Параметр столкновения

Величины Ог и а,- являются эффективными сечениями соударений, зависящими от параметра столкновения р (минимального расстояния до пролетающей частицы) [c.270]

Очевидно, что первые два допущения становятся несправедливыми при очень малых параметрах столкновения, а последнее допущение, наоборот, при очень больших. В рамках этих трех допущений величина ионизационных потерь рассчитывается следующим образом. Сначала вычислим потерю энергии частицей при столкновении с одним электроном. Прицельное расстояние [c.434]

Наша цель — найти число столкновений 2 молекул сортов аир, относительная скорость которых лежит в пределах gap, dgQ.fl, а геометрический параметр столкновения— в пределах г[5, агр. Для этого перейдем к сферическим полярным координатам с полярными осями вдоль векторов О, gap. Тогда (3.1.7) приводится к виду [c.95]

Введем в рассмотрение параметр столкновения р, т. е. наименьшее расстояние между частицей А и траекторией частицы В эту траекторию будем [c.493]

В формулу (2) входят два эффективных сечения" и о они вычисляются через фазу tj, которая рассматривается как функция параметра столкновения р ад [c.497]

Применения Ф. э. весьма разнообразны. Око используется в нелинейной спектроскопии для измерения времён релаксации, исследования тонкой и сверхтонкой структур квантовых уровней энергии, изучения параметров столкновений в газах, идентификации типов квантовых переходов и т. д. Перспективны приложения эффектов Ф. э. в динамической голографии, в системах оптической обработки информации, в частности в системах оперативной памяти в оптических компьютерах, и т. д. [c.355]

Переходя от переменной / к новой переменной интегрирования— параметру столкновения Ь — %1, получим [c.201]

Мы должны прежде всего выяснить, какой вид имеют теперь величины и Q. В отличие от случая нейтронов, для которых Рг равняется единице, если параметр столкновения превышает радиус ядра, при рассеянии заряженных частиц pj всегда, для всех сколь угодно больших значений / отлично от единицы. Эго связано с кулоновским рассеянием, существующим при всех сколь угодно больших значениях параметра столкновения. [c.204]

Так же, как и в случае быстрых нейтронов, будем предполагать, что заряженная частица, попадающая в сферу действия ядра, поглощается последним. Рассматривая нейтроны, мы считали, что поглощение происходит в том случае если параметр столкновения не превосходит радиуса ядра. Для заряженных частиц условие поглощения должно быть, сформулировано несколько иначе. [c.204]

Величину Tq легко связать с параметром столкновения Ь. Обозначая скорость частицы при наименьшем и бесконечном [c.204]

Таково условие, которому должен удовлетворять параметр столкновения для того, чтобы частица могла быть поглощённой ядром. [c.205]

Ниже мы будем предполагать, что если условие (22.2) выполняется, то частица поглощается ядром. При е = О это условие переходит в условие поглощения нейтронов, которым мы пользовались выше. Для отрицательно заряженных частиц параметр столкновения может превосходить радиус ядра. Для положительно заряженных частиц параметр столкновения должен быть меньше радиуса ядра. В этом послед- [c.205]

В квазиклассическом приближении, которым можно пользоваться в случае быстрых частиц, параметр столкновения равен, как известно, Хоо/, где — длина волны частицы на бесконечном расстоянии от ядра, %1 — момент частицы. От- [c.205]

После этого разыгрываются два случайных числа, определяющих параметры столкновения (прицельное расстояние, и плоскость столкновения). Когда все эти числа выбраны, можно по законам механики рассчитать результат столкновения. [c.226]

Ядерные реакции при очень высоких энергиях. При энергиях 100 Мэв теория Бора перестает быть справедливой. Проходя сквозь ядро и сталкиваясь внутри его с нуклонами, частицы высокой энергии не успевают потерять всю свою энергию, так как число столкновений быстрой частицы внутри ядра оказывается для этого недостаточным, и она может вылететь из ядра, потеряв лишь часть своей энергии. Ядерная реакция при таких высоких энергиях состоит из двух стадий. Сначала частица выбивает из ядра несколько быстрых нуклонов. Их число и энергия зависят от энергии падающей частицы и геометрических параметров столкновения ее с ядром. Часть вторичных частиц запутывается внутри ядра, в [c.184]

Понятие эффективного поперечного сечения (часто кратко говорят сечение ) по отношению к какому-либо процессу проще всего пояснить на следующей полу классической схеме, которую мы рассмотрим по отношению к конкретному примеру возбуждения атома электронным ударом (рис. 34), Пусть электрон заданной скорости летит перпендику лярно плоскости чертежа по направлению к атому с прицельным расстоянием г. Под прицельным расстоянием, или параметром столкновения, мы будем понимать длину перпендикуляра, опущенного из центра атома на прямую направления скорости электрона на большом расстоянии от атома. [c.258]

Параметр столкновения 258 Парсек 101 Паскаль 120, 296 Паскаль-секунда 140 Перегрузка 113 Период 114, 289, 300 [c.332]

На основе теории в расчетах учитывались все возможные переходы при столкновениях, переходы между пространственно вырожденными состояниями и переходы между различными вращательными состояниями. Продолжительность столкновения характеризуется параметром столкновения Ъ и относительной скоростью г и по порядку величины равна [c.316]

Взаимодействие при соударении характеризуется эффективным сечением, которое имеет размерность площади. Рассмотрим классическое соударение, где А и В идеально твердые сферы, радиусы которых равны Гд и гв (см. фиг. 4.17). Определим параметр столкновения Ъ как кратчайшее расстояние, на которое сблизились бы центры сфер А и В при отсутствии взаимодействия между ними ). [c.134]

Параметр столкновения 134 Парциальное давление 216 Паули принцип запрета 93 Первый закон термодинамики 10, 212 Перезарядки обозначение 175 [c.547]

Эффективное сечение тормозного излучения существенно зависит от степени экранирования электрич, поля ядер атомными электронами, зависящей от соотношения между параметром столкновения в и радиусом атома (а — боровский радиус). Если Ь/а 1 — экранирование не существенно и, наоборот, при Ь/а 1 имеет место полное экранирование. [c.234]

В однопараметрических семействах общего вида таких симметричных мембран встречаются при изолированных значениях параметров столкновения однократной частоты с двукратной, но не встречаются ни столкновения однократных частот друг с другом, ни столкновения друг с другом двукратных частот. [c.404]

Найдем число столкновений Zap молекул сорта аир (функция распределения которых отвечает максвелловскому состоянию) в единичном объеме за 1 с. Число таких стслк-новений (геометрические параметры столкновения е, de, Ь, йЬ, скорости молекул лежат в диапазоне v , dv и Vp, dvp) определяется величиной [c.94]

Таким образом, в зависимости от параметра столкновения р и от скорости изменение фазы получается разным. По Вейскопфу за столкновения надо принимать те случаи, когда где У] и Такое изменение [c.494]

Вектор Ь проведен из точки О до пере- ei 4eHnn с направлением к перпендикулярно к нему. Это — вектор соударения и его абсолютное значение Ь — параметр соударения или параметр столкновения-, в действительности — это [c.145]

При решении кинетич. ур-ния исходят из опредол. модельных представлений о взаимодействии молекул. В простейшей модели жёстких упругих молекул при столкновении не происходит передачи момента импульса и изменения эфф. размера молекул. Более реалистична модель, в к-рой молекулы рассматривают как центры сил с потенциалом ф Г1 — Гг). Дифференц. эфф. сечение в (3) выражают через параметры столкновения классич. механики adQ — bdbd Ь — прицельное расстояние, е — азимутальный угол линии центров). Для ф(г) берут обычно ф-ции простого вида, напр. ф(г) = = fi /г) (р — показатель отталкивания). Эта модель допускает сжимаемость молекулы. Для большинства реальных газов р прини.мает значения между р = 9 (мягкие молекулы) и р Ъ (жёсткие молекулы). В частном случае р = 4 (максвелловские молекулы) решение кинетич. ур-ния сильно упрощается, т. к. можно найти собств. ф-ции линеаризованного интеграла столкновений, и первое приближение для коэф. переноса совпадает с точным значением. Для учёта эффектов притяжения и отталкивания используют модель, в к-рой отталкивание описывается потенциалом твёрдых сфер, а притяжение — степенным законом. Довольно реалис-тич. форму имеет потенциал Ленард-Джопса [c.359]

Полученное соотношение имеет простой физический смысл. Поскольку мы рассматриваем случай быстрых частиц, т. е. малых длин волн, справедлива классическая механика. Но в таком случае совершенно ясно, что если частица попадает в сферу действия ядра, т. е параметр столкновения для неё меньше радиуса ядра, то частица поглощается ядром, иначе грворя, Сг=1. Отклонения от соотношения 1=1 связаны с неточностью квазиклассического приближения, которым мы пользовались. [c.174]

Отметим, что в случае нейтронов вероятность прилипания Со становится по порядку величины равной единице при энергии, равной i o ilMeV, если считать d 5= 10-i3 стИ. Таким образом, по отношению к нейтронам, энергия которых значительно превосходит 1 MeV, ядра являются абсолютно чёрными (следует иметь в виду, что при очень больших энергиях ядра становятся прозрачными). При этом предполагается, что параметр столкновения ГК не превосходит радиуса ядра, [c.176]

Рассматривая быстрые нейтроны радиуса ядра. Так как R, то параметр столкновения для нейтрона с моментом 1% равенjX, Поэтому мы приходим к выводу, что коэффициент прили- [c.194]

Вычисление многократных интегралов удобно выполнять методом Монте-Карло. Однако проще рассчитывать одностолкновительные течения непосредственно методом Монте-Карло, не выписывая интегралов. -Как и выше, рассчитывается функция ). Зная -Щ на теле, по закону отражения молекул находим функцию I). Из равномерно распределенных по поверхности случайных чисел выбираем два числа, определяющих точку поверхности. Далее, выбирая три случайных числа с плотностью вероятности, соответствующей Щ, выбираем некоторую отраженную молекулу, т. е. определяем ее скорость и направление. Разыгрывая далее случайные, величины, соответствующие вероятностям свободного пробега отраженной молекулы и параметрам столкновения, рассчитываем результат столкновения отраженной и набегающей молекул. Если после столкновения одна или обе молекулы попадают в какие-либо Ячейки на поверхности тела, то в этих ячейках запоминаются приносимые ими импульс и энергия. После этого выбирается новая отраженная молекула, и расчет повторяется. Здесь, как и выше, расчет существенно упрощается для гипертермического течения. Примеры расчетов методом Монте-Карло приведены в следующем параграфе. [c.390]

Имея в виду тот факт, что обменное взаимодействие мало существенно при больших нрицельиы.к параметрах столкновении, для которых оказываются важными эффекты динамической поляризации, можно получить следующее приближенное выражение для усредненной по спиновым состояниям вероятности перехода [c.267]

Если теперь параметр столкновения а считать случайным с функцией распределения zi7(a)(J ю (а) da = 1), то в уравнении (44.9) столкновительиый член S f заменяется на S f = IV (а) S f(a) da. Соответственно в уравнении (44.15) следует заменить sin а на [c.156]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...