Передаваемый импульс

Величина передаваемого импульса рз должна удовлетворять соотношению [c.466]

Импульсные линии должны обеспечить свободное и быстрое прохождение импульсов и иметь сопротивление в допустимых пределах. При монтаже необходимо обеспечить хорошую плотность соединений трубных линий для предупреждения искажения передаваемого импульса, а также для защиты приборов от возможных повреждений и воздействия температуры. [c.164]

В предельном случае передаваемый импульс на абсолютно гладкой стенке равен нулю, на абсолютно шероховатой стенке-2тш (/=,2), на относи- [c.297]

Долю передаваемых импульса и энергии удобно характеризовать коэффициентами аккомодации, представленными в форме [c.87]

Ра] ОРЫ Интеграл по передаваемому импульсу [c.133]

В заключение вывода интеграла столкновений, соответствующего случаю высоких температур, сделаем одно замечание. Для состояний газа, в которых ст р) — О, интеграл столкновений несколько упрощается, поскольку в нем можно опустить слагаемое, соответствующее перебросу спина. Получаемое при этом выражение по форме имеет вид интеграла столкновений Больцмана, а по сути дела является квантовым аналогом интеграла столкновений Ландау (49.10). Следует заметить, что использование интеграла столкновений (53.11), например, в случае экранированного кулоновского взаимодействия не приводит к возникновению расходимости при больших передаваемых импульсах. При этом, посколь- [c.222]

Квантовые эффекты, проявляясь при малых прицельных параметрах, ликвидируют расходимость интеграла столкновений, получаемого в рамках теории возмущений, связанную с большими передаваемыми импульсами. С этой точки зрения целесообразно получить интеграл столкновений, в котором, в отличие от (55.13) — [c.260]

В часах с большим количеством колебаний баланса возникает потребность в значительной движущей силе, так как энергия, теряющаяся при каждом колебании баланса, довольно значительна. Количество передаваемых импульсов в данный отрезок времени значительно возрастает. В таких часах требуется более [c.66]

Если допускается нарушение у.м.н., то ограничения, выражаемые соотношениями (5), снимаются, и зависимость Р от р и может быть как угодно резкой. Это относится к области сверхвысоких сжатий, при которых средняя длина волны частицы (или обратный передаваемый импульс) становятся по крайней мере порядка элементарной длины. [c.27]

Рассмотрим в качестве простейших примеров диаграммы рассеяния (рис. 2) и собственно энергетической части (рис. 7). В первом случае [и = 0), обозначая через к передаваемый импульс, имеем [c.137]

С ростом передаваемых импульсов сечепие упругого рассеяния, а также образования резонансов быстро уменьшается. Этого следовало ожидать, поскольку при больших переданных импульсах рассеиваемый электрон взаимодействует только с малой частью протона, тогда как при ма- [c.134]

Оценка передаваемого импульса. Действуюш,ую на частицу классическую силу [c.618]

Схемы измерений и условия рассеяния. Чтобы вычислить передаваемый импульс, запишем вектор состояния Ф), найденный в предыдущем разделе, в импульсном представлении. Для этого используем полный набор собственных состояний р ) импульса и получим [c.620]

В первом случае, который обычно называют режимом Капицы-Дирака, можно считать, что распределение атомов, а с ним и /, являются, по-суш,еству, постоянными. Тогда получаюш,иеся интегралы для Сп и Зп, как показано в приложении П, являются функциями Бесселя. Кроме того, периодичность стоячей волны приводит к дискретным значениям передаваемого импульса. [c.622]

Есть простое объяснение такой возможности точного считывания статистики фотонов с помощью статистики импульсов. Так как мы производим совместное измерение, то из нашего ансамбля отбираются вполне определённые атомы. Выбранное нами сжатое состояние имеет фазовое распределение, локализованное около 0. Точно так же, фазовое состояние соответствует фазе ср = 0. Поэтому совместное измерение отбирает атомы, которые не меняют фазу поля. Это как раз те атомы, которые пересекают резонатор в узлах стоячей волны, где электрическое поле отсутствует. Но в узлах градиент поля не равен нулю. Следовательно, атомы приобретают импульс. Величина градиента и, следовательно, передаваемый импульс зависят от числа фотонов. Поскольку числа фотонов дискретны, то дискретен и передаваемый импульс. Более того, вероятность отклонения на данный угол определяется вероятностью обнаружить соответствующий градиент электрического поля, то есть, вероятностью обнаружить соответствующее число фотонов. Следовательно, есть взаимно однозначное соответствие между распределениями по импульсам и по числу фотонов. [c.630]

Функции такого рода тесно связаны с явлением некогерентного рассеяния, которое отображает движение индивидуальных атомов. Для аргона сечения когерентного и некогерентного рассеяния обычно имеют один порядок величины, однако при очень малом передаваемом импульсе когерентный вклад для случая жидкой мишени пренебрежимо мал, так что рассеяние является практически совершенно некогерентным. Рассмотрим этот предельный случай. [c.222]

Экспериментальные точки отклоняются от прямых линий (ср. фиг. 12). к — длина волны в среде д — передаваемый импульс при рассеянии. [c.257]

Все обсуждаемые в предыдущих параграфах результаты относились к макроскопическим параметрам системы. В применении к экспериментам по рассеянию излучения это означает, что такие параметры определены в пределе пулевых значений передаваемого импульса () . например, интенсивность рассеянного излучения 8 Q) равна изотермической сжимаемости в пределе 0. Далее, если для [c.268]

Дальнейшие исследования эффектов, связанных с радиусом действия, можно осуществить путем экспериментального определения закона рассеяния (Q, со) при отличных от нуля передаваемых импульсе и энергии. Если в критической точке пики структурного фактора и соответствующие коллективным модам пики спектрального распределения остаются резко выраженными, то корреляции в критической точке должны быть исключительно дальнодействующими. Если же наблюдается искажение формы этих пиков, то можно предполагать также возникновение в критической точке близкодействующих корреляций. [c.271]

Экспериментальные данные. Поведение электрического и магнитного формфакторов протона известно в широкой области передаваемых импульсов (рис. 3). В пределах ошибок во всей исследованной области экспериментальные данные совместимы с соотношением [c.465]

Как и квантовая электродинамика (КЭД), теория взаимодействия цветных кварков и глюонов — квантовая хромодйнамика (КХД) — оказывается перенормируемой, что считается несомненным теоретическим достоинством. В отличие от фотона, который электронейт-рален, глюоны обладают цветовыми зарядами и взаимодействуют друг с другом даже в отсутствие кварков. Это обстоятельство приводит к специфическому повелению перенормированной константы сильного взаимодействия as(r) в зависимости от расстояния между взаимодействующими кварками. По существу величину as (г) уже нельзя называть константой. Для нее придумано специальное название — бегущая константа сильного взаимодействия. В то время как в КЭД аналогичная величина а(г) логарифмически растет при г—>-0, в КХД из-за указанного эффекта взаимодействия глюонов между собой при г— 0 бегущая константа сильного взаимодействия ведет себя как as(r) [In (го/г]]- — 0 () о — размер адрона). Этот эффект получил наименование асимптотической свободы сильных взаимодействий. Его существование позволяет проводить расчеты процессов сильного взаимодействия на малых расстояниях (при больших передаваемых импульсах) по теория возмущений. Более того, экстраполяция поведения Os (г) на большие расстояния г между взаимодействующими цветными кварками указывает на возможность запирания кварков в адроне. [c.973]

Взаимодействие с проникающим излучением. Дина-мич. взаимодействие кристалла с фотонами раиной энергии (в т. ч. рентгеновскими и у-квантами), нейтронами или ускоренными заряж. частицами имеет разное проявление в зависимости от энергии и импульса, передаваемых кристаллу проиикаюп ей частицей. Если эта энергия сравнима с а передаваемый импульс [c.620]

Здесь п (й) = [ехр(йц>/АГ) т. н. структурная амплитуда G q,Q)— [рех(9)/> М]ехр —И ) определяет зависимость интенсивности рассеяния от величины передаваемого импульса О и его ориентации относительно вектора поляризации исследуемого фонона М — массы атомов, 0) — тепловой Дебая — Уоллера фактор). Спектральная интенсивность когерентного Н. р. н. определяется вторым сомножителем в (б), где д) — затухание (величина, обратная времени жизни) фонона. Для слабозатухающвх фононов [Г ( ) <К а) , (17)] интенсивность рассеяния имеет два острых максимума при 0) = (01(4 ) с полушириной пиков 2Г (9). Температурная зависимость Н. р. н. с возбуждением фонона в кристалле [со ш- (д) > 0] или поглощением его [ш = = — х (д) < 0] определяется множителями 1 п(1) (9) [c.344]

Упругое рассеяние адронов при высоких энергиях составляет ок. 20% событий и тесно связано с неупру-гвми процессами. Оно имеет в осн. дифракционный, или теневой, характер выбывание частиц из падающего на мишень пучка, происходящее за счёт неупругих процессов, ведёт к упругому рассеянию, что аналогично дифракции света при наличии поглощающего объекта. Такому механиэму соответствует малость дей-ствит. части амплитуды упругого рассеяния в области дифракц. пика (при малых передаваемых импульсах) по сравнению с её мнимой частью (см. Дифракционное рассеяние). Кроме того, заметную долю событий составляют своеобразные процессы дифракционной диссоциации, при к-рых дифракционно рассеивающийся адрон переходит в возбуждённое состояние, распадающееся затем на вторичные частицы. [c.498]

Применение общих принципов теории. С. в., как я др. типы взаимодействий элементарных частиц, должны описываться квантовой теорией поля (КТП). Осп. препятствием для построения квантовоиолевых моделей в течение мн. лет была большая величина эфф. константы связи адронов, не позволявшая использовать л1вто-ды возмущений теории, по существу — единственного хорошо разработанного аналитич. подхода в КТП. Поэтому большое развитие в теории С. в. получили методы, к-рые используют общие принципы теории для определения свойств матрицы рассеяния. К числу таких общих принципов относятся унитарность, релятивистская инвариантность, перекрёстная симметрия (кроссинг-симметрия), причинность (см. Причинности принцип). В этом подходе осн. роль играет изучение аналитич. свойств матричных элементов, рассматриваемых как ф-цви комплексных переменных, к-рыми служат кинематич. инвариааты, такие, как квадрат энергии и квадрат передаваемого импульса. [c.499]

В основу КХД положен принцип локальной цветовой сим,метрии, к-рый утверждает, что можно независимо изменять цветовые состояния отд. кварков. Это возможно, разумеется, лишь при наличии глюонного поля, способного принять на себя избыточный цвет. Эквивалентность разл. цветовых состояний формулируется математически как инвариантность (точная) относительно преобразований цветовой группы причём параметры групповых преобразований могут зависеть от точек пространства-времени. Такие теория наз. калибровочными. Принцип локальной калибровочной инвариантности позволяет однозначно фиксировать лаграннгиан хромодинамики, к-рый подобен элсктродпнамич. лагранжиану, во учитывает цветовые степени свободы. В результате напряжённости глюонного поля отличаются от напряжённостей элек-трич. и маги, полей электродинамики дополнительными нелинейными по калибровочному полю членами. Наличие нелинейных членов, необходимых для калибровочной инвариантности КХД, приводит к само действию глюонов. Др. словами, глюоны обладают цветовыми зарядами (в отличие от фотонов, не обладающих электрич. зарядами). Это, в свою очередь, приводит к наиб, важному свойству КХД — эффекту а н-тиэкраиировки заряда, к-рый означает, что эффективный - заряд кварков и глюонов велик на больших расстояниях и становится малым при уменьшении расстояний. Вследствие этого свойства С. в, на малых II больших масштабах оказываются совершенно различными. На малых расстояниях или при больших передаваемых импульсах [больше (2—3)ГэВ] эфф, цветовой заряд стремится к нулю. Это свойство получило назв. асимптотической свободы. Кварки и глюоны на малых расстояниях ведут себя как почти свободные частицы, и все процессы с их участием. можно рассчитывать по теории возмущений, непосредственно используя исходный лагранжиан КХД. Массы кварков и, , 5 при этом малы (токовые массы я- 4 МэВ, [c.500]

Он увеличивается с ростом номера зоныТУ. Это естественно, так как с ростом N увеличивается скорость движения границы при одном и том же коэффициенте модуляции т, а это приводит к увеличению энергии, передаваемой импульсу при каждом его отражении от границы (см. (4.13)). [c.152]

Перейдем теперь к упрощению интеграла столкновений Больц-иава, используя факт малости передаваемого импульса (см. также 121). Тогда с точностью до величии, квадратичных по включительно, имеем [c.132]

В заключение этого параграфа получим кнантовый аналог уравнения для парной корреляционной функции (48.3), позволяющего последовательно учитывать эффекты, обусловленные даль-нодействующим характером кулоновского взаимодействия заряженных частиц. При этом ограничимся случаем процессов, для которых (т = 0. Кроме того, полностью пренебрежем тождественностью частиц, что возможно при ограничении случаем не очень низких температур, когда число частиц, находящихся в данном квантовом состоянии, мало. Поскольку тождественность частиц проявляется в обменном взаимодействии частиц, существенном при больших передаваемых импульсах, то в подобном приближении рассеяние частиц с малыми относительными прицельными параметрами будет описываться неполно. Имея все это в виду, можно [c.226]

От одноголовочного агрегата передающее напряжение порядка 10 —10 В подается одновременно на испытательную головку и на вход усилителя. Однако после включения усилитель должен быть в состоянии усиливать очень маленькие напряжения отраженных сигналов (10 —10 В). Наблюдается эффект запирания передаваемого импульса. Вместе с тем, кроме уменьшения усиления, часто происходит отклонение от линейности. Следствием этого при испытании образцов является то, что сигналы, которые получаются в результате отражения вблизи поверхности, проявляются на экране очень слабо или вообще не проявляются. Этот факт сильно затрудняет испытание тонкостенных изделий и определение расположенных вблизи от поверхности неоднородностей. [c.197]

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]

Шкале выделяемых при взаимодействии энергий АЕ или передаваемых импульсов Aq соответствует шкала расстояний, на которых эти процессы происходят. Выделяемой энергии АЕ 10 ГэВ соответствует размер области взаимодействия г 10 см ( ). Столь малые размеры мы не можем себе представить. Приведем такой пример если протоп увеличить до размеров Солпца, то величине г си 10 см будет соответствовать 1 мк. [c.210]

Импульсные трансформаторы применяют для передачи и формирования импульсов длительностью от единиц наносекунд до десятков и сотен микросекунд. Импульсные трансформаторы должны минимально искажать форму передаваемого импульса. Их широко используют для изменения величины амплитуды и полярности передаваемых импульсов, изменения и согласования межкаскадных сопротивлений, укорочения длительности импульсов, а также генерации их в схемах блокинг-генераторов, например в схемах строчной и кадровой развертки телевизоров. Импульсные трансформаторы, использующие свойство прямоугольности петли гистерезиса материала сердечника, широко применяют в схемах цифровой техники. [c.204]

Как известно, интенсивность некогерентного рассеяния пропорциональна функции неког(ч, ) нри ЭТОМ передаваемые импульс и энергия равны fiq и Яю (для жидкости 5неког зависит только от д = I q I). При малых д [c.222]

В случае рассеяния электропов на средних и тяжелых ядрах такое приближение является хорошим, и ф-лой, обратной ф-ле (За), с успехом пользуются для опр( де-ления параметров распределения плотности заряда в ядре. При рассеянии электрона высокой энергии на нуклоне пренебрегать релятивистскими эффектами нельзя, и ф-лы (За), (36) имеют смысл только в сиец. лоренцовых системах координат, нанр. в системе центра масс. Поэтому связь ф-ций р к( ") и Р]( ]ч[( ) с реальными распределениями в нуклоне совершенно не ясна. Если в процессе рассеяния электрона нуклоном квадрат передаваемого импульса мал, то можно ограничиться двумя первыми членами ])аз-ложения ф-ций и по в точке д ==0. [c.464]

Интерпретация экспериментальных данных на основе ф-лы (1) из-за отсутствия нейтронных мишеней возможна только для процесса рассеяния электронов па протонах. Информацию о поведении форм-факторов нейтрона при больших передаваемых импульсах получают гл. обр. из данных по неупругому рассеянию электронов на дейтронах е -Ь с1 —- е + р н. Принципиальная трудность, с к-рой сталкивается теория рассеяния электронов на дейтронах, — отсутствие решения релятивистской проблемы двух нуклонов. При изучении Э. с. нейтрона в области больших передаваемых импульсов неплохое приблишепие можпо получить, пренебрегая интерференцией амплитуд рассеяния электрона на нейтроне и протоне. Это приближение тем лучше, чем больше передаваемый импульс (т. к. амплитуда интерференционного члена уменьшается вследствие уменьшения фурье-образа дейтронной волновой ф-ции). Интегральное эффективное сечение неупругого рассеяния электронов дейтронами приближенно может быть записано в виде [c.464]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...