Столкновительный предел

Построена последовательная теория торможения нейтрино произвольной равновесной, однородной, изотропной материальной средой. Потери энергии нейтрино сведены к пяти (вместо двух для случая заряженной частицы) характеристикам среды, включающим аксиальные обобщения ее проницаемостей. Ряд общих свойств этих характеристик (в частности, соответствующие правила сумм) позволяет найти строгую и универсальную верхнюю границу потерь энергии нейтрино. Отсюда следует, что потери энергии нейтрино не превышают величины порядка столкновительного предела и никогда не могут быть аномально большими. [c.219]

Введение. Проходя через равновесную материальную среду, быстрая частица передает ей в единицу времени энергию Q. Грубую оценку таких потерь энергии (ПЭ) дает так называемый столкновительный предел [c.219]

Единственное различие между ними состоит в том, что в интеграл столкновений в (20.2.3) входит t) вместо U (t). В пределе слабого взаимодействия столкновительный процесс также является бинарным, но движение частиц во время столкновения описывается свободным пропагатором (см. разд. 11.6), в то время как здесь оно описывается точным двухчастичным пропагатором, представляющим собой в обш ем случае довольно сложный объект. [c.273]

Взаимодействие заряженных частиц в плазме описывается фоккер-планковским столкновительным членом в форме Л. Д. Ландау (1937),. так как в этом случае превалируют дальние слабые взаимодействия, а не сильные парные столкновения, описываемые столкновительным членом больцмановского типа. Однако для не очень плотной плазмы часто пользуются столкновительным членом больцмановского типа, так как при соответствующем обрезании пределов интегрирования получаются те же результаты, что и при использовании уравнения Ландау. [c.434]

Максимальная температура разогрева плазмы лазерным излучением. По формуле (2.1.28) скорость набора энергии электрона под действием электромагнитного излучения в столкновительной плазме отлична от нуля и постоянна. Означает ли это, что продолжающееся достаточно долго лазерное воздействие может привести к установлению как угодно высокой электронной температуры плазмы Нет, не означает. Принципиальный предел нарастанию электронной температуры ставят те же самые [c.79]

Столкновительный предел. Простейшая модель среды, иллюстрирующая содержание предыдущего пункта, — вырожденный слабо неидеальпый электронный газ с однородной положительной подложкой. В рамках этой модели функцию Грина и вершинные части в (31) можно считать свободными [c.226]

Важно подчеркнуть, что приведенный вывод (36) имеет чисто формальный смысл, так как при малой плотности электронный газ сильно неидеалеп кулоновская энергия велика по сравнению с кинетической и происходит кристаллизация системы (вигперов-ский кристалл). Соответственно и сам столкновительный предел служит, вообще говоря, лишь формальной мерой масштаба ПЭ нейтрино. [c.227]

Основной качественный вывод статьи сводится к отрицательному ответу на сформулированный в п. 1 центральный вопрос теории ПЭ нейтрино (см. (2)) существуют ли равновесные среды, в которых эта величина существенно превышает столкновительный предел (1), отвечающий рассеянию нейтрино на изолированных неподвижных частицах среды Соответствующее отношение г] (см. п. 8), как это следует из найденной в статье строгой и универсальной верхней границы ПЭ нейтрино, равно 1 при высокой энергии нейтрино, а при меньших энергиях не превышает 1 (для мюопного нейтрино) и величины, меняющейся от 0,6 до 2,8 (для электронного нейтрино). Этот вывод исключает возможность существования среды, аномально сильно тормозящей нейтрино. Сказанное непосредственно относится к холодным средам, но не вызывает сомнения, что учет температуры среды качественно не изменит ситуации. [c.231]

Уравнения, описывающие поведение ансамбля частиц в бес-столкновительном пределе Кн > 1, выпишем по аналогии с урав-пениями разрсженпого газа [22] [c.141]

Переход к гидродина шческому пределу в столкновительном члене не вызывает никаких особых трудностей, однако даже в однородной плазме здесь возникает серьезная проблема иного рода. Дело в том, что коэффициент В (11.6.24) для кулоновского потенциала обращается в бесконечность. Это обусловлено дальнодей-ствующим характером сил аналогичная проблема рассматривалась в разд. 6.5 при исследовании равновесной плазмы. [c.234]

Действительно, решение уравнения (20.2.5) выглядит так же, как и решение (15.1.24) уравнения (15.1.22) с g (t) = Ц2У12 (t), зто решение точно совпадает с (20.2.4). Но уравнение (20.2.5) представляет собой уравнение Лиувилля для изолированной двухчастичной системы следовательно, (t) является точным двухчастичным пропагатором. Таким образом, в пределе малой плотности столкновительный член кинетического уравнения целиком определяется двухчастичной динамикой, что согласуется с качественными соображениями, приведенными в разд. 11.4. Тем самым подтверждается интуитивное представление о том, что столкновения трех и более частиц в разреженном газе происходят чрезвычайно редко. [c.273]

I режде чем исследовать форму спект- ральной линии, обусловленную эффектом Доплера, отметим принципиальное отличие между допле-ровским уширением и рассмотренными выше радиационным и столкновительным уширениями. Это различие заключается в следующем. Радиационное и столкновительное уширение обусловлены тем, что каждый атом излучает цуг волн ограниченной длительности, характеризуемый определенным спектром частот. Поэтому излучению отдельного атома соответствует весь профиль спектральной линии, так что невозможно приписать определенную частотную компоненту внутри излучаемой линии какому-либо отдельному атому источника (или группе атомов). Такой тип уширения обычно называют однородным. В случае доплеровского уширения излучению разных атомов соответствуют различные части профиля спектральной линии источника, т. е. возможна идентификация определенной группы атомов по интервалу излучаемых частот в пределах контура линии. Этот тип уширения называют неоднородным. [c.58]

Такие волны называются потенциальными дрейфовыми. В этом пределе их скорость распространения вдоль магнитного поля со/Л больше тепловой скорости ионов даже в изотермической плазме. Поэтому в отличие от ионного звука дрейфовые потенциальные волны почти не испытывают затухания Ландау на ионах. Другая особенность состоит в том, что скорость распространения со/к становится меньше дрейфовой скорости. Как видно из (1.36), это приводит к изменению знака затухания Ландау. В результате наступает так называемая дрейфоводиссипативная неустойчивость [1.4, 1.5]. Амплитуда потенциальных дрейфовых волн растет, хотя энергия диссипирует. В некоторых случаях столкновительная диссипация превосходит затухание Ландау. Можно показать, что знак диссипативного члена пропорционален со—со . Отметим, что солитоны-вихри на этой моде, рассматриваемые в гл. 6, имеют скорость больше дрейфовой и поэтому не могут усилиться за счет этого эффекта. При /3 с уменьшением скорость распрос- [c.16]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...