Сеченне рассеяния парциальное

Мерой взаимодействия нейтронов с ядрами является микроскопическое сечение о. В зависимости от вида взаимодействия вводятся сечения деления Оу радиационного захвата а , неупругого рассеяния потенциального рассеяния <3 , резонансного рассеяния Эти сечения называются парциальными. Сечения процессов, не приводящих к изменению структуры ядра, объединяют в сечение рассеяния а . Оно включает в себя сечения потенциального рассеяния,резонансного рассеяния и не- [c.257]

Благодаря дальнодействующему характеру кулоновских сил взаимодействия в плазме доминируют далекие столкновения с малыми углами рассеяния и передачами импульса. Это проявляется, в частности, в расходимости полного сечения рассеяния в кулоновском поле. Будем считать плазму состоящей из т сортов частиц (электроны и различные ионы) и введем парциальные функции распределения /а(га,Ра,0> Подчиняющиеся системе уравнений Больцмана. Далее в этом параграфе будем полагать вторым аргументом / импульс ра, а не скорость Va [c.515]

Пусть 5 =3 6 Тогда парциальное сечение рассеяния можно записать в виде [c.134]

Как и следовало ожидать, для рассеивателей малых размеров сдвиги фаз обычно весьма малы, причем они тем меньше, чем больше J. Однако есть некоторые значения х, при которых знаменатель в (3.27) обраш,ается в нуль и, следовательно, соответствующий сдвиг фазы проходит через УгЯ. Это приводит к тому, что данная парциальная амплитуда (т. е. соответствующий член ряда в разложении амплитуды) оказывается максимальной по величине, в то время как все остальные малы. Поэтому вблизи частоты, при которой знаменатель в (3.27) обращается в нуль, сечение рассеяния имеет острый максимум. Такое явление называется резонансом. [c.67]

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]

Резонансы. Если интенсивность потенциала такова, что ее почти достаточно для образования нового связанного состояния с угловым моментом /, то в противоположность случаю s-волны парциальное сечение для I >0 при низких энергиях будет достигать своего предела, определяемого условием унитарности. Так как в такой ситуации все другие парциальные сечения малы, то будет наблюдаться очень интересное явление. В узкой энергетической области, включающей значение энергии, при которой фазовый сдвиг проходит через резко возрастая при этом, сечение рассеяния будет большим, причем его угловая зависимость будет в основном [c.293]

Сечения рассеяния. Сечения упругого рассеяния в окрестности резонанса даются формулой, аналогичной, но несколько более сложной, чем (8.1). Для /-Й парциальной волны (см. разд. 1.6.3) она имеет вид [c.312]

Мы ограничимся рассмотрением только этого процесса рассеяния, самого интересного с точки зрения получения сведений о сильном взаимодействии, поскольку электромагнитное взаимодействие между нейтроном и протоном здесь можно не учитывать. На рис. 4.1 приведен график зависимости эффективного сечения рассеяния от энергии начальных нейтронов (в лаб. системе), которая изменялась в пределах от 1 до 10 эВ. До энергий - -10 эВ сечение практически не меняется и равно 20,4 б, поскольку вклад в сечение дает только одна парциальная волна — с / = О ( 1.4.2). При более высоких энергиях число парциальных волн, дающих вклад в сечение, увеличивается и эффективное сечение перестает быть константой. [c.105]

ПАРЦИАЛЬНОЕ СЕЧЕНИЕ, эффективное сечение рассеяния ч-ц с определённым орбит, моментом. См. Рассеяние микрочастиц. [c.522]

Рассеяние здесь будет иметь место лишь в случае, когда Ь < (гд + Гв), т. е. В является для А мишенью с эффективной площадью л (га + гв) для процесса рассеяния. Эта площадь мишени называется полным эффективным сечением взаимодействия. Очевидно, полное эффективное сечение взаимодействия не зависит от того, будет ли выбранная система координат связана с центром А или В, или с их общим центром масс. Парциальные или дифференциальные эффективные сечения, связанные с углом рассеяния или импульсом движения рассеянных частиц, будут, конечно, зависеть от системы координат. Рассмотрим, например, систему координат, в которой центр масс находится [c.134]

При заданном значении квантового орбитального числа / максимум парциального эффективного сечения упругого рассеяния достигается при значениях параметров т], = 1, 6 = л/2 (в этом слу-чае = 0) и дается выражением [c.32]

В случае неупругого рассеяния максимум эффективного сечения достигается при полном поглощении парциальной волны (т], 0) и оказывается равным. [c.32]

Плоскую ЭЛ.-магн, волну, облучающую сферу, можно представить как суперпозицию сферич. волн, выходящих из центра сферы. Каждая из этих элементарных волн поляризует сферу и возбуждает в ней вторичную волну, к-рая излучается сферой. Эти вторичные волны и образуют рассеянный свет. Амплитуда, фаза и поляризация вторичной волны являются сложными ф-циями двух параметров р = fea (а — радиус частицы, к — волновое число) и комплексного показателя преломления п — п — ги ( — вещественный показатель преломления, х — показатель поглощения). Вторичные волны наз. парциальными волнами М и. Полная интенсивность рассеянного света определяется суммой бесконечного числа парциальных волн. При fta < 1 и n ka 1 существен только первый член ряда, т, е, электрич. диполь, и М. т. приводит к ф-ле Рэлея (см. Рассеяние света). Если ка 1, во n ka не мало, то при Inlfea = тп т — целое число) сечение рассеяния резко возрастает до (резо- [c.132]

Мерой взаимодействия с ядрами является микроскопическое сечение а. В зависимости от вида взаимодействия вводятся сечения деления а/, радиационного захвата Ос, неупругого рассеяния atn, потенциального рассеяния Стр, резонансного рассеяния Сг. Эти сечения называются парциальными. Сечения де.пе-ния и радиацнонного захвата объединяют в сечение поглощения Оа. [c.234]

Результаты столкновения частицы с ядром могут быть различными поглощетгае частицы ядром с вылетом из него каких-нибудь ядерных частиц, упругое или неупругое рассеяние частицы и т. п. Иначе говоря, в результате взаимодействия может произойти переход системы двух взаимодействующих частиц в определенное конечное состояние. Каждому из таких конечных состояний соответствуют своя вероятность и свое парциальное значение сечения. Сечение, характеризующее вероятность перехода в одно из всех возможных переходов, равно сумме Е парциальных переходов. [c.248]

Для обычных частиц, например для нейтронов, разложение по парциальным сечениям есть не что иное, как разложение по состояниям с различными значениями орбитального момента /. Поэтому если длина волны нейтрона значительно больше области, в которой действуют ядерные силы (за счет короткодействия ядер-ных сил размеры этой области почти совпадают с размерами ядра), то рассеяние в основном идет в s-состоянии (/ = 0), а вероятность рассеяния в состояниях с большими I резко падает с ростом I. Для фотона, в отличие от других частиц, понятия орбитального момента не существует. Мы не будем объяснять этого тонкого обстоятельства, а лишь укажем, что оно обусловлено совместным действием двух причин равенством нулю массы покоя фотона и ненулевым значением его спина, который равен единице. [c.162]

В областях б) и в) дебройлевская длина волны налетающей частицы уже намного меньше геометрических размеров адрона, к Rq. Резонансы еще существуют и в этой области, хотя и в меньшем количестве. Но на ход полного сечения с энергией резонансы уже практически не влияют, поскольку в рассеянии участвует большое число парциальных волн, так что вклад каждой отдельной волны мал даже в ее резонансе. В результате в области б) полные сечения плавно зависят от энергии. Сама зависимость оказывается очень простой каждое сечение 0/ монотонно выходит на асимптотическую константу (см. рис. 7.37). Именно в этой области адроны ведут себя как черные шары (см. п. 1). В период исследований в асимптотической области, когда ускорителей более высоких энергий еще не было, складывалось впечатление, что асимптотическое постоянство полных сечений является окончательным . Однако в 1971 г. был открыт серпуховский эффект отчетливого роста полного сечения К" р, начиная с энергий 5 ГэВ в СЦИ (С. П. Денисов и др.). Экспериментальные исследования при более высоких энергиях привели к выводу, что серпуховский эффект явился первым указанием на существование качественно новой области энергий адрон- [c.375]

Энергия д, соответствующая максимуму сечения а — Од, сопоставляется с массой ., М — Sgi -. (Обычно в физике элементарных частиц используется система единиц, в к-рой А = с = 1 тогда М — д ) Полная ширина Г резонансной кривой на половине её высоты определяет время жизни Р. т А/Г (в соответствии с неопределённости соотношением между энергией и временем). Для определения спина Р., как нравпло, необходим более тщательный анализ угл. зависимости диф-ференц. сечения упругого рассеяния с целью нахождения той парциальной амплитуды, в к-рой проявляется этот максимум (см. Рассеяние микрочастиц, Поляризационные эффекты в рассеянии частиц). [c.315]

Ср. д-пина пробега нейтрона до соударения с ядром X=(N Jy . Длина пробега до взаимодействия того или иного рода определяется соответственным парциальным сечением. Длина пробега до рассеяния, в частности, j = (iVтранспортной длиной A.,r = s/(l — OS0), где osG p. косинус угла рассеяния в лаб. системе. Если рассеяние изотропно, то — При преимуществ, рассеянии вперёд Величина [c.681]

Ст = 4ял- 21 -f 1) sin 6 к = 1/А. (Г Величина СТ паз. парциальным с о ч е н и е В дифференциальном сечении волны с разными знг чениями I интерферируют друг с другом, так что пр заданном угле рассеяния д угловой момент ие имео определенного значения, в согласии с соотношение неопределенностей. [c.358]

Итак, полное сечение определяется фазами рассеяния асимптотик волновых функций с заданным ор тальным моментом и представляет собой сумму парциальных сечений , соответствующих определенному орбитальному моменту. Максимальное значение sinA есть 1, а поэтому максимальное значение каждого парциального сечения (оно иногда называется унитарным пределом ) есть [c.249]

Предположим, что в сечении иуклон-нуклониого рассеяния при энергии в системе центра масс, равной 500 Мэе, обнаружен пик, размеры и угловая зависимость которого дают насыщение унитарного предела в одной из парциальных волн. Если ширина пика равна примерно 5 Мзв, то правильным ли будет считать, что это резонанс Ответить на тот же вопрос, если ширина равна 200 Мзв. [c.307]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...