличии неупругих столкновений отношение интенсивностей будет другим и в спектре Р. и, возможно появление дополнит, линий. [c.313]

Сущность эффекта каналирования иллюстрируется на ркс. 23. 8 случае, когда положительно заряженные частицы падают на кристалл под углом, меньшим некоторой критической величины по отношению к направлению атомного ряда (кристаллографической оси), реализуется режим их движения в твердом теле, называемый осевым каналированием. Несколько траекторий частиц, возможных в режиме каналирования, изображены на рис. 23. Аналогичное явление возникает и при движении частиц, входящих в кристалл под малым углом по отношению к атомной плоскости (плоскостное каналирование). В обоих случаях хорошо каналированные частицы (рис. 23, а, б) движутся вдали от атомных ядер, образующих стенки канала. Поэтому все процессы, требующие малых прицельных параметров в столкновении с атомами (рассеяние на большой угол, ядерные реакции, ионизация внутренних оболочек атомов и др.), для таких частиц будут подавлены. Если увеличивать начальный угол влета частиц по отношению к кристаллографической оси (в > в кр), то условия каналирования нару- [c.43]

Полная постановка задачи рассеяния атома на кристаллической решетке содержит большое число параметров. Возмолчиые аналитические решения, конечно, будут различными в отдельных характерных областях пространства этих параметров. В каждой области целесообразно найти простейшую модель и строить асимптотическое решение в окрестности такой модели. При энергиях падения Е 100 эВ для легких газов эффективное взаимодействие исчерпывается одним-двумя парными столкновениями, причем главную роль играет отталкивающая ветвь потенциала. Аппроксимируя ее вертикальным барьером, в качестве простейшей атомной модели поверхности имеем решетку твердых сфер. Теория рассеяния на такой решетке содерл<ит три основных параметра угол падения 0ь отношение масс х и радусов атомов. [c.454]

В противоположном случае, когда акол и ( шл) не малы, при столкнове НИИ колеблющегося электрона с атомами и ионами могут возникать различ ные вторичные эффекты (упругое и неупругое рассеяние электронов, его рекомбинация). Эти столкновения, в частности, могут приводить к транс формации колебательной энергии электрона в кинетическую дрейфовую энергию. В разд. 3.2. уже указывалось, что все эксперименты проводятся в условиях, когда вторичные эффекты исключены из-за малой плотности атомной мишени. Однако имеется один случай, когда вероятность столк новения колеблющегося электрона не зависит от плотности мишени — это процесс столкновения колеблющегося электрона, образованного при ионизации атома, с собственным атомным остовом (ионом) при линей ной поляризации излучения. Действительно, при линейной поляризации излучения электрон совершает колебательное движение вдоль вектора поляризации и после точки поворота возвращается к точке, в которой он был вырван из атома. [c.72]

Третий эффект — рассеяние электронов на атомном остове (ионе) при линейной поляризации лазерного излучения (см. выше, разд. 9.3). Легко оценить, что при любой частоте лазерного излучения, при минимально допустимой напряженности поля излучения для реализации туннельного эффекта, когда параметр адиабатичпости порядка единицы, максимальная энергия, приобретаемая туннельным электроном за один период лазерно го ПОЛЯ, имеет величину порядка атомной энергии, а при увеличении на пряженности поля быстро (квадратично по напряженности поля) растет. Таким образом, процессы упругого или неупругого рассеяния туннельного электрона всегда имеют место и приводят к искажению исходных энер гетических и угловых распределений туннельных электронов в области больших энергий. Очевидно, что эти искажения тем меньше, чем меньше напряженность поля лазерного излучения, при которой наблюдается про цесс туннельной ионизации. Напомним, что при циркулярной поляризации излучения этот эффект отсутствует, так как вероятность столкновения тун нельного электрона с атомным остовом пренебрежимо мала. [c.246]

В случае постоянного электрического поля выполнение условия (10.5) означает, что электрон за атомное время покидает атом. В случае низкочастотного внешнего поля судьба надбарьерного электрона аналогична судьбе туннельного электрона, рассмотренной выше, в разделе 9.3. Именно, прн линейной поляризации поля надбарьерный электрон (в определенном диапазоне фаз поля в момент выхода из-под барьера) может возвратиться к атомному остову. Прн столкновении с ним может произойти упругое или неупругое рассеяние электрона (последнее сопровождается возбуждением или ионизацией других электронов), либо переход электрона в дискретный спектр атома с испусканием высокоэнергетиче ского спонтанного фотона (впрочем, последнее имеет весьма малую вероятность). [c.260]

СТОЛКНОВЕНИЙ ТЕОРИЯ — фактически др. название теории рассеяния. В классич. механике включает в себя теорию удара. В нерелятивистской квантовой механике большое место занимает С. т. атомов и молекул, изучающая процессы возбуждения, перезарядки и диссоциации при столкновениях атомов и молекул между собой и с налетающими частицами. Подробнее см. Рассеяния теори.ч, а также Прохождение зар.чженных частиц, через ве/цестео, Сто.гкно-вени.ч атомные, Столкновение нук.гонов. [c.87]

В вакууме П. — стабильная частица. При движении в веществе П. участвует в процессах радиационного торможения в поле ядра и атомных электропов, ионизации атомов среды, многократного рассеяния при столкновении П. с электроном происходит процесс аннигиляции пары е+е с образованием у-кван-тов (как правило, двух), причем энергия пары переходит в апер1ию испущенных фотонов. При больших энергиях П. (/I mg ) фотопы испускаются преимущественно вперед и назад но отношению к направлению движения П. фотон, летящий вперед, приобретает почти всю энергию П., а летящий назад — анергию — Па. этом свойстве процесса аннигиляции основан один из методов получения монохроматич. пучков Y-квантов высокой энергии. [c.86]

Исследования морфологии поверхности с помощью методов рассеяния ионов, электронной и ионной микроскопии страдают одним общим недостатком. В них для анализа используются достаточно высокоэнергетичные частицы — электроны и ионы. При взаимодействии с поверхностной фазой таких частиц, обладающих энергией от кэВ до МэВ, резко возрастает ее дефектность (снова взгляните на рис. 1 введения), изменяется ее химический состав, зарядовая и деформационная неоднородность. Другими словами, сам метод изменяет состояние объекта исследования. Информация, получаемая указанными методами, имеет самостоятельный интерес для физики атомных столкновений. В какой-то мере эти методы полезны при изучении дефектности атомарно-чистых поверхностей, но мало информативны в случае реальных поверхностей с характерным для них сложным составом поверхностной фазы. Более приемлемы для исследования последних оптические методы, использующие сравнительно низкоэнергетическое малоинтенсивное излучение. [c.129]

Упругая дифракция атомных и молекулярных пучков (ДАМП) была открыта Штерном и Эстерманом в конце 20-х годов вскоре после открытия ДМЭ и явилась дополнительным подтверждением реальности существования волн де Бройля. Длина волны для таких частиц, как Не2, Ог, HD, Ne и Не, при энергии E = 10-100 мэВ приближается к величине межатомных расстояний (=0,1 нм), что и обеспечивает дифракцию. При таких энергиях метод действительно является неразрушающим и дает информацию только о внешней поверхности. Упругие и неупругие компоненты рассеянного пучка анализируются с помощью времяпролетного масс-спектрометра. Измерения интенсивности рассеянных частиц, в сочетании с развитой теорией неупругих столкновений, позволили внести существенные коррективы в модели атомарно-чистых поверхностей некоторых полупроводников (Si, GaAs), диэлектриков (NiO, LiF) и металлов (Аи, Pt, Ni). Наиболее широко метод ДАМП используется сейчас для изучения адсорбционных слоев на чистых поверхностях. [c.134]

Однако вплоть до совсем недавнего времени теория рассеяния не занимала подобающего места в программе университетских курсов теоретической физики. Хотя большинство существующих руководств по квантовой механике содержит главы по теории рассеяния, до сих пор существовала только одна книга (да и та многолетней давности), целиком посвященная теории атомных столкновений,— это книга Мотта и Месси Теория атомных столкновений ). Количество журнальных статей по теории рассеяния, наоборот, чрезвычайно велико. Лишь в самое последнее время положение начало изменяться и появились две новые монографии по квантовой теории рассеяния. [c.9]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...