Рассеяние при малых энергиях

Помимо столкновений, сопровождающихся ионизацией и возбуждением атомов, помимо тормозного излучения, заряженная частица, проходящая через вещество, испытывает также упругое рассеяние. При малых энергиях пролетающей частицы упругое рассеяние обусловлено кулоновским взаимодействием. Этот вопрос рассматривается в 11 и 26. [c.29]

Дальнейший анализ ( —р)-рассеяния при малых энергиях. [c.502]

Малый радиус действия а < 2 - 10" см и характер притяжения из (п—р)- и (р — р)-рассеяния при малых энергиях]. [c.536]

Дальнейший анализ (л—р]-рассеяния при малых энергиях. Спиновая зависимость и тензорный характер ядерных сил [c.41]

Из квантовой теории рассеяния известно, что при малых энергиях рассеяние частицы на потенциале не зависит от формы этого потенциала, а определяется только одним параметром, зависящим от потенциала, — длиной рассеяния а. Полное эффективное сечение рассеяния при малых энергиях равно 4яо . Поэтому, грубо говоря, а представляет собой эффективный диаметр области действия потенциала. Можно также сказать, что при малых энергиях рассеяние на потен- [c.300]

Реакция (к, 2п) на протоне изучалась достаточно широко (см. 112, пп. 6 и 7). Однако вблизи порога экспериментальные данные практически отсутствуют. В настоящее время вся мировая статистика по угловым распределениям вторичных пионов (исходный материал для фазового анализа) в этой области энергий составляет всего лишь несколько сотен событий. В связи с этим данные о (тс —п)-рассеянии в области малых энергий все еще нельзя считать окончательными. Изучение реакции пр- ккМ в условиях мезонной фабрики позволит увеличить статистику полезных событий примерно на два порядка. Это даст возможность получить надежные данные о параметрах (п —1г)-рассеяния при малых энергиях (о сечении, фазах и длинах рассеяния), позволит правильно выбрать эффективный лагранжиан и проверить существующие (или построить новые) модели сильного взаимодействия. [c.257]

В первом приближении число таких дефектов, вызванных смещениями атомов в кристаллической решетке, пропорционально анергии, переданной веществу нейтронами при их замедлении. Действительно, при малых энергиях атомов отдачи их столкновения с другими атомами являются в основном упругими. Однако с ростом их энергии увеличивается вероятность неупругих столкновений, при которых энергия может передаваться в форме электронного возбуждения или ионизации. Таким образом, часть энергии расходуется не на повреждение кристаллической решетки. Кроме того, отклонение энергетической зависимости радиационной эффективности нейтронов от линейного закона обусловлено колебаниями энергетической зависимости сечений рассеяния, наличием анизотропии рассеяния и неупругого рассеяния нейтронов. Результирующая относительная энергетическая зависимость радиационной эффективности нейтронов 2д( ) в образовании элементарных дефектов для энергий Е> >0,1 Мэе приведена на рис. 9.19, кривая 1 (при нормировке [c.70]

В результате вычислений были получены кривые зависимости экспериментального сечения р — / )-рассеяния от угла рассеяния (при данной энергии падающих протонов) и от энергии (для рассеяния под заданным углом). При этом оказалось, что обе экспериментальные кривые сильно отличаются от кривых, рассчитанных по формуле Мотта (за исключением области малых углов и малых энергий). [c.509]

Из рис. 214 видно, что экспериментальное значение числа рассеянных прото/Ное совпадает с рассчитанным по формуле Мотта в области I (Тр < 0,1 Мэе), значительно меньше рассчитанного в области II (0,1 < Гр <0,65 Мэе) и резко возрастает над ним в области III (Гр >0,65 Мэе). Это означает, что при малых энергиях падающих протонов, т. е. для больших пара- [c.510]

Из рис. 24 видно, что экспериментальное значение числа рассеянных протонов совпадает с рассчитанным по формуле Мотта в области / (7 р<0,1 Мэе), значительно меньше рассчитанного в области II (0,1 < Гр<0,65 Мэе) и резко возрастает над ним в области III (Гр>0,65 Мэе). Это означает, что при малых энергиях падающих протонов, т. е. для больших параметров удара р (область /), имеется только кулоновское отталкивание двух протонов (рис. 25,а). С ростом энергии (область II на рис. 24), т.е. с уменьшением расстояния р, кулоновское отталкивание начинает компенсироваться ядерным притяжением которое срав- [c.50]

Общая характеристика результатов опытов по (р—р]- и п—р]-рассеянию при высоких энергиях. Интенсивное взаимодействие на очень малых расстояниях [c.69]

На фиг. 5 показана зависимость длины пробега -частиц в алюминии от величины энергии. При малых энергиях кривая не подчиняется линейной зависимости, так как очень велики потери на ионизацию и на упругое рассеяние при больших энергиях линейная зависимость сохраняется. [c.64]

Первые опыты по изучению (р—р)-рассеяния при малых энергиях были поставлены в 1936 г. Тювом и др. В работе использовался генератор Ван-де-Граафа и высоковольтная трубка, с помощью которых протоны ускорялись до энергии 0,6 и [c.508]

Выберем для определенности потенциальную яму с глубиной Vo, равной глубине ямы в дейтонной задаче. Тогда внутреннее решение задачи о рассеянии при малой энергии E< Vo) должно в первом приближении совпадать с внутренним решением дейтонной задачи (AW - V o), так как Vq—AW Vq + E (рис. 15). Но для дейтонной задачи, согласно (3.22), [c.33]

Выберем для определенности потенциальную яму с глубиной Ко, равной глубине ямы в дейтронной задаче. Тогда внутреннее решение задачи о рассеянии при малой энергии ( <кКо) должно в первом приближении совпадать с внутренним решением дейтронной задачи (А fV Ко), так как Ко —А Ко + (рис. 312). Но для дейтронной задачи согласно (83.22) [c.31]

Изучение (и—р)-рассеяния при малых энергиях, а также анализ опытов по рассеянию очень медленных нейтронов на орто- и параводороде показали, что ядериые силы сильно зависят от взаимной ориентации спинов нейтрона и протона. При противоположной ориентации спинов (и—р)-взаимодействие оказывается слабее, чем при одинаковой, В последнем случае нейтрон и протон могут образовывать связанное состояние—дейтрон. Квантово-механическое рассмотрение этого вопроса показывает, что условием существования связанного состояния в прямоугольной потенциальной яме является неравенство а У>10 MэB м где а—радиус, а V—глубина ямы. При а=1,4-10 см и А1У—2,22 МэБ глубина ямы должна быть Ко 60 МэБ. Такие параметры ямы соответствуют образованию простейшего атомного ядра—дейтрона. Дейтрон имеет спин 1=1, большой радиус / =4,32 10" см и отличный от нуля квадрупольный электрический момент. Последний результат указывает на тензорный характер ядерного взаимодействия. [c.62]

Вид реакции существенно зависит от энергии налетающего нейтрона. При малых энергиях налетающих нейтронов (под действием тепловых нейтронов с энергиями в доли электрон-вольта) происходит, главным образом, реакция п, у) — радиационный захват. Для многих ядер при поглощении тепловых нейтронов сечение ст и выход радиационного захвата близок к единице. По мере увеличения энергии налетающего нейтрона начинает увеличиваться вначале вероятность неупругого рассеяния. При энергиях в несколько мегаэлектрон-вольт происходят реакции (п, р), п, а), (п, 2п). [c.281]

Отличительной особенностью ядерных реакций с образованием составного ядра при малых энергиях нейтронов (менее 1 МэВ) является наличие резонансов в энергетической зависимости сечений. Резонансное рассеяние обусловлено энутренней областью ядра, в то [c.1102]

Такое определение действительно существует, но при его использовании следует соблюдать осторожность ввиду существования квантовых эффектов. Эти эффекты особенно резко проявляются при низких энергиях, т. е. при больших длинах дебройлевских волн (X >/ нейтр) падающих нейтронов. Именно, оказывается, что при малых энергиях нейтронов сечения сильно зависят от энергии (что делает определение радиуса ядра по сечению бессмысленным) и могут достичь очень бо 1ьших значений. Например, при рассеянии [c.59]

ДЛИНА РАССЕЯНИЯ — величина, характеризующая поведение амплитуды упругого рассеяния частиц при малых энергиях (импульсах). Введена Э. Ферми (Е. Fermi). Для короткодействующих потенциалов амплитуда fi рассеяния бесспиноеых частиц в состоянии с орбитальным моментом I при [c.703]

Геометрия широкого пучка относится к наиб, важным случаям, в частности, Р. а. ядерных реакторов. В этом случае происходит накопление рассеянных фотонов (рис. 1), для учёта к-рого вводится фактор накопления В (знергетич., дозовый и др.). Его определяют экспериментально либо рассчитывают методами теории переноса излучения, напр. Монте-Карло методом, Лапласа преобразованиями. При малой энергии фотонов и больших толщинах защитного слоя, особенно при использовании дешёвых лёгких материалов (напр., НаО, бетон), В может достигать больших значений (рис. 2). [c.201]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...