Расчет ядер рассеяния

РАСЧЕТ ЯДЕР РАССЕЯНИЯ 127 [c.127]

Расчет ядер рассеяния [c.127]

РАСЧЕТ ЯДЕР РАССЕЯНИЯ 129 [c.129]

Расчет p+ и 7+ решающим образом зависит от вида ядра рассеяния. В классическом изложении [46—48] эти расчеты обходят путем введения подходящих коэффициентов аккомодации для нормальной составляющей импульса (сб]у), касательной составляющей импульса (сбт) и энергии (ссе) формально эти коэффициенты определяются выражениями вида (III. 5.3) с ф = 1п , ф — I — п (I- п), ф = 2/2 и считаются зависящими от У, V-n, 7оо, а также от температуры стенки Ту . Таким образом, этот подход является в основном феноменологическим, однако он дает точные результаты для ядер рассеяния с постоянными сбт, a-Y, Выражения (III. 5.3) тогда принимают вид (для ф = . I , 2/2) [c.297]

Определение суммарных аэродинамических коэффициентов сводится, таким образом, к квадратурам в случае ядер рассеяния с постоянными коэффициентами аккомодации (как, например, максвелловского ядра (III.6.13), для которого ам = olt = ==aE = oi не зависят от У, V-n, Too). Интегрировать выписанные выше выражения фактически приходится по всей поверхности обтекаемого тела конечно, кроме случаев тел самой простой формы, квадратуры будут сложными. Расчеты были проведены для нескольких тел [46—48], включая плоские пла-СТИНЫ, сферы, конусы и цилиндры. [c.298]

Методами квантовой электродинамики можно рассчитывать и сечение упругого рассеяния электронов на ядрах и на отдельных нуклонах. Сопоставление этих расчетов с экспериментальными данными дает возможность исследовать электромагнитную структуру ядер (гл. II, 6) и нуклонов ( 7, п. 11). [c.340]

Мы ограничимся кратким обсуждением лишь наиболее об]л их положений, отсылая интересующихся деталями вычислений к оригинальным статьям и монографиям [354—359]. Значительное упрощение расчетов электронного строения молекул и твердых тел дает приближение Борна—Оппенгеймера, позволяющее записать раздельные уравнения Шредингера для электронов и ядер на основании существенного различия масс этих частиц. Вместе с тем следует помнить, что такое приближение игнорирует взаимное влияние электронного и ядерного движений, ответственное за рассеяние электронных волн на фононах, которое проявляется, например, в виде электрического сопротивления. [c.132]

Здесь N — число ядер среды в 1 сж сГф, < пар — сечения фото- и комптон-эффекта и сечение образования пар в расчете на один атом. В случае весьма узкого пучка Y-квантов значительную роль может играть также их упругое рассеяние без потери энергии, происходящее в основном на малые углы, интегральный вклад которого мал по сравнению с комптоновским рассеянием. [c.964]

Ц разд. 7.3.4 показано, что сечения когерентного и некогерентного рассеяний входят в обш,ие сечения упругого и неупругого рассеяния на связанных ядрах в кристаллах (и других материалах). Для материалов с ядрами, имеющими произвольно ориентированные спины, показано, что соответствующее значение сечения когерентного рассеяния, которое должно использоваться в расчетах, равно как и определено выше. Если спины соседних ядер коррелируют или если между этими ядрами существует корреляция других типов, то ситуация становится более сложной [7]. [c.255]

В табл. 6.1 и 6.2 приведены ядерно-физические свойства тория и основных изотопов урана и плутония. Они существенно различаются между собой. Важнейшее значение имеет сечение деления делящихся нуклидов при данной энергии нейтронов, а также среднее число нейтронов, выделяющихся в одном акте деления v. Чем выше значения этих величин, тем лучше ядерно-фйзнческие свойства ядерного топлива. Отношение сечения деления к сумме сечений деления и радиационного захвата а//(а/+<Тпг) определяет коэф> фициент использования делящихся нуклидов в реакциях на тепловых нейтронах (табл. 6.1). Самый высокий коэффициент использования имеет 233U при всех энергиях нейтронов. В результате деления ядер высвобождается внутриядерная энергия, которая в активной зоне реактора преобразуется в тепловую, отводимую теплоносителем. Для точности физических расчетов необходимо учитывать также сечения реакций упругого рассеяния нейтронов. [c.149]

П4.4.3. Замедление и ддффузия нейтронов. Схематично обрисуем параметры процессов замедления и диффузии нейтронов, играюш их большую роль в технических расчетах реакторов. При замедлении нейтроны двигаются по сложной зигзагообразной траектории между ядрами замедлителя. Средняя длина пробега Лз нейтрона при этом равна Лз = (1/гг)сгз, где п — концентрация ядер в среде, аз — эффективное сечение рассеяния. [c.510]

И Трэдом [34] [Тг= То). Расчеты, основанные на (8.6), приемлемы, но серьезным недостатком модели является отсутствие какон-либо корреляции между распределениями падающих и вылетающих молекул. Правда, эту трудность можно обойти, интерпретируя (8.6) [35, 27, 4] как распределение вылетающих молекул в случае произвольного монохроматического падающего пучка (8.3). В этом случае (8.6) предполагает ядро рассеяния, являющееся максвелловским по условия взаимности (3.9) и нормировки (1.8) сужают это семейство ядер, ограничивая тем самым гибкость модели [4, 27]. [c.158]

Второй член описывает эффект спонтанного комбинационного рассеяния. Чтобы в этом убедиться, рассмотрим сначала численные значения постоянных м и Гм-Для численного расчета положим, например, км = 5Х X1Q2 Н/м (силовая постоянная одинарной связи С—С) и М = 10 2 кг. Эти величины приводят к типичному значению колебательной частоты сом = 2 10 с (соответствующая длина волны X 10 мкм). В рассматриваемой модели эффектов относительного движения электронов и ядер труднее получить численную оценку для Гм даже при идеализированных условиях (когда член Гм [c.134]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...