Рассеяние низкоэнергетическое

Для нейтронов низкой энергии, т. е. - 1 или ниже, возбуждение ядра как целого, конечно, невозможно при рассеивающем столкновении. Однако ядро (или атом), связанное в молекуле, находится в системе, которая имеет дискретные квантовые энергетические состояния, обусловленные колебаниями атомов в молекуле и вращением молекулы как целого. При столкновении нейтрона. даже низкой энергии, с ядром, связанным в молекуле, или с молекулой как целым могут произойти изменения колебательных или вращательных (или обоих) квантовых состояний из-за потери или приобретения энергии. Такое столкновение можно было бы, таким образом, описать как неупругое рассеяние. При упругом рассеянии низкоэнергетического нейтрона колебательные и вращательные энергетические уровни молекулы не меняются, но молекула как целое испытывает отдачу, так что выполняется закон сохранения энергии и импульса. Однако, в связи с тем что молекула имеет кинетическую (тепловую) энергию, для нейтрона существует возможность приобрести энергию при упругом рассеянии. [c.251]

С хорошей степенью точности упругое рассеяние низкоэнергетического нейтрона связанным ядром в определенном спиновом состоянии можно описать действительной амплитудой рассеяния а, которая имеет размерность длины [c.254]

Казалось бы, зная только полное сечение а, нельзя получить сведения о триплетном сечении и синглетном в отдельности. Однако на самом деле разделение триплетного и синглетного рассеяния оказывается возможным благодаря тому, что зависимость сечения от энергии может быть предсказана теоретически. Именно, в теории доказывается, что если при параллельных спинах протона и нейтрона существует только одно связанное состояние (дейтрон), то зависимость триплетного сечения от энергии в первом приближении выражается в низкоэнергетической области формулой [c.178]

Силы могут зависеть от спинов по-разному. Во-первых, возможны силы, зависящие только от ориентации спинов относительно друг друга. С такими силами мы уже сталкивались при изучении низкоэнергетического рассеяния нейтрон — протон. Эти силы — центральные, т. е. направлены вдоль прямой, соединяющей Центры частиц. За счет таких сил поляризация возникнуть не может. Другими свойствами обладают тензорные силы, зависящие от ориентации спинов относительно прямой, соединяющей частицы (рис. 5.8). Эти силы уже нецентральны и поэтому могут создавать поляризацию. Кроме тензорных нецентральным характером обладают еще спин-орбитальные силы, интенсивность и направление которых зависят от ориентации спинов относительно орбитального момента относительного движения частиц. Со спин-орбитальными силами мы уже встречались в гл. П1, 4 при анализе оболочечной модели ядра. [c.187]

Ядерные силы существенно зависят от спинов. Зависимость ядерных сил от спинов проявляется уже в низкоэнергетическом рассеянии нейтрон — протон (см. 3). [c.199]

При выводе формулы (9.28) мы учитывали лишь скорость направленного движения электронов (дрейфовую скорость). Это естественно, так как хаотическое тепловое движение носителей-заряда не мол<ет привести к их направленному перемещению в магнитном поле. Кроме того, мы молчаливо допускали, что все носители в проводнике обладают одной и той же дрейфовой скоростью. Такое допущение может быть оправдано для металлов и вырожденных полупроводников, в которых ток переносится электронами, практически обладающими одной и той же энергией (фермиев-ской), и совершенно не применимо к невырожденным полупроводникам, в которых носители, имеющие различную энергию, могут обладать и различной скоростью дрейфа из-за зависимости их подвижности от скорости теплового движения (точнее, от времени свободного пробега). Например, при рассеянии на заряженных примесях дрейфовая скорость высокоэнергетических носителей (носителей, обладающих высокими скоростями теплового движения) будет больше, чем низкоэнергетических при рассеянии же на тепловых колебаниях решетки, наоборот, дрейфовая скорость высокоэнергетических электронов будет ниже, чем низкоэнергетических. Более строгая теория, учитывающая это обстоятельство, приводит к следующему выражению для постоянной Холла [c.267]

Учитывая полученные к настоящему времени результаты, нельзя не признать, что метод функционала плотности (вместе с ирименяемыми на практике приближениями) пригоден для описания основных состояний систем с взаимодействием. Следовательно, он представляет собой полезный инструмент для дальнейших исследований в физике твердого т ла. Его совместное использование с методами дифракции низкоэнергетических электронов и рассеяния атомов на поверхности позволяет исследовать самые разнообразные расположения атомов на поверхностях и лежащие в их основе физические причины. Привлекая еще и методы рассеяния и поглощения рентгеновского излучения, можно определять структуры и параметры связи новых сложных материалов. Расчеты структур твердых тел, подвергаемых воздействию различных внешних факторов (таких, как давление), могут помочь расшифровке структурных фазовых переходов. Точные расчеты эффективного взаимодействия атомов в твер- [c.202]

Основная цель настоящей работы — разработка ЭКС-метода применительно к задаче пион-ядерного взаимодействия и демонстрация его эффективности на простейшем примере низкоэнергетического тгб/-рассеяния без учета канала поглощения пиона. Уверенность в возможности последовательного учета этого канала, о чем будет идти речь в последующих публикациях, основана на уже имеющемся опыте применения метода к задачам квантовой теории поля, для решения которых он и был первоначально предложен. [c.288]

Приступим непосредственно к изучению низкоэнергетического тгб/-рассеяния. В этом случае можно считать [3-5], что взаимодействие пиона (частица 3) с нуклонами ядра (частицы 1 и 2) является 5-волновым. Выражение для парциальной фазы тт(1-рассеяния (8) имеет вид [c.291]

Введение. В последнее время в связи с расширением фронта работ на мезонных фабриках и по другим причинам вновь сильно возрос интерес к низкоэнергетической динамике квантовых систем, состоящих из небольшого числа частиц. Наибольшее внимание в этом плане привлекают к себе такие проблемы, как рассеяние пионов или нуклонов на легких ядрах, внутренняя структура последних к др. [c.310]

Ниже мы увидим (гл. 12, 2), что при рассеянии двух частиц, взаимодействие которых описывается достаточно хорошим сферически симметричным потенциалом, точка а Е) продолжает смещаться вправо, когда Е проходит через нуль, если а Е) является собственным значением оператора К/, соответствующим угловому моменту, отличному от нуля. Но если собственное значение соответствует нулевому угловому моменту, то точка а (Е) переходит в комплексную плоскость под прямым углом к действительной оси. Следовательно, можно ожидать, что если имеется почти связанное состояние с угловым моментом, равным единице или более, то будет наблюдаться низкоэнергетический резонанс если же имеется почти связанное s-состояние, то никакого низкоэнергетического резонанса наблюдаться не будет. [c.227]

ЧТО такое поведение является необходимым условием конечности сечения рассеяния в низкоэнергетическом пределе. Более того, из (11.30) следует, что при увеличении I парциальные амплитуды ai как функции k вблизи нулевого значения энергии растут все медленнее. Другими словами, при данной малой величине энергии от нуля отличаются заметно лишь несколько амплитуд, причем их число тем меньше, чем ниже энергия. В пределе нулевой энергии все амплитуды, кроме соответствуюш,ей s-волне, обращаются в нуль. Благодаря этому обстоятельству парциальный анализ приносит особенно большую пользу именно при изучении низкоэнергетического рассеяния. Очевидно, что если в сумму (11.10) дают вклад много различных членов, то это разложение становится неэффективным. Вместе с тем следует учитывать, что всегда имеется такая энергетическая область, в которой уже несколько членов рядов (11.10а) и (11.16) дают достаточно хорошее приближение. При возрастании энергии число этих членов увеличивается. Таким образом, парциальный анализ является важным дополнением к борновскому приближению, которое хорошо работает, наоборот, в области высоких энергий. [c.287]

Приближение эффективного радиуса. Отметим, что большую пользу приносит анализ низкоэнергетического рассеяния s-волны, основанный на следующем приеме. Умножим радиальное уравнение Шредингера для функции k, г) на г 5 (О, г) и вычтем из него уравнение для функции il (О, г), умноженное на я]) к, г) (для простоты индекс I у волновой функции мы здесь опускаем в рассматриваемом случае / = 0) получаем [c.288]

При очень низких энергиях нейтронов длина волны нейтрона становится сравнимой с межъядерными расстояниями. В этом случае может возникать интерференция между нейтронными волнами, рассеянными различными ядрами. Такое когерентное рассеяние определяется как свойствами ядер, так и их положением в пространстве, т. е. в кристаллической решетке. Рассеяние, таким образом, зависит от ориентации оси кристалла по отношению к направлению движения нейтронов. Это явление следует учитывать при изучении физики низкоэнергетических нейтронов, но оно обычно не играет роли в реакторах. Это явление обсуждается в гл. 7 в связи с термализацией нейтронов. [c.30]

Применение приближения плоского источника особенно затруднительно для больших топливных блоков и для резонансов с большим рассеянием, как в случае некоторых наиболее сильных низкоэнергетических резонансов вольфрама, для которых Г /Г 10 [101], а также в случае основных резонансов марганца и кобальта [102], которые часто используются в качестве детекторов нейтронного потока. [c.357]

Неопределенность расчетной величины электропроводности <т обусловлена неопределенностью величин электронного сродства гидроксильной группы он и диффузионного сечения рассеяния низкоэнергетических электронов нейтральными компонентами плазмы Q ea Qden- На основании экспериментов наиболее обоснованной величиной следует считать Eq-ц = = 2,1 эв. Как известно, расхождения в экспериментальных данных по в значительной степени обусловливаются методикой постановки эксперимента. Существующая неопределенность экспериментального установления величины оценивается в 20—30%. В настоящей работе величины приняты по данным [98] в виде соответствующих аппроксимаций для всех компонент, кроме N0. Для этой компоненты использованы данные [108]. [c.113]

Мы видим, что из низкоэнергетического рассеяния нейтрон — протон удается извлечь до крайности бедную информацию о виде ядерных сил, сводящуюся к четырем цифрам ( а, Es, о/- одна из которых представляет собой энергию связанного состояния, т. е. не является новой. Такая скудность информации обусловлена совместным действием двух причин коротким радиусом действия сил (сравнительно с длиной дебройлевских волн) и высокой прочностью (или, выражаясь макроскопическим языком, высокой твердостью ) нуклона, для заметной деформации которого требуются энергии свыше 100 МэВ. [c.180]

Вариантом счетной схемы регистрации является счетно-спектрометрическая схема (см. рис. 79, б). На выходе формирователя возникают сигналы, величина которых пропорциональна амплитуде импульсов с детектора. На выход дискриминатора проходят сигналы, превышающие определенный порог. Дальнейшая регистрация происходит так же, как и в счетной схеме. Введение дискриминации сигналов позволяет регистрировать пересчетным устройством не весь спектр входных сигналов, а лишь отдельные участки, например только фотопик. Это позволяет устранить вклад рассеянного излучения, низкоэнергетические шумы ФЭУ и регистрировать только излучение, прошедшее через контролируемый объект без взаимодействия (геометрия узкого пучка). [c.134]

В работе [117] методами неупругого рассеяния нейтронов при углах рассеяния 30, 45, 60, 75, 90° и низкочастотного комбинационного рассеяния света (КРС) исследовали локализованные низкоэнергетические колебательные возбуждения, так называемые фрактоны, в пленочных полимерных образцах толщиной 30—50 мкм из полиметилметакрилата (ПММА). В подобных системах фрактальность структуры проявляется в ограниченном диапазоне масштабов L < в котором плотность состояний фрактонов описывается спектральной, или фрактонной размерностью d [c.70]

Колебательные спектры таких неупорядоченных систем как стекла и аморфные тела суш ественно отличаются от спектров обычных кристаллов. Плотность колебательных состояний кристаллов в низкоэнергетической области хоропю описывается де-баевским законом (3.20). В отличие от кристаллов в спектрах стекол и аморфных веш еств при энергиях меньгпе 1 К наблюдается постоянная плотность колебательных состояний, а в области энергий 2-10 мэВ (> 15 К) имеется избыточная (по сравнению с дебаевской) плотность колебательных состояний. Эта избыточная плотность состояний наблюдается во всех стеклах и проявляется в низкоэнергетических спектрах неупругого рассеяния нейтронов, низкочастотных спектрах комбинационного рассеяния света (КРС), в спектрах инфракрасного поглош ения, в низкотемпературной теплоемкости и теплопроводности. Согласно модельным представлениям [12-16] колебательные возбуждения, ответственные за избыточную плотность состояний в неупорядоченных телах, локализованы в области, содержаш ей от нескольких десятков до сотни атомов и имеюш ей размер от одного до нескольких нанометров. Таким образом, низкоэнер- [c.183]

Эволюционный по константе связи метод (ЭКС) применяется для изучения низкоэнергетического рассеяния пионов па ядрах. Рассматривается вариант ЭКС-метода с двумя разными константами связи. Получена итерационная схема для вычисления амплитуды рассеяния, в которой выполняется условие унитарности в каждом последовательном приближении. На примере низкоэнергетического тгс/-рассеяния показана быстрая сходимость данного ряда для вычисления пион-дейтронной длины рассеяния к точным расчетам на основе уравнений Фаддеева. Вычисляются фазы тгс/-рассеяния в статическом пределе теории. Анализируется их чувствительность к параметрам тгЛ -взаимодействия. [c.287]

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]

Следует подчеркнуть, что полученные ограничения на длину рассеяния не зависят от каких-либо предположений о локальной природе взаимодействия, так как их вывод основан только на свойстве спектральности. Обобщение на случай ненулевых энергий и на многоканальные процессы можно найти в литературе (см., в частности, работы [367, 368]). Применения изложенных соображений в ядерной физике и в задаче низкоэнергетического рассеяния электронов на атомах рассматриваются во многих работах (см. комментарии к настоящей главе). [c.304]

То обстоятельство, что появление нового связанного состояния приводит к бесконечному значению длины рассеяния, Ши и Шварц [754] использовали для численных расчетов таких параметров интенсивностей потенциала, при которых возникают новые связанные состояния с различными угловыми моментами. Они рассматривали потенциалы Юкавы и потенциалы Вуда — Саксона. Исследованиям низкоэнергетического поведения амплитуды рассеяния в случае дальнодействующего потенциала, когда теория эффективного радиуса непригодна, посвящены работы [794, 795, 531]. [c.305]

Рис. 9.10. Два возможных механизма низкоэнергетического взаимодействия ядер. 1 — с образованием промежуточного компаунд-ядра (верхняя ветвь) 2 — с рассеянием по каналу глубоконеупругого взаимодействия (нижняя ветвь).

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...