Рассеяние назад

Для объяснения наблюдающегося на опыте рассеяния назад (в с. ц. и.) должен быть рассмотрен новый механизм взаимодействия, носящий название рассеяния с перезарядкой. Сущность этого явления заключается в том, что при взаимодействии нейтрона с протоном они меняются своими зарядами так, что нейтрон после рассеяния летит в качестве протона, а протон — в ка- [c.528]

Из рисунка видно, что в отличие от предыдущего случая в с. ц. и. должно наблюдаться преимущественное рассеяние назад (на углы 0 >9О°), а в л. с. к. — под углом 0 90°. При этом D л. с. к. будут наблюдаться протоны, летящие приблизительно [c.529]

Для объяснения наблюдающегося на опыте рассеяния назад (вс. ц. и.) должен быть рассмотрен новый механизм взаимодействия, носящий название рассеяния с перезарядкой. Сущность этого явления заключается в том, что при взаимодействии нейтрона с протоном они меняются своими зарядами так, что нейтрон после рассеяния летит в качестве протона, а протон — в качестве нейтрона (подробнее см. 13, п. 6). В соответствии с этим силы, ответственные за рассеяние с перезарядкой по- [c.74]

Из рисунка видно, что, в отличие от предыдущего случая, в с. ц. и. должно наблюдаться преимущественное рассеяние назад (на углы 0 >9О°), а в л. с. к. — под углом 9—90°. При этом в л. с. к. будут наблюдаться протоны, летящие приблизительно в первоначальном направлении падающих нейтронов (протоны перезарядки). Явление перезарядки полностью объясняет своеобразную картину угловой зависимости сечения рассеяния при высоких энергиях, причем по величине рогов кривой при б — 0° и 0=180° можно судить о соотносительной доле обычных и обменных сил. Из рис. 35 следует, что их величина одного порядка (одно время их считали равными). [c.74]

Метод асимметрии индикатрисы основан на измерении степени асимметрии индикатрисы рассеяния света, которая несет информацию о размере частиц в дисперсном потоке. Если измерять интенсивность света, рассеянного вперед под углом у к падающему пучку и рассеянного назад под углом 180 — у к падающему пучку, то отношение интенсивностей рассеянного света будет за- [c.243]

Ф-ция г( ,, 1) имеет смысл амплитуды рассеяния назад, ф-ция — амплитуды рассеяния вперёд. Ф-ция [c.388]

Для практических расчетов обычно требуется знать величину г з, определяющую долю энергии, рассеянную назад элементарным плоским слоем. Для золы ирша-бородинского угля т) з 0,07. Расчеты показывают, что это численное значение г]нз является характерным также и для золы других видов твердого топлива. [c.85]

Соотношение (2.37) распространяет известную оптическую теорему на случай рассеивателя, помещенного в одномерно-неоднородную среду. Физический смысл членов в (2.37) таков в левой части первый член описывает полное число частиц, рассеянных назад (в вакуум) второй член — полное число частиц, рассеянных в среду, в правой части первый член соответствует числу частиц, выбывших из отраженного пучка из-за наличия рассеивателя, второй член — аналогичному числу частиц, выбывших из преломленного пучка. Известный результат — оптическая теорема для рассеивателя, помещенного в однородную среду [c.60]

Максимальное значение ДХ (при рассеянии назад) [c.961]

Отсюда видно, что рассеянные волны фокусируются. Если при этом вз/>1, то преобладает рассеяние назад, а в противоположном случае, если еще k l l, от слоя излучаются два сходящихся пучка примерно одинаковой амплитуды. [c.203]

Объяснить экспериментальные результаты можно только предположив, что между нуклонами действуют обменные силы и в процессе рассеяния нейтроны и протоны обмениваются своими зарядами, т. е. идет рассеяние с перезарядкой . При этом часть нейтронов превращается в протоны, и наблюдаются протоны, летящие в направлении падающих нейтронов, так называемые протоны перезарядки. Одновременно часть протонов превращается в нейтроны и регистрируется, как нейтроны, рассеянные назад в с. ц. и. [c.77]

Рис. 5.4. Рассеяние назад в зависимости от радиуса цилиндра.

Рис. 5.5. Рассеяние назад в зависимости от частоты.

Рассеяние назад показано на рис. 5.4 с увеличением размера тела рассеяние монотонно растет для -поляризации и ра- [c.60]

Рассеяние назад / (0) и Р ) ка в зависимости от размера тела и частоты, соответственно, приведено на рис. 6.3. На [c.71]

Рис. 6.3. Рассеяние назад на шаре в зависимости от радиуса шара (пунктир) и частоты (сплошная линия).

Некоторое представление об этой многолистной дисперсионной поверхности можно получить, рассматривая предельный случай уравнения (8.5) или (8.7), устремив в них к нулю все Тогда решением дисперсионного уравнения является х —Для всех А, т. е. дисперсионная поверхность представляет собой набор сфер (кд( = (х с центрами в каждой точке обратной решетки, как показано на фиг. 8.2, а. По мере того как недиагональные элементы матрицы (8.7) будут увеличиваться от нуля, точки или линии пересечения этих сфер будут видоизменяться, приводя к системе непересекающихся поверхностей, или ветвей дисперсионной поверхности, как показано в очень простом случае на фиг. 8.2, б для небольшой части поверхности. На каждой ветви дисперсионной поверхности нормаль к поверхности будет иметь две точки пересечения, так что если рассматриваются N точек обратной решетки, то будут существовать 2М пересечений и, следовательно, 2Ы блоховских волн. Из них N будут соответствовать рассеянию вперед и N рассеянию назад. Некоторые сложности возникают, в частности, для больших длин волн, т. е. для сфер Эвальда малого радиуса, когда дисперсионная поверхность пересекается с нормалью только в мнимых точках. [c.180]

Мы рассматривали до сих пор только систему волн, возникающую при вхождении падающего пучка через плоскую поверхность в полубесконечное периодическое поле кристалла. В дальнейшем мы рассмотрим специальные случаи, которые могут оказаться важными для реальных условий эксперимента. В случае относительно простой двухволновой модели существуют две ситуации, для которых можно быстро получить результат. Это случай Лауэ — прохождение (без рассеяния назад) через совершенную плоскопараллельную кристаллическую пластинку, бесконечно большую в двух измерениях, случай Брэгга — отражение от плоской поверхности полубесконечного кристалла. В разумных приближениях результаты для этих двух идеализированных случаев можно использовать для обсуждения широкого круга экспериментальных ситуаций. [c.184]

Случай прохождения через тонкую плоскопараллельную пластинку без рассеяния назад описывают волновым уравнением в кристалле с двумя блоховскими волнами с учетом соответственно упрощенных граничных условий на двух поверхностях. С помощью [c.184]

Изотопные приборы, основанные на использовании проникающей способности у- (реже р-) излучения, в настоящее время занимают более половины всех поставок радиационной техники. В основу почти всех этих приборов положен один и тот же простой принцип счет в детекторе меняется, если меняется толщина или вид материала между детектором и источником. На основе этого принципа конструируются и выпускаются различные толщиномеры, плотномеры, уровнемеры, счетчики предметов, 7-дефектоскопы и многие другие приборы. На этом принципе основаны многочисленные у-релейные устройства, автоматически контролирующие и регулирующие ход производственных процессов. Бета-излучение сильно поглощается веществом. Из-за непрерывности (З-спектра (см. гл. VI, 4, п. 4) и из-за искривления пути электронов в веществе (см. гл. Vni, 3) разные электроны источника имеют разный пробег, от нулевого до некоторого максимального. Количество прошедших через вещество электронов довольно резко зависит от толщины слоя. Поэтому р-толщиномеры имеют довольно хорошую точность, но могут измерять лишь небольшие толщины. Такие толщиномеры применяются, например, для контроля за толщиной производимой фотопленки. Пленка проходит между источником и детектором. Малейшее отклонение толщины от стандартной изменяет число поглощаемых пленкой электронов, т. е. меняет скорость счета детектора. Для больших толщин используются у-толщино-меры. Интересной разновидностью прибора такого типа является односторонний у-толщиномер, измеряющий толщину определенного материала по величине у-излучения, рассеянного назад. Такие толщиномеры применяют для контроля размеров труб на Московском, нефтезаводе. Приборы, основанные на проникающей способности [c.683]

Схема содержит последовательно расположенные объектив 1 зеркало 2, поляризационную призму Волластона 3, направля ющий объектив 4, зеркало 5, фокусирующий объектив б, прием ный объектив 7, зеркало 8, микроскоп 9, приемную поляриза ционную призму 10 с установленной передней полевой диафраг мой 11, зеркало 12, поворотное зеркало 13, два фотоприеыника 14 15 и дифференциальный усилитель 16. Между объективом 4 и зеркалом 5 помещена диафрагма, ограничивающая рассеянный на частице в обратном направлении свет. Перед диафрагмой расположена четвертьволновая пластинка 18 с азимутом 45° относительно соответствующих ортогональных плоскостей поляризации расщепленных пучков. Между зеркалом 8 и микроскопом 9 помещена полевая диафрагма с экраном, ограничивающим прямые проходящие пучки. Положение зеркала 13 на рисунке соответствует работе схемы на рассеянии вперед. Для получения режима работы схемы на рассеянии назад необходимо повернуть зеркало на 90°, а блок фотоприемников на 45°. [c.295]

Амплитудные оптич. Н. э. обычно используются либо для коммутации направления излучения, либо для подавления рассеянного назад излучения с целью получения высокостабильного одно частотно го лазерного источника. Применяются они и для подавления одной из двух встречных волн в кольцеёом лазере. Амплитудный Н. э. для подавления одной из волн представляет собой (рис, 1) фарадеевский элемент 3 длиной I, расположен- [c.250]

Ралеевская линия рассеянного в газе света уширена из-за связанного с движением частиц доплеровского эффекта. Ушнрение зависит от угла рассеяния 0 и, согласно (4), его величина порядка Део ш(и/с)зт6/2, где V — средняя тепловая скорость молекул. Следует отметить, что спектр рассеянного вперед света не уширен, а ширина спектра, рассеянного назад,— порядка доплеровской ширины атомной линии поглощения. [c.281]

Методы теории многократного рассеяния (диаграммный метод или метод ф-ций Грина) позволяют получить замкнутые ур-ния для моментов поля. В частности, с этих позиций удаётся обосновать результаты феномево-логич. теорий переноса излучения. Кроме того, для расчёта флуктуаций волновых полей в случайных средах используют Кирхгофа метод, метод интерфереяц. интегралов, гибридный подход (теория однократного рассеяния назад на мелкомасштабной компоненте с использованием в качестве исходного приближения методов, учитывающих влияние крупномасштабной компоненты неоднородностей) и др. [c.563]

Для обобщенной характеристики влияния формы индикатрисы рассеяния на перенос энергии излучения можно использовать два параметра коэффициент асимметрии Т1вп/нз и коэффициент iiHa, определяющий долю рассеянного назад излучения. Коэффициент асимметрии определяется как отношение полусферического потока энергии, рассеянного частицей вперед в телесном угле (2я)+, к полусферическому потоку энергии, рассеянному назад в тельном угле (2п) [c.56]

На рис. 6.55, а приведен этот спектр как функция безразмерной величины л . Поскольку для всех электронов, если их инжектировать с одинаковой скоростью и в одном и том же направлении, будет наблюдаться одна и та же форма линии, то полученная функция соответствует однородному контуру лазера на свободных электронах. Неоднородные эффекты связаны с такими факторами, как разброс энергии электронов, угловая расходимость электронного пучка и неоднородное распределение магнитного поля по сечению пучка. Заметим, что, поскольку число периодов ондулятора Nw составляет величину порядка 10 , из выражения (6.59) получаем Avq/vq 5-10 . Заметим также, что существует и другой метод рассмотрения свойств испускаемого излучения. В движущейся вместе с электроном системе отсчета, которую мы рассматривали выше, магнитное поле ондулятора будет двигаться со скоростью, близкой к скорости света. Можно показать, что в этом случае статическое магнитное поле будет выглядеть для электрона как набегающая электромагнитная волна. Поэтому можно считать, что синхротронное излучение обусловлено комптонов-ским рассеянием назад этой виртуальной электромагнитной волны на электронном пучке. По этой причине соответствующий тип ЛСЭ иногда называют работающим в комптоновском режиме (комптоновский ЛСЭ). [c.431]

Отметим следующее существенное обстоятельство поскольку величина л действительна, т.е. она имеет вид лехр1/(Ш- Кх) + к.с., то в возмущении должны одновременно присутствовать составляющие вида ехр( iKx), т.е. волны, бегущие в противоположные стороны, и их модули должны быть одинаковы. Другими словами, возмущение концентрации должно быть стоячим в наиболее неустойчивом возмущении оно имеет период tt/ItjI в возмущениях поля присутствуют волны вида exp(-ziix) (рассеянная назад) и exp(3ii)x) (идущая вперед). Физический смысл такой неустойчивости нетрудно понять при появлении неоднородностей концентрации возникает волна, рассеянная назад, и в поле появляется стоячая компонента. В ней группируются пузырьки, что, в свою очередь, увеличивает рассеяние и тд. К.А. Горшков, Ю.А. Кобелев [1983] обобщили этот результат на трехмерный случай, когда волна модуляции распространяется под углом к направлению волнового вектора несущей. В этом случае (с учетом потерь) [c.207]

Интенсивности р-лучей в большинстве случаев определяют с помощью счетчиков, а не ионизационных камер. Поэтому уменьшение ионизации при проникновении лучей в прибор не играет роли, коль скоро это проникновение вообще возможно. В случае -лучей, однако, число частиц в пучке заметно уменьшается даже тонкими поглотителями. Этот большой разброс длин пробега обусловлен частично различиями в начальных энергиях, частично— рассеянием (включая рассеяние назад в подложку) [143]. Вычисление здесь вряд ли возможно. Эмпирически, однако, еще на ранней стадии исследования [139] было найдено, что в хорошем приближении число I р-частиц экспоненциально уменьшается с толщиной пэглотителя- [c.120]

При ограниченных размерах нелинейной среды и поперечного сечения светового пучка накачки наиболее интересен случай рассеяния назад,- когда усиливаемые упругая и световая волны распространяются навстречу и каждая из них обеспечивает положительную обратную связь для процесса параметрического усиления другой. Если когерентный падающий пучок пространственно неоднороден, т. е. его интенсивность не постоянна по поперечному сечению, то при ВРМБ происходит интереснейшее явление обращения волнового фронта, не имеющее аналога в классической оптике. Схема эксперимента по его наблюдению приведена на рис. 10.6. Волновой фронт интенсивного лазерного пучка, имеющего высокую направленность, существенно искажается поставленной на его пути фазовой пластинкой Я со случайными неоднородностями. Расходимость пучка возрастает при этом в десятки раз. Затем линза Л с большой апертурой, достаточной для того, чтобы перехватить весь расширенный пучок, направляет свет в кювету К, заполненную сероуглеродом или метаном при высоком давлении. Небольшая часть лазерного пучка отражается плоскопараллельной пластинкой, и его угловое распределение в дальней зоне регистрируется измерительной системой С1. Аналогичная система С2 регистрирует рассеянный назад свет, также прошедший через линзу Л и фазовую матовую пластинку Я. [c.500]

Дополнительным аргументом в пользу определяюш ей роли перерассеяния фотоэлектрона на атомном остове явились результаты эксперимента 7.60], в котором наблюдался процесс надпороговой ионизации атома водорода. Условия проведения этого эксперимента были аналогичны описанным выше условиям экспериментов с многоэлектронными атомами. Использовалось излучение с частотой 2 эВ и интенсивностью до I = Ю Вт/см при длительности импульса в 40 фс. Зарегистрированные при этом электронные энергетические спектры суш ественно отличаются от описанных выше — не наблюдается явно выраженное плато и нет быстрых электронов. Причина состоит в том, что в данном случае (е — 2е)-процесс невозможен из-за отсутствия второго электрона, а упругое рассеяние назад быстрого (единственного) электрона атома водорода имеет малое сечение. [c.194]

Для нетривального решения определитель матрицы должен быть равен нулю, давая в общем четыре решения для волновых векторов. Однако два из этих решений соответствуют электронам, рассеянным назад, и в случае дифракции пучка частиц высокой энергии в экспериментах на прохождение их обычно можно не рассматривать. [c.181]

При упругом рассеянии пионов на протонах, как и в рр-рассеянип, преобладают процессы с малой передачей импульса. С ростом передаваемого импульса (увеличением угла вылета рассеявшейся частицы) вероятность упругого рассеяния резко уменьшается. Однако в тгр-рассеянии, в области наибольших возможных передач импульса Ар = 2р (рассеяние назад , на угол 180°) величина упругого дифференциального сечения с сг/с 1(7гр)18о° вновь заметно возрастает (хотя и уступает существенно сечениям в области дифракционного ника). При этом, хотя полные упругие сечения сге 7г р) и сге 7г р) при импульсах начиная с нескольких ГэВ/с и больше приблизительно равны, дифференциальные сечения тг+р-рассеяния вблизи 180° в этой области энергий в несколько раз больше соответствующих 7г р-сечений. [c.94]

Пик в 7гр-рассеянии назад может быть объяснен взаимным обменом кварками между пионами и протонами. Их кварковый состав р = ии(1, 7Г+ = г ii, 7г = й, и протон имеет два одинаковых кварка с тг+-мезоном и один — с 7г -мезоном. Поэтому нротон имеет возможность обмениваться кварком с каждым из этих нионов, но вероятность такого обмена с положительным пионом больше. [c.94]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...