Фиксированные ядра

Наличие в молекуле двух или более положительно заряженных ядер существенно усложняет рассмотрение поведения системы заряженных частиц. Если в атоме с помощью квантовой механики рассматривается распределение вероятности нахождения электронов в поле только одного ядра, то в случае молекулы необходимо рассматривать как распределение вероятности нахождения электронов в поле двух или большего числа ядер, так и вероятность нахождения ядер в пространстве относительно заданной системы координат. Для молекулы уравнение Шредингера (3.5) настолько усложняется, что его точное аналитическое решение воз.можно только для простейшей двухатомной молекулы — иона Нг при фиксированных ядрах. Для того чтобы определить все возможные стационарные состояния молекулы с большим числом электронов, приходится искать те или иные приближенные методы решения. [c.25]

Квантовая теория излучения спектральной линии. Теория Бора. Применение к излучению атома водорода. Расчет постоянной Ридберга Rb. для случая фиксированного ядра и случая с учетом движения ядра. [c.329]

Численный пример. Вычислите постоянную Ридберга Rd для дейтерия (тяжелого водорода) в случае фиксированного ядра и для случая, учитывающего движение ядра. Отношение массы электрона к массе ядра дейтерия равно 1/3571. [c.329]

Чтобы облегчить построение ядра сечения, используем следующее свойство нейтральной линии при повороте нейтральной линии вокруг некоторой фиксированной точки А контура сечения точка приложения силы перемещается вдоль некоторой прямой. Для обо- [c.342]

Из формулы (36.6) ВИДНО, что разрешающая способность установки зависит от скорости исследуемых нейтронов. Наиболее точно может быть проанализировано взаимодействие с ядрами самых медленных нейтронов (v мин). При фиксированной скорости нейтронов разрешающая способность тем лучше, чем меньше dx и чем больше I. Поэтому часто в качестве характеристики разрешающей способности прибора приводится отношение этих dr [c.336]

Обычно используют упрощенную схему, полагая длину переходного участка равной нулю и считая, что в сечении х = начинается основной участок, целиком состоящий из струйного пограничного слоя, в котором скорость изменяется от и на оси до нуля на достаточном удалении от нее. Осевая скорость и на основном участке убывает от значения Ug до нуля на бесконечности. На рис. 9.8 приведены профили скоростей для плоской струи, вытекающей из прямоугольного отверстия размером 0,03 X Х0,65 м каждая кривая на рисунке соответствует фиксированному расстоянию X от выходного отверстия. Можно видеть, что ядро с равномерным распределением скоростей исчезает уже на 378 [c.378]

Для упрощения полагают также, что вместо изучения движения всех электронов можно рассматривать движение одного (любого) из них, который движется в поле периодически расположенных ионов. Такой подход называют одноэлектронным. Будем также считать справедливым адиабатическое приближение, согласно которому координаты ядер можно считать фиксированными, поскольку массивные ядра движутся несравненно медленнее,, чем электроны. В случае, когда потенциал взаимодействия электронов с ионами принимается слабым, рассматриваемое приближение нередко называют приближением почти свободных электронов. Отметим, что в целом учет взаимодействия электронов с периодическим полем кристаллической решетки, как будет ясно из дальнейшего, позволил с единых позиций описать характеристики различных типов твердых тел, в том числе металлов, диэлектриков и т. д. Поэтому исходные положения модели и многие ее следствия в определенной мере относятся к любым кристаллическим телам. [c.56]

Реакции, идущие через составное ядро, подразделяются на резонансные и не резонансные. Поясним смысл этих терминов. Как мы знаем, энергия возбуждения ядра может принимать только дискретный ряд значений, соответствуюш,их уровням ядра. Однако при более точном рассмотрении оказывается, что представление об уровнях с точно фиксированной энергией справедливо только в отношении основных состояний стабильных ядер. Все остальные уровни ядер не обладают определенной энергией — они в той или иной степени размазаны по энергии. Оценку ширины Г размытия уровня можно получить из соотношения неопределенностей время-энергия. Согласно этой оценке (см. (2.54)) А = Г/2 = й/2т. Ширина уровня тем больше, чем короче его время жизни. В начале книги (гл. И, 1, п. 3) мы говорили, что ядро может возбуждаться только на энергию, соответствующую одному из его уровней. Поэтому и составное ядро может образоваться лишь в том случае, если энергия налетающей частицы попадает в интервал Г неопределенности положения уровня. [c.132]

Если ширины уровней составного ядра меньше расстояний между ними, то при фиксированной энергии падающих частиц реакция может идти лишь через одиночный уровень. Зависимость сечения реакции от энергии будет носить резонансный характер. Соответственно этому и реакции такого типа называются резонансными. [c.132]

Равновесное число протонов в ядре (при фиксированном А) определяется минимумом по Z суммы третьего и четвертого слагаемых. Легко убедиться, что этот минимум достигается при значении [c.234]

Очевидно, что для полного описания рассеяния нейтронов на кристалле определенного элемента надо знать амплитуды рассеяния на всех стабильных изотопах как при параллельных, так и при антипараллельных спинах нейтрона и ядра. Однако обычно такая полная информация не требуется. Если изотопный состав элемента фиксирован (за некоторыми исключениями он постоянен не только в земной коре, но и во всех известных галактиках, гл. XII, 2) и если спины ядер и нейтронов ориентированы хаотично, то все нейтронно-оптические явления выражаются через две независимые величины когерентную амплитуду и некогерентную амплитуду а . Обе эти амплитуды получаются посредством осреднения амплитуд, соответствующих рассеянию на определенном изотопе с определенной ориентацией спинов. Полное сечение а рассеяния на N ядрах равно сумме сечений когерентного и некогерентного рассеяний [c.553]

Здесь v — числа нейтронов на акт деления соответственно топлива и сырья, — числа делений ядер соответственно топлива и сырья, С , Сс — соответствующие числа радиационных захватов нейтронов, С — число нейтронов, захваченных посторонними ядрами, и [ — число нейтронов, ушедших наружу (утечка). Все величины /т, f , С , С , С и I относятся к одному и тому же фиксированному промежутку времени. Этот промежуток обычно выбирают так, чтобы [c.570]

При большем единицы числе k быстрых переменных нормальная форма медленной поверхности системы общего положения остается такой же, как выше (добавляются лишь уравнения Х2=. .. =Xk = 0), если размерность ядра проектирования медленной поверхности на пространство медленных переменных в рассматриваемой точке равна 1, т. е. если нулевое собственное число линеаризации уравнения быстрого движения в рассматриваемом положении равновесия при фиксированных значениях медленных переменных однократно. [c.173]

На рис. 8.11 показано изменение расхода жидкости в пленке на конце обогреваемого участка (Lo6 = 0,66 м, пн=13,3 мм) в зависимости от плотности теплового потока при фиксированных значениях массовой скорости pw, паросодержания на входе в трубу Хвх И давления [122]. Пунктирные линии характеризуют зависимости G na = f q) в предположении, что уменьшение С пл обусловлено только испарением жидкости (влагообмена между ядром и пленкой нет либо он взаимно скомпенсирован). Как видно, в исследованном диапазоне изменения режимных параметров интенсивность уноса капель в ядро потока превалирует над интенсивностью процесса осаждения. Чем больше плотность теплового потока, тем боль- [c.236]

Течение жидкости по трубам. Основные закономерности турбулентного течения воды установлены опытным путем. Принято считать, что у поверхности стенки существует ламинарный слой, отделяемый от турбулентного ядра потока буферной зоной. Толщина ламинарного слоя в фиксированной точке пульсирует во времени, что связано с турбулентным характером основного потока. [c.18]

Рис. 3. Чётно-нечётный эффект в анергиях отделения нейтрона от ядра при фиксированной величине нейтронного избытка в ядре (У — 2 = 21.

Рассматривая результаты расчета, надо отметить, что испарение основной части жидкости происходит в чрезвычайно узкой зоне. Остаточные 10% пленки испаряются на длине всего около 3 мм, а на последних двух участках общей длиной в 0,6 мм ( ) концентрация возрастает почти в 40 раз. Естественно, что при этом диффузия соли в ядро потока пара не существенна и расчетная конечная концентрация превышает равновесную более чем в 300 раз. Такой результат, резко расходящийся с экспериментальными данными [5.32], где для 16,5 МПа отличие было всего 30%, частично можно объяснить принятым в расчете высоким значением q в зоне испарения пленки. Практически для условий парогенератора ВВЭР, когда фиксирована не величина теплового потока, а температура греющей среды, значение q — небольшое (в зоне конца пузырькового кипения порядка 100 кВт/м ) и падает после полного испарения влаги на стенке примерно в 10 раз. Поэтому последние остатки пленки будут испаряться значительно медленнее. Кроме того, и сечение полного испарения нельзя рассматривать как фиксированное ни во времени (конец пленки будет всегда хотя бы немного перемещаться вдоль трубы), ни по периметру трубы. В целом данные работы [5.33] не представляется возможным применять к условиям АЭС. [c.232]

HO нелинейные ядра ползучести считать функционалами от тензора напряжений. Если фиксирован конкретный процесс нагружения, то можно найти нелинейные ядра ползучести через известные нелинейные ядра релаксации методом последовательных приближений [76]. [c.116]

Таким образом, вероятность перехода, которая пропорциональна Ю, может быть представлена в виде двух сомножителей, один из которых зависит только от движения ядер, а другой — только от движения электронов. Мы видим, что обш,ее правило отбора (11,1) для электронных переходов при фиксированных ядрах в этом приближении справедливо и для колеблюш,ейся молекулы. Полный момент перехода Не т,-е ъ" отличен от нуля для тех колебательных переходов, при которых отличен от нуля второй сомножитель в уравнении (11.11) [c.130]

Это значение получается при допущении, что электрон движется вокруг фиксированного ядра. Если учесть одновременное движение электрона и ядра вокруг центра масс, необходимо заменить хмассу т на приведенную массу [c.331]

Чтобы воспользоваться выражением (4.46), нужно знать функцию еэ(7 ст/ Тел, бел). Для ее расчета вернемся к результатам, полученным в подпараграфе 4.4.4. Применительно к условиям теплообмена неизотермиче-ского псевдоожиженного слоя с погруженной поверхностью плоский слой дисперсной среды соответствует неизотермичной зоне между-поверхностью теплообмена и ядром слоя. В эквивалентной этому слою модели стопы (см. рис. 4.7, а) О и N+1 ограничивающие поверхности представляют собой стенку теплообменника и ядро слоя с температурами Т ст и Тел- При фиксированной толщине неизотермичной зоны (число Л ), заданных степени черноты частиц и средней порозности слоя характеристики элементарного слоя стопы по-прежнему определяются формулами и уравнениями, приведенными в подпараграфе 4.4.2. Решение системы уравнений (4.38) позволяет найти возможное стационарное распределение температуры и величину лучистого потока по формуле (4.41). С помощью этого соотношения можно получить в явном виде функцию Еэ Тст, 7 сл, бел). Действительно, потоку, испускаемому псевдоожиженным слоем, соот- [c.176]

Обычно используют упрощенную схему, полагая длину переходного участка равной нулю и считая, что в сечении х = начинается основной участок, целиком состоящий из струйного пограничного слоя, в котором скорость изменяется ут значения и на оси до нуля на достаточном удалении от нее. Осевая скорость на основном участке убывает от значения до нуля на бесконечности. На рис. 198 приведены профили скоростей для плоской струи, вытекающей из прямоугольного отверстия размером 0,03x0,65 м каждая кривая на рисунке соответствует фиксированному расстоянию от выходного отверстия. Можно видеть, что ядро с равномерным распределением скоростей исчезает уже на расстоянии 0,2 м. На рис. 199 показан профиль скоростей на основном участке, построенный в безразмерных переменных и и = у1уа , где Уо.5 — расстояние от оси, на котором скорость равна половине максимальной. [c.416]

Чтобы облегчить построение ядра сечения, используем следую щее свойство нейтральной линии при повороте нейтральной линии вокруг некоторой фиксированной точки А контура сечения точка приложения силы перемещается вдоль некоторой прямой. Для обоснования этого свойства достаточно подставить в уравнение (12.27) кдординаты точки А (уол. оа)у лежащей на нейтральной линии. Получим [c.364]

Здесь Е Ь) — модуль упругомгновенной деформации, -К ( , т) — ядро нолзучести, 9 — компоненты вынужденной деформации. Объем телй О полагается фиксированным. Соотношения Коши, уравнения равновесия и граничные условия даются выражениями [c.278]

МАГНИТНЫЙ СПЕКТРОМЕТР - прибор для изме-рения импульсов. эаряж. частиц по кривизне их траекторий в магн. поле. Осн. характеристиками М. с. являются его разрешающая способность (т. е. точность измерения импульса частицы) и апертура, определяющая телесный угол, в к-ром производится, регистрация частиц. Простошппе М. с.—одноканальные приборы с небольшой апертурой и фиксированной траекторией частиц в магн. поле. Энергетич. спектр частиц измеряется при последоват. изменениях магн. поля Н. Такие М. с. применяются, как правило, в области малых и средних энергий частиц дли изучения процессов, происходящих со сравнительно высокой вероят-ностью и характеризующихся малым кол-вом вторичных частиц. Если измеряется не только импульс, но и скорость частицы v (напр., ио времени пролета), то можно определить её массу, т. е. идентифицировать частицу (напр., протон, дейтрон, ядро Не). [c.689]

В приближении центрально-симметричного поля (при учёте только взаимодействия электронов с ядром) энергия атомной системы полностью определяется заданием электронной конфигурации, т. с. главными и орбитальными числами всех её электронов. Учёт эл.-статич, взаимодействия электронов между собой приводит к расщеплению уровня энергии на ряд подуровней—термов, характеризующихся квантовыми числами L и S для моментов L и S соответственно. Число таких подуровней наз. кратностью вырождения терма, она равна (2L+ 1)(25 -(-1) в соответствии с возможными проекциями орбитальных и спиновых моментов на фиксированное направление в пространстве. Взаимное расположение термов одной электронной конфигурации определяется Хунда пра-ви.юм. [c.107]

Для описания состояния молекулы. Hj необходимо найти волновую ф-цию (р(Я, I, 2) (здесь 1 и 2—координаты электронов I и 2) этого состояния и энергию молекулы в нём. Чтобы найти ф(/г, 1, 2), нужно решить ур-ние Шрёдингера в предположении, что ядра находятся на достаточно большом фиксированном расстоянии R друг от друга. [c.406]

Кривая 3 даёт срез структурной ф-ции при фиксированном значении переданного импульса. При малых значениях переданной энергии в структурной ф-ции проявляются узкие пики, отвечающие возбуждению дискретных и кваэи-дискретных состояний ядра. Далее следует широкий пик, отвечающий возбуждению мультипольных гигантских резонансов (ГР)—монопольнь1Х, дипольных, квадрупольных и более высокой мультипольности. Механизм распада гигантских резонансов, возбуждаемых при рассеянии электронов, аналогичен механизму распада при поглощении у-квантов. [c.595]

Ещё одной важной, хотя и приближённой ядерной характеристикой является изотопический спин (или изобарический спин) Т, к-рый складывается из изоспинов отд. нуклонов по тем же правилам, что и обычный спин. Сохранение этой величины связано с изотопической инвариантностью ядерных сил, к-рая состоит в том, что ядер-ные взаимодействия между двумя нуклонами в одинаковых пространств, и спиновых состояниях не зависят от сорта нуклонов, т. е. одинаковы в парах рр, рп и пп. Изотопич. спин (изоспин) может принимать значения 7 (Af—Z)/2, целые для чётных ядер и полуцелые для нечётных. Подобно обычному спину, он имеет также фиксированную проекцию на одну из осей формального изоспинов. пространства Ti = (A —22 /2. Она связана с зарядом ядра и поэтому является строго сохраняющейся величиной во всех ядерных состояниях. В отличие от этого, изоспин Т является приближённым квантовым числом. Нарушение изоспина (т. е. смешивание компонент с разл. значениями Т в волновой ф-ции ядерного состояния) обусловлено различием масс протона и нейтрона, а также кулоновским взаимодействием между протонами. В лёгких ядрах с Z 20 эти эффекты малы и изоспин Т является достаточно точным квантовым числом. В результате ядер-ные состояния можно характеризовать квантовыми числами Т и Tg, а состояния с одинаковыми значениями /, Т в соседних ядрах-изобарах объединить в изотопич. мультиплеты. Поскольку проекция изоспина принимает значения Tz = Т, Т— I...... -Т, то в изотопич. мульти- [c.687]

Смотреть страницы где упоминается термин Фиксированные ядра : [c.128] [c.380] [c.750] [c.14] [c.212] [c.191] [c.199] [c.608] [c.183] [c.232] [c.307] [c.322] [c.322] [c.136] [c.124] [c.457] [c.191] [c.263] [c.256] [c.38] [c.380] [c.34]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...