Нулевое рассеяние

Целесообразно различать два случая рассеяния нулевое рассеяние (0 = 0) и рассеяние под конечными углами (0 > 0). Нулевое рассеяние может иметь место тогда и только тогда, когда с ростом расстояния взаимодействие прекращается, т. е. если Р г) = О для г > ri, так что если h У- гi, то частицы минуют одна другую, не изменив своего прямолинейного движения. [c.153]

Диаграммы взаимосвязи точности деталей на различных стадиях технологического процесса (см. рис. 7.7) позволяют экспериментально рассчитать характеристики партионной точности согласно формуле (7.1) а) диапазон рассеяния размеров, обусловленный собственными характеристиками оборудования и технологического процесса ( >с б) коэффициент передачи исходных погрешностей А. Величина (Ис определяется либо непосредственно из диаграммы Ш - = / (w i)i если имеется партия с нулевым рассеянием, либо экстраполяцией. Так, согласно рис. 7.7 (Ото = 156 мкм, Величина А рассчитывается по характеристикам двух любых партий. Например, согласно тому же рис. 7.7 у второй и четвертой партий рассеяние составило после токарной обработки 128 и 296 мкм, после термообработки соответственно 215 и 298 мкм. Отсюда [c.178]

Из-за маскирующего эффекта основного рентгеновского пучка, проходящего сквозь образец, трудно получить экспериментальные данные для / (s) в области s, близких к нулю. Чтобы ввести поправку, отражающую недоступность области нулевого рассеяния , удобно вычесть интенсивность рассеяния в этой области, воспользовавшись тем, что только в ней значения Ig (s) существенно отличны от нуля. Учитывая линейность преобразования Фурье, получим из формул (10) и (15) [c.15]

Чтобы исключить недоступную область нулевого рассеяния , воспользуемся изложенным выше методом. В результате находим [c.20]

Введем поправку на нулевое рассеяние [c.23]

Ijn [s) Интенсивность рассеяния на изолированной молекуле /о (s) Интенсивность нулевого рассеяния [c.62]

Z, Zp Атомный номер а (г) Геометрический множитель для нулевого рассеяния [c.63]

При определении точности группы однотипных механизмов определяют не значения ошибок в каждом отдельном механизме, которые будут функциями случайных величин, а устанавливают границы поля рассеяния ошибок положения механизмов или предельную ошибку положения (максимально возможное значение ошибки), отсчитываемую от нулевого значения. [c.115]

Следующие элементарные рассуждения позволяют понять различие в фазе между прямым светом (нулевой максимум) и рассеянным (свет дифракции остальных порядков). [c.364]

На рис. 37,6 изображена схема рассеяния а-частиц Th (Та =8,8 Мэе). Первый этап рассеяния (сближение а-частицы с ядром) соответствует уменьшению г и росту энергии системы по закону Кулона от нулевого значения до значения Е, которое при г = R должно быть, согласно опыту Резерфорда, больше 8,8 Мэе. Таким образом, энергия системы при г R оказывается больше как начального (Е), так и конечного (0) ее значений. [c.126]

Как известно, в квантовой механике состояние частиц описывается с помощью волновой функции ij), являющейся решением волнового уравнения. Если ограничиться рассмотрением упругого рассеяния нетождественных частиц с нулевым спином, то волновое уравнение имеет вид обычного уравнения Шредингера со сферически симметричным потенциалом V r) [c.29]

Одно время так и считали. Однако подобное объяснение требует довольно специального предположения о насыщении одной из р-фаз (6(Зро)=90°) при нулевом вкладе двух остальных (б( Р2) =6( Pi) =0), что представляется маловероятным. И действительно, как показал фазовый анализ (см. п. 5 этого параграфа), такое объяснение оказалось ошибочным. На самом деле сферическая симметрия (р—р)-рассеяния в интервале энергий 100—400 Мэе объясняется специфическим сочетанием многих [c.76]

В случае комбинационного рассеяния света переходы молекулы возможны не только между основным (нулевым) и первым возбужденным колебательным уровнем, но и между последующими возбужденными уровнями энергии (рис. 43). При этом для гармонического осциллятора переходы возможны только -с изменением колебательного квантового числа на единицу как и для [c.109]

Изменение электросопротивления металла в зависимости от температуры показано на рис. 49. Выше — 173° С (100° К) сопротивление пропорционально Г ниже этой температуры эта зависимость нарушается и R становится пропорциональным Т , принимая нулевое значение при —273 С. При температуре плавления сопротивление скачкообразно увеличивается, так как периодичность электрического поля почти разрушается. Значительное рассеяние электронных волн, а следовательно, увеличение электросопротивления наблюдается при наличии в металле примесей, особенно примесей типа внедрения. Атомы примесей искажают решетку металла, нарушая ее периодичность. При наличии примесей коэффициент рассеяния [c.70]

Переменная и по существу есть переменная Бине что касается величины Ь, то она представляет собой то расстояние, на котором абсолютная величина потенциальной энергии равна кинетической энергии частицы на бесконечности другими словами, 6 —это расстояние наибольшего приближения частицы, обладающей скоростью v и нулевым моментом импульса, к отталкивающему центру рассеяния. Воспользовавшись этими переменными, можно получить из (1.255), положив щ = р г [c.31]

Рис. зло. Зависимость коэффициента теплопроводности, приведенной к нулевой пористости, от диаметра областей когерентного рассеяния для различных углеродных материалов [c.111]

Рис. 3.18. Зависимость приведенного к нулевой пористости удельного электросопротивления различных углеродных материалов, обработанных при температуре 1300—3000° С, от диаметра областей когерентного рассеяния до облучения (пунктир) и после облучения при 90°С ( ) и 140—250°С ( )

Здесь и дальше предполагается, что ошибки в И5-мерении величин у, Z, t или рассеяния этих величин достаточно малы, вследствие чего можно пользоваться только членами нулевого и первого порядка ряда Тейлора, пренебрегая остальными. [c.309]

Рассеяние электронов и ионов. Проблема взаимодействия сферической частицы со слабо ионизованным газом была рассмотрена Розеном [652], Димиком и oy [166]. Последний развил метод, предложенный в работе [562], применительно к случаю взаимодействия с ионизованным газом в присутствии ионов обоих знаков при нулевом внешнем поле. [c.441]

Задача, которая не была решена в работах Зомме])фельда и которую необходимо было решить для дальнейшего развития теории, заключалась в вычислении I — среднего свободного пробега электронов в процессе рассеяния на колебаниях решетки. Вначале Хаустои [7J пошел, по суш,еству, по пути В гна, предположив, что /1 изменяется пропорционально среднему квадрату амплитуды колебаний атомов. При этом он получил тот же результат р (7"/Ь) для Т > в и для Т с Н. Однако вскоре Хау-стон [8] и Блох [9] выяснили новые важные особенности процесса рассеяния. Оказалось, что акт рассеяния электроЕ1а колебаниями решетки, имеющими частоту V, может произойти только в том случае, если колебания решетки и электрон проводимости обменяются квантом энергии v. Таким образом, рассеяние )лектронов существенно неупруго, хотя при высоких температурах, когда кТ > Av, т. е. когда Т > О, его можно рассматривать как упругое, так как в этом случае обмен энергии сравнительно мал. Отсюда непосредствено следует, что при абсолютно.м нуле сопротивление, вызванное тепловыми колебаниями, должно исчезнуть, так как и электроны и решетка при понижении температуры быстро приходят в низшие энергетические состояния. Иными словами, нулевые колебания решетки не могут быть причиной появления сопротивления первоначально этот вывод вызывал некоторое сомнение. [c.160]

Теоретическое исследование температурной зависимости электрического сопротивления в значительной степени аналогично исследованию температурной зависимости теплоемкости, но отличается некоторыми дополнительными осложнениями. Для проведения такого исследования необходимы сведения не только о колебаниях решетки, но и о механизме взаимодействия между электронами и ионами, или, как говорят, о рассеянии электронов. Последний вопрос в свою очередь включает некоторые детали поведения самой совокупности электронов. Введенное Планком представление о нулевой энергии колебаний решетки не повлияло на теорию теплоемкости твердых тел много позже было выяснено, что нулевые колебания решетки не вносят вклад и в электрическое сопротивление металла (Блох, Хаустон и Зоммер-фельд). В настоящее время можно с полным основанием утверждать, что механизм электрического сопротивления, обусловленного колебаниями решетки, предложенный в работах периода 1927—1932 гг., в общих чертах был правилен (хотя этого нельзя сказать относительно некоторых вопросов в теории теплопроводности и термоэлектричества). Тем не менее оставалось много вопросов, в которых численное согласие расчетов с экспериментом и детальное понимание процессов были далеко недостаточными. Таким образом, хотя расчет теплоемкости простых твердых тел не вызывает сомнения, однако относительно электрического сопротивления простого металла этого сказать нельзя. [c.187]

Рассеяние света обусловливается колебаниями атомов. С уменьшением температуры амплитуда колебаний атомов уменьшается, стремясь, согласно классической механике, к нулю, в результате чего должно исчезнуть рассеяние света. В квантовой механике при понижении температуры средняя амплитуда колебаний должна стремиться не к нулю, а к некоторому пределу, oбy JЮBлeннoмy наличием нулевой энергии колебаний. [c.169]

Изотопные приборы, основанные на использовании проникающей способности у- (реже р-) излучения, в настоящее время занимают более половины всех поставок радиационной техники. В основу почти всех этих приборов положен один и тот же простой принцип счет в детекторе меняется, если меняется толщина или вид материала между детектором и источником. На основе этого принципа конструируются и выпускаются различные толщиномеры, плотномеры, уровнемеры, счетчики предметов, 7-дефектоскопы и многие другие приборы. На этом принципе основаны многочисленные у-релейные устройства, автоматически контролирующие и регулирующие ход производственных процессов. Бета-излучение сильно поглощается веществом. Из-за непрерывности (З-спектра (см. гл. VI, 4, п. 4) и из-за искривления пути электронов в веществе (см. гл. Vni, 3) разные электроны источника имеют разный пробег, от нулевого до некоторого максимального. Количество прошедших через вещество электронов довольно резко зависит от толщины слоя. Поэтому р-толщиномеры имеют довольно хорошую точность, но могут измерять лишь небольшие толщины. Такие толщиномеры применяются, например, для контроля за толщиной производимой фотопленки. Пленка проходит между источником и детектором. Малейшее отклонение толщины от стандартной изменяет число поглощаемых пленкой электронов, т. е. меняет скорость счета детектора. Для больших толщин используются у-толщино-меры. Интересной разновидностью прибора такого типа является односторонний у-толщиномер, измеряющий толщину определенного материала по величине у-излучения, рассеянного назад. Такие толщиномеры применяют для контроля размеров труб на Московском, нефтезаводе. Приборы, основанные на проникающей способности [c.683]

Функция 7 (1 — р) имеет максимум при р = 1/2, т. е. при равном содержании в сплаве обоих компонентов (штриховая линия на рис. 7.7, г). Если, однако, сплавляемые металлы при определенном, ооогношении компонентов образуют соединение с упорядоченной внутренней структурой, то периодичность решетки восстанавливается (рис. 7.7, в) и сопротивление, обусловленное рассеянием нэ примесях, практически полностью исчезает. Для сплавов меди с золотом это имеет место при соотношениях компонентов, отвечающих стехиометрическим составам Си зАи и uAu (сплошная кривая на рис. 7.7, г). Это является убедительным подтверждением квантовой теории электропроводности, согласно которой причиной электрического сопротивления твердых тел является не столкновение свободных электронов с атомами решетки, а рассеяние их на дефектах решетки, вызываюш,их нарушение периодичности потенциала. Идеально правильная, бездефектная решетка, имеющая строго периодический потенциал, не способна рассеивать свободные носители заряда и поэтому должна обладать нулевым сопротивлением. Укажем, что это не явление сверхпроводимости, о котором будет ндти-речь далее, а естественное поведение всех абсолютно чистых металлов при предельно низких температурах, вытекающее из квантовой природы их электрического сопротивления. [c.189]

Рис. 1.8. Зависимость приведенного к нулевой пористости усредненного электросопротивлепия Риспр углеродных материалов от диаметра областей когерентного рассеяния (полуфабрикаты I—4 обработаны при температуре 1300—3000° С) / — ГМЗ 2 —КПГ 3 — прессованные материалы на основе кокса КНПС 4 — композиции нефтяного кокса с термоантрацитом 5 — промышленные марки графита

Исправленный на, текстуру коэффициент теплопроводности, приведенный к нулевой пористости по формуле (1.3), сопоставлен с измеренным рентгеновским методом диаметром областей когерентного рассеяния (рис. 1.10). Полученная прямая пронорциональность свидетельствует о том, что в рассмотренных материалах средняя длина свободного пробега фононов определяется диаметром области когерентного рассеяния. Обработка приведенных в зарубежных работах данных дает в первом приближении аналогичную зависимость. [c.42]

Для облученных графитовых материалов сохраняется прямая пропорциональность между теплопроводностью и диаметром областей когерецтного рассеяния [8]. При этом тангенс угла наклона для приведенной к нулевой пористости средней теплопроводности, равной, согласно выражению (1.17), A plv, не должен заметно меняться. Действительно, теплоемкость графита [c.110]

Меры рассеяния случайных величин характеризуют группировку ohdthijix значений около меры положения или некоторого нулевого значения (т. е. рассеяние). Наиболее употребительной мерой рассеяния считается среднеквадратнческое отклонение — теоретическое о или его аналог — выборочное отклонение [c.8]

В идеальном кристалле Д.р.р.л. обусловлено только тепловыми смещениями и нулевыми колебаниями атомов решётки и может быть связано с процессами испускания и поглощения одного или неск. фононов. При небольших Q осн. роль играет однофононное рассеяние, при к-ром возбуждаются или исчезают только фопоны с волновым вектором q — Q G, где 6 вектор обратной решётки, ближайший к Q. Интенсивность такого рассеяния Лт (Q) в случае одноатомных идеальных кристаллов определяется ф-лой [c.691]

Квантовая теория объясняет различие интенсивностей стоксовых II антистоксовых линий К. р, с. Поскольку вероятность рассеяния пропорц. числу рассеивающих молекул, интенсивности и определяются населённостями нулевого и 1-го колебат. уровней энергии молекул. При не очень высоких темп-рах населённость 1 го колебат. уровня невелика (напр., при комнатной темп-ре при колебат, частоте iOOO см на 1-м уровне находится 0,7% всех молекул), [c.421]

Операторы A представляют собой я-кратные интегралы от (я — 1)-кратных коммутаторов операторов W t), взятых в разные моменты времени. В нек-рых случаях ряд в экспоненте (2) обрывается и оператор временной эволюции записывается в конечном виде. Так происходит, наир., в задаче об эволюции гармония. осциллятора, на к-рый действует произвольная ввеш. сила 14], ив задаче об эволюции в поле, линейном по координатам г и импульсам р произвольной квантовой системы с гамильтонианом, квадратичным по г и р [5]. М. р, используется при построении теории внезапных возмущений в процессах встряски типа рассеяния (см. Внезапных возмущений метод). В нулевом порядке по параметру мгновенности сот < 1 (т — х актерное время взаимодействия, йсо — типичные собств. значения невозмущёвного гамильтониана) оператор временной эволюции отличается от (2) заменой в Ап (ф-лы (3)) W t) на [c.24]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...