Поперечное сечение рассеяния полно

Поперечное сечение рассеяния полное 340 [c.525]

В атомной физике играет важную роль так называемое полное поперечное сечение рассеяния, равное [c.100]

Однако если мы попытаемся вычислить его, подставляя в этот интеграл значения а(0) из выражения (3.68), то получим бесконечность. Физическую причину этого нетрудно установить. Согласно определению полного поперечного сечения рассеяния оно равно числу частиц потока единичной плотности, рассеиваемых по всем направлениям в единицу времени. Но электростатические силы являются силами дальнодействия, и поэтому область, [c.100]

В которой ОНИ себя проявляют, простирается до бесконечности. Вследствие этого очень малые значения 0 будут лишь у тех частиц, у которых очень велико s. Следовательно, все частицы потока, имеющего бесконечно большое поперечное сечение, будут в той или иной степени рассеиваться кулоновской силой. Именно поэтому полное поперечное сечение рассеяния получается в этом случае бесконечным. Из сказанного следует, что бесконечное значение at свойственно не только полю сил Кулона, так как при классическом методе исследования этот результат будет иметь место всегда, когда рассеивающее поле отлично от нуля на всех конечных расстояниях (как бы велики они ни были) ). Поэтому только в случае поля ограниченной протяженности, т. е. такого, в котором, начиная с некоторого расстояния, силы становятся равными нулю, полное поперечное сечение рассеяния будет конечным. Практически это имеет место в электростатическом поле атомного ядра и окружающих его электронов, которые экранируют ядро и эффективно компенсируют его заряд на больших расстояниях. [c.101]

Каково здесь полное поперечное сечение рассеяния [c.107]

Определим полное поперечное сечение рассеяния как площадь IIs плоскости П, соответствующую рассеянию под конечными углами таким образом, [c.153]

Полное поперечное сечение рассеяния. Рассмотрим мысленный опыт неподвижный бильярдный шар радиусом R лежит на пути широкого однородного пучка стальных шариков, движущихся [c.340]

Значение величины тепловыделения, обусловленного 7 излучением, может быть проиллюстрировано примером. Рассмотрим реактор, полная мощность которого 5000 Мет. Из этой мощности около 300 Мет будет теряться с Y-излучением. При радиусе кожуха в 3 фута поток энергии Y-излучения, приходящийся на единицу внутренней поверхности кожуха (пренебрегая поглощением 7-излучения материалом между активной зоной реактора и кожуха), будет равен 2,6 Мвт/фут . Для никелевого или железного (стального) кожуха коэффициент поглощения равен 0,23 см или 7,0 фут . Тогда плотность мощности в единице объема внутренней части кожуха будет 18 Мвт/фут , что составляет около одной пятой плотности мощности в реакторе. Из этого примера ясно, что для механических частей ядерных ракетных двигателей желательно применять материалы с малым значением коэффициента поглощения и большим коэффициентом теплопроводности. Эта задача упрощается тем, что большинство материалов замедлителей обладает малым коэффициентом поглощения однако в замедлителях большое значение имеет нагрев, обусловленный замедлением нейтронов, хотя в общем-то этот фактор незначителен для металлических конструкций. Локальная плотность мощности, выделяемой при облучении быстрыми нейтронами, равна произведению локальной величины потока быстрых нейтронов, умноженной на макроскопическое поперечное сечение рассеяния нейтронов материалом и на величину средней энергии, теряемой при одном столкновении. Нельзя дать общих данных по этому вопросу, так как явление сильно зависит от нейтронных характеристик материалов активной зоны и реактора в целом однако для многих реакторов на тепловых нейтронах и реакторов на замедленных быстрых нейтронах было найдено, что для тех частей замедлителя, которые расположены вблизи или внутри активной зоны, плотности мощностей, обусловленных гамма- и нейтронным излучением, сравнимы. [c.520]

Рассмотрим столкновения с начальными элементами (6, w) (см. рис. 19), с фиксированной относптельной скоростью MJ и с переменным вектором соударения Ь. Мы рассматриваем Ь как радиус-вектор точки в плоскости П, тогда любой точке плоскости П соответствует один из двух результатов — захват или рассеяние. Определим полное поперечное сечение захвата как площадь П плоскости П, [c.152]

Полное эффективное поперечное сечение есть сумма эффективных сечений поглощения и рассеяния Q,> = Qi + Qa-Можно показать, что [c.318]

Известно, что при прохождении нейтронов через любое вещество они вступают в различные взаимодействия (поглощаются или рассеиваются ядрами, или вызывают деление ядер). Вероятность столкновения нейтронов с ядрами характеризуется понятием о поперечном сечении ядра. Ядро представляет собой некоторую площадку относительно проходящего нейтрона, называемую поперечным сечением, последнее выражают в барнах (1 барн равен 10 см ). В зависимости от вида взаимодействия нейтронов с ядрами различают полное сечение, сечение поглощения, сечение рассеяния и сечение деления. Ядерные свойства керамики из окиси бериллия и керамики из других окислов приведены в табл.78. [c.306]

Буквой 5 обозначен полный контур поперечного сечения цилиндра, буквой 5 — отверстие. Кроме того, решение должно удовлетворять соответствующим условиям на острых кромках и условию излучения. При возбуждении плоской волной условие излучения накладывается на рассеянное поле. На щели 5 полное поле н его нормальная производная должны быть непрерывны [c.249]

В заключение настояш его раздела мы дадим еще оценку поперечного сечения для отдельного дипольного момента при генерации фотонов в первом порядке (релеевское рассеяние), во втором порядке (генерация второй гармоники) и в третьем порядке (генерация третьей гармоники). Для этого можно воспользоваться соотношениями (2.22-6). Предположим, что импульс рубинового или неодимового лазера действует на вещество, прозрачное в видимой области спектра и поглощающее в ультрафиолетовой области. В соответствии с этим примем, что резонансная частота я = 8-10 с" , а частота задающего излучения со = 2-10 с . Пусть на атомную систему действует интенсивное излучение с l-Ej — = 1,4-10 В/м или (S) 2,7-10 Вт/м2. Если обозначить через L мощность, излученную в полный телесный угол, то поперечное сечение будет равно L)/(S). Зависимость средней мощности (L) от величины р отдельного дипольного момента определяется соотношением [c.118]

Величину аь называют также радиолокационным сечением рассеяния. Физический смысл аы можно выяснить аналогично тому, как это сделано для Od. Предположим, что в пределах полного телесного угла 4п плотность потока мощности постоянна й равна значению плотности для направления б. Тогда поперечное сечение площадки, от которой рассеивается такая мощность, равно значению аа для направления б умноженному на 4я. [c.19]

Выражение (166) можно распространить на случай упругого рассеяния света классической молекулой вещества, воспользовавшись им как определением полного поперечного сечения такой молекулы для этого процесса. С другой стороны, энергия, рассеянная в единицу времени, равна мощности, излучаемой электроном, находящимся под внешним воздействием, а падающий на электрон поток энергии представляет собой поток энергии электромагнитного излучения 5 г. По аналогии с равенством (166) напишем следующее определение [c.341]

Отношение сечения рассеяния к полному поперечному сечению называется альбедо [c.58]

Отсюда следует, что для собирания всего излучения, рассеянного вперед, на большом экране, а следовательно, и для вычисления полного поперечного сечения нужно найти величину [c.72]

Выделение этих двух частей (полного рассеяния. — Ред.) на основании принципа Гюйгенса обсуждалось в разд. 8.1. В разд. 12.32 оно получено из решений Ми для шаров. Основные пункты этого выделения можно сформулировать следующим образом. Диаграмма, соответствующая геометрической оптике, довольно широка и имеет не слишком большую интенсивность она образуется в результате отражения и преломления лучей, падающих на шар. Дифракционная картина ограничена малыми углами, рассеянный свет имеет большую интенсивность и сконцентрирован около направления вперед дифракция возникает из-за неполноты волнового фронта, проходящего через шар. Полная энергия излучения в обеих картинах (для шаров без поглощения) равна энергии, приходящейся на геометрическое поперечное сечение па . [c.233]

При низких температурах Т 0д) полная энергия фононов пропорциональна Т поэтому число фононов (равное частному от деления полной энергии всех фононов на среднюю энергию фонона, равную по порядку величины кТ) пропорционально Следовательно, для процесса теплопроводности 1/Г , а для процесса электропроводности на основании приведенного выше соотношения Ае-ф а 1/Т . Наиболее простым является рассеяние электронов на примесных атомах. В этом случае эффективное сечение рассеяния равняется поперечному сечению атома, которое несуш,ественно меняется с температурой и может считаться постоянной величиной, поэтому 1/Пд, где — число примесных атомов в единице объема. [c.114]

Если выразить 1о через угол рассеяния с помощью формулы с1о== — р(-9) й, то йо можно истолковать как число частиц (при 2=1), траектории которых отклонены на углы от б до б + йб. В этом случае говорят об эффективном ди( еренциальном сечении. Нетрудно проверить, что полное поперечное сечение — число всех частиц, траектории которых отклонены на угол от д до О, — равно бесконечности (при дальнодействии и неограниченном потоке). [c.159]

Как видно из формулы (86), полное сечение рассеяния распадается на сумму трех сечений, соответствующих быстрой продольной волны и сдвиговой волне. Кроме полного сечения рассеяния, представляет интерес вычисление затухания (удельной диссипативной функции 0 ), обусловленного трансформацией обычной продольной или поперечной волны в медленную волну Био [c.30]

Приведем нек-рые формулы для моделирования истории нейтропа. Обозначим через 2 , 2 и 2 мак11оскопич. поперечные сечения рассеяния, захвата и де.и ния и пусть 2 = 2 - - 2 -4- 2 полное макроскопич. сечение. Все сечения зависят, вообще говоря, от коо )динаты г и эиергии нейтрона Е [c.329]

Заключение, к которому пришли Пайне и Бом, по существу восстанавливает статус-кво, и поэтому поведение электронов можно с полным основанием рассматривать па основе одноэлектронной модели, предполагая, что взаимодействие электрон—электрон распространяется только на близкое расстояние. Это позволяет определить поперечное сечение соударений (Абрагамс [163]) (напомним, что если пользоваться неэкранированным куло-новским потенциалом, то такое определение невозможно произвести аналитическими методами). Оказывается, что это сечение имеет порядок тсГс, т. е. соответствует сечению рассеяния на отдельном ионе. Однако следует иметь в виду, что, в то время как соударение электрона с ионом может сопровождаться только очень малым обменом энергии, в случае соударения двух одинаковых частиц этого утверждать нельзя. Принцип Паули ограничивает соударения электрон—электрон по существу теми электронами, тепловая энер- [c.216]

Прандтль предлагает следующий способ определения / и ш. Под путем перемешивания Прандтль понимает то расстояние, которое должен тройти некоторый объем вещества, обладающий относительно него скоростью w, до практически полного рассеяния его избыточной кинетической энергии. Тогда сопротивление движению такого объема диаметром d можно принять пропорциональным поперечному сечению объема и динами- [c.227]

Понятие а. для упругого взаимодействия тяжелых частиц может сохранить объективный смысл при нек-рых условиях. Так, папр., в классич. кинетич. теории газов, исследуя явления переноса, вводят понятие о столкновении молекул, заменяя реальное взаимодействие столкновением идеально твердых упругих шариков такого поперечного сечения, чтобы вычисленные теоретически коэфф. переноса совпадали с измеренными на опыте. Определенные таким образом С. а. и соответствующие им 0 и X называют газокинетическими. Однако между подобного рода С. а., отражающими определ. макроскопич. свойства газа, и С. а., измеренными нри исследовании однократных процессов, напр, по ослаблению пучка, нет однозначной связи. Дело в том, что в процессах переноса участвует не полное 0, а т. п. 0 для передачи импульса или тормозящее 0, определяемое таким образом, чтобы средняя доля кинетич. энергии, передаваемая прп каждом С. а., вычисленная по угловому распределению рассеянных частиц, составляла 2т,т / (ту -f -f // г) , где Шу и т.2 — массы сталкивающихся частиц. Т. о., для каждого упругого С. а. movkho определить тормозящее 0, если из эксперимента известно угловое распределение рассеянных частиц. В отличие от полного 0, к-рое практически имеет конкретный смысл лишь для легких частиц, тормозящее 0 имеет коне Ч-ную величину для всех процессов (за исключением кулоповского рассеяния). [c.88]

Из этих рассуждений следует и еще одно проявление неустойчивости — невозможно воспроизвести движение неустойчивой динамической системы, задавая начальные условия со сколь угодно высокой, но конечной точностью. Наиболее четко эту мысль выразили Н. С. Крылов, а затем Макс Борн. В частности, данное Борном определение детерминированности заключается в следующем. Каждое состояние измеряется хотя и с малой, но всегда с конечной неточностью е, поэтому оно определяется не числом, а некоторым вероятностным распределением, и задача состоит в предсказании распределения в момент времени Ь на основе известного начального распределения. Если данное решение устойчиво и начальные возмущения не нарастают, то более позднее состояние предсказуемо и теория может называться детерминистической. Борн подчеркивает, что данное определение детерминированности отличается от традиционного изменением последовательности предельных переходов при е О и оо. Обычно сначала область начального рассеяния стягивается в точку, а затем смотрится поведение при i оо (и, конечно, получается полная предсказуемость ). Этот путь, однако, является нефизичным, и его следует заменить другим сначала при заданном е определить поведение траекторий и область конечного рассеяния (т. е. поперечное сечение трубки траекторий) при любом I и определить, как ведет себя конечное рассеяние при I оо, а затем уже устремить начальное рассеяние к точке. Если конечное рассеяние траекторий при 00 нарастает, то поведение системы непредсказуемо. [c.458]

Результаты вычислёний находятся в удовлетворительном согласии с цифрами, приведенными Хелворсом для нитробензола [42]. По его оценке коэффициент нарастания равен 0,3 см- при уровне мощности накачки 100 Merl M , что соответствует плотности потока фотонов 3 10 см сек К Согласно измерениям, полное поперечное сечение комбинационного рассеяния, полученное интегрированием по углу Q = 4п, равно 6-10 3°сж2. Частота колебательного перехода равна 1345 см полуширина линии составляет 4 см В ре- [c.235]

Интенсивность стоксовой компоненты может вырасти до такой величины, что она сможет сама служить накачкой для второй стоксовой линии и т. д. Генерацию на этих новых частотах можно подавить с помощью селек тивных просветляющих покрытий на окошках или специальных поглотителей в кювете для комбинационного рассеяния. Без таких предосторожностей при возрастании мощности лазерной накачки мощность выходного излучения будет распределяться по все возрастающему числу стоксовых компонент сравнимой интенсивности. Наблюдались случаи, когда более 60% выходной мощности излучалось на стоксовых частотах. Вероятно, коэффициент преобразования мог бы быть и вышеесли бы этому не препятствовало то обстоятельство, что луч лазера обычно далек от однородной плоской волны. Части луча, где интенсивность невысока, преобразуются только частично или вообще не преобразуются. С точки зрения эффективности преобразования рубиновый лазер, дающий излучение в виде немногих очень ярких нитей, был бы лучше лазера, дающего луч с равномерным распределением интенсивности по поперечному сечению, при условии, что полные потоки мощности в обоих случаях одинаковы. Изменение интенсивности лазера во времени также играет важную роль. [c.238]

Часто в выражениях (5.14) и (5.15) используется телесный угол Q. Чтобы совершить соответствующий переход, следует воспользоваться связью 0IQ . Приведем для справок значения полных сечений рассеяния для жесткой и мягкой сфер в случае низких и высоких частот. Согласво расчетам, 1фи Ка 1 для жесткой сферы, а для мягкой сферы При Ма 1 имеет место геометрическое рассеяние и сечение рассеяния в обоих случаях равно удво-еннои поперечному сечению сферы [c.81]

При увеличении волнового размера ka диаграмма направленности вытягивается вперед в направлении ф = О и появляется длинный и узкий лепесток, который называется тенеобразующим (см. 24, рис. 56). Фаза рассеянной волны в направлениях, близких к лучу Ф = О, оказывается противоположной фазе падающей волны. Поэтому амплитуда полного поля за цилиндром резко уменьшается и возникает зона тени. Ширину тенеобразующего лепестка можно получить из следующих простых соображений. При больших волновых размерах цилиндра можно воспользоваться приближением Кирхгофа ( 8). Будем считать, что распределение звукового поля за цилиндром в плоскости АА (см. 24, рис. 58) представляет собой ступенчатую функцию 1, причем вне зоны геометрической тени звуковое давление равно давлению в падающей звуковой волне. Это распределение можно представить как результат суперпозиции падающей плоской волны 2 и отрицательного поля на участке ВВ. Излучение поршня ВВ и дает тенеобразующий лепесток. Полуширина этого лепестка фо (т. е. угловое расстояние от максимума до первого нуля) будет определяться выражением sin фо = X/d (d = 2а). Заметим, что это положение имеет место для цилиндрического тела с поперечным сечением любой формы, если размеры сечения велики по сравнению с длиной звуковой волны. [c.129]

Из рис. 53 следует, что в случае диффузного рассеяния освещающего пучка дифракционная эффективность с ростом количества мод падает значительно быстрее, чем при непосредственном освещении объекта. Этот результат нетрудно объяснить. Действительно, обеспечивая равномерную освещенность в восстановленном изображении, диффузное рассеяние пучка приводит практически к полному перемешиванию поперечных мод. При этом обеспечивается определенная степень пространственной когерентности по всему сечению пучка, но видность картины оказывается невысокой. В отсутствие же рассеивателя степень пространственной когерентности в пределах каждой поперечной моды остается близкой к единице, хотя между собой зти моды некоррелированы. [c.102]

Упругое рассеяние характеризуется не только величиной полного упругого сечения сгеь но и дифференциальными сечениями, описывающими распределение частиц по углам ( а/ О) или по величине поперечного импульса Рт /(1рт), а также но используемому при теоретическом анализе параметру I /сИ). (Параметр I = — 2) — (Й где Ех — Е2) и р1 — Р2) — соответственно переданные при рассеянии энергия и импульс.) [c.90]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...