Сечение рассеяния

Таблица 7.3 Сечения рассеяния, вычисленные но формуле (7.347)

Вероятность эффекта Комптона полностью зависит от числа электронов в поглотителе, поэтому сечение рассеяния пропорционально N1, где N - объемная концентрация атомов с порядковым номером Е. [c.44]

Полное сечение рассеяния выражается через вероятность перехода соотношением [c.40]

Как уже было отмечено (см. 3.2, б), в модели бесконечной среды поперечное сечение рассеяния не играет роли, поэтому выражение (3.12) не зависит от величины 2 [c.43]

Здесь N (г) —общее число ядер (всех типов) в единице объема в точке г, о — соответствующее микроскопическое сечение рассеяния (можно аппроксимировать нетопливными элементами) и а — некоторая постоянная (скажем, 0,7104). [c.185]

Из равенства (6.48) можно грубо считать, что интеграл прямо пропорционален квадрату длины рассеяния и обратно пропорционален Из этого можно сделать приближенный вывод, что возраст велик (а следовательно, длина замедления велика), если велики длина рассеяния и масса ядер. Если велика длина рассеяния, то велики расстояния, которые нейтрон проходит между двумя соударениями, так что при определенной величине потери энергии на одно соударение нейтрону в среде с большой Хд необходимо преодолеть в среднем большее расстояние, чтобы пройти какой-то интервал энергии, чем в среде с малой Поэтому нейтроны, замедляющиеся в первой среде, диффундируют в большей степени, чем во второй, и, следовательно, их г (и) и возраст больше. Подобно этому при определенной величине сечения рассеяния нейтрон, замедляющийся в среде из тяжелых ядер (малое ), должен испытать больше столкновений (следовательно, нейтрон пройдет большее расстояние), чтобы замедлиться до данной летаргии, чем в среде из легких ядер. Так что все факторы, которые удлиняют процесс замедления, в итоге дают увеличение возраста. [c.199]

Кроме того, выделим в сечении рассеяния для топлива две части [c.225]

Способ сравнения двух различных металло-водяных смесей вытекает йз формулы Ферми — Маршака для возраста нейтронов. Нетрудно заметить, что возраст нейтронов полностью определяется их свободным пробегом в смеси. Таким образом, если, как это указывалось ранее, детали энергетической структуры сечения рассеяния металла не являются основным факто- [c.290]

Сечения рассеяния, используемые в формуле (7.344), усреднены по-потоку. Если взять в качестве грубого приближения поток в виде / , то можно вычислить величину (т из соотношений [c.292]

Если концентрация веществ в активной зоне сохраняется постоянной, то при увеличении альбедо критической радиус йц уменьшается. Зависимость критического радиуса от альбедо графически показана на рис. 8.4. Альбедо отражателя может быть увеличено, во-первых, увеличением толщины отражателя, во-вторых, увеличением макроскопического сечения рассеяния отражателя и, наконец уменьшением макроскопического сечения поглощения отражателя. [c.306]

Формальное определение этих двух сечений рассеяния следующее [c.356]

Из-за металлических оболочек на блочках горючего увеличивается т , так как металл обычно имеет большое сечение рассеяния и оказывает сопротивление потоку нейтронов в блок, способствуя еще большему уменьшению потока в горючем. Каналы, содержащие водородные материалы, имеют меньшую величину / из-за потерь тепловых нейтронов в результате поглощения [c.487]

Среди других свойств, которые могут дать информацию по моделям взаимодействия двух тел, можно назвать сечение рассеяния, получаемое из экспериментов с молекулярными пучками. Этот метод является многообещающим, хотя он только начал развиваться количественно в интервале тепловой энергии. Особенно привлекательной является возможность почти независимого определения параметров е и а из измерений радуги , теней и других явлений интерференции. Опубликовано несколько обзоров работ такого типа [99, 100, 188, 189]. Для таких свойств, как В (Т) и г Т), параметры связаны вместе так, что небольшое изменение одного из них может компенсироваться соответствующим изменением другого параметра без заметного отклонения в описании экспериментальных данных. [c.251]

В-третьих, как следует из вышеизложенного, для получения информации по межмолекулярным силам необходимо использовать В Т) вместе с другими данными. Наилучшими для этих целей являются данные по коэффициентам переноса и сечению рассеяния молекулярных пучков, так как они зависят только от двойного взаимодействия и при этом ле ставится вопрос о парной аддитивности. Данные по С Т) и свойствам кристалла менее удовлетворительны. Если имеются только данные по 8 Т) тл С (Т), то бесполезно пытаться строить очень сложную модель, так как она не будет иметь большого физического смысла. [c.267]

Экспериментально определяется не амплитуда рассеянной волны, а поток энергии или частиц, пропорциональный ее квадрату. В рентгеноструктурном анализе вводится специальная функция 1(з), называемая интенсивностью рассеяния или дифференциальным сечением рассеяния (для дифракции нейтронов). Размерность этой функции — квадрат длины. Обычно решается обратная задача по восстановлению распределения рассеивающей плотности по измеренной экспериментально функции 1(з). Величина 5 = связывает угол рассеяния 6 с [c.101]

Величина ла есть площадь поперечного сечепия (ило-щ.адь тени) сферической частицы. При описании процессов рассеяния и поглощения света или других излучений и потоков часто используется понятие сечение рассеяния (поглощения) В случае крупных частиц совпадает с площадью геометрического сечен 1я па . В случае реле- [c.257]

Поперечное сечение рассеяния [c.74]

Следует обратить особое внимание на два момента в уравнении (3.3). Во-нервых, в нем не учитываются потери нейтронов вследствие миграции их через границы элементарного объема. Однако в рассматриваемой здесь идеализированной модели в среднем такой потерн не происходит, поскольку каждый нейтрон, теряемый нри выходе из элементарного объема, немедленно замещается нейтроном, входящим в этот объем (предположение 1). Во-вто-рых, совершенно не отражается рассеяние в настоящей модели, поскольку реакции рассеяния не оказывают влияния на плотность нейтронов. Оба эти момента следуют из иредположения о бесконечности среды и, следовательно, однородности плотности нейтронов. В случае реакторов конечных размеров поперечные сечения рассеяния влияют на баланс нейтронов. Если первоначально установившаяся плотность нейтронов [п Ф 0) сохраняется на протяжении всего времени, т. е [c.40]

Отметим, что вероятность нейтрону избежать резонансного поглоп1,е-ния, определяемая экспонентой в формуле (4.155), выражается через поперечное сечение рассеяния, в то время как в формулу (4.137) входит поперечное сечение полного рассеяния. Однако это отличие незначительно ввиду того, что формула (4.137) применяется для слабо поглощающей среды, как в данном случае, так как иначе нельзя делать иредположения о том, что ноток есть функция, слабо меняющаяся на одном интервале столкновснп11. [c.88]

Заметим, что а (д, т )йо) — это микроскопическое сечение рассеяння нейтронов, имеющих скорость у, и ядер, имеющих скорость V, которое приводит к повороту вектора относительной скорости Q на угол о/. Вообще говоря, [c.90]

В работах [17] рассмотрено влияние температуры на поток нейтронов в бесконечной поглощающей среде. Расчеты в этпх работах проведены для однородной среды из несвязанных ядер с постоянным поперечным сечением рассеяния и сечением поглощения, подчиняющегося закону 1/у. Предполагалось, что для скоростей ядер имеет место распределение Максвелла — Больцмана (4.172) и что нейтроны вводятся в систему от моноэнергетического источника. Для расчетов замедления и рассеяния в области тепловой энергии использовался метод Монте-Карло. Мы не будем здесь описывать этот метод, а обратим вниманпе на полученные результаты. [c.95]

Следовательно, можно пользоваться приблиисенным условием на экстраполированной границе — равенства нулю нейтронного потока, — вместо точного — равенства нулю составляющей плотности потока из вакуума,— если сечение поглощения много меньше сечения рассеяния (заметим, что для большинства ядер 2, 2,, согласно формуле (5.33)) и, кроме того, значение свободного пробега на рассеяние (снова используем должно быть много меньше размеров системы. Это условие применимости диффузионной теории. [c.135]

Здесь — обычная, не зависящая от энергии часть сечения рассеяния, а ст(р — резонансная. Предполоншм, что сечение рассеяния для нетопливных компонентов не имеет резонансов и с достаточной степенью точности может быть представлено как не зависящее от эпергии. Определим далее [c.225]

В излагаемой формулировке многоскоростного приближения все столкновения с рассеянием подразделяются на две категории. К первой категории относят все акты рассеяния, которые вызывают существенное изменение кинетической энергии нейтрона. Сечение этих процессов обозначим символом 2 . Ко второй категории мы отнесли все другие случаи рассеяния с относительно малым изменением энергии нейтрона (которым, по-видимому, можно, пренебречь) их обозначим символом 2 . Окончательное решение того, какие из этих процессов рассеяния включить в каждую из этих категорий, определяется, конечно, вероятным энергетическим спектром нейтронов в рассматриваемом реакторе. Нанример, если в системе имеется значительное количество содержащих водород материалов, то тогда по смыслу этого приближения сечение обычного рассеяния 2 на водороде нужно включить в группу сечений, объединяемых символом 2 . Все другие материалы в этой системе должны вызвать относительно малые изменения энергии нейтрона при рассеянии, и сечения рассеяния этих материалов нужно включить, собственно говоря, в группу сечений, обозначаемую символом 2 . С другой стороны, если рассматривается реактор на быстрых нейтронах, то 2,, должно объединить сечения неуиругого рассеяния всех имеющихся материалов, а 2(. — сечения обычного упругого рассеяния. [c.356]

Особое достоинство этой формулировки явления рассеяния состоит в ТОМ, что она иозволяет трактовать ряд проблем, возникающих в теории реакторов, по методу энергетических групп Фейнмана — Уэлтона. Таким образом, посредством соответствующего выбора разделения сечений рассеяния по категориям можно изучать реакторы на тепловых, эпитепловых или быстрых нейтронах. [c.356]

Методы расчетов резонансных интегралов, описанные в предыдущих параграфах этой главы, являются обобщением основных результатов некоторых наиболее поздних исследований теории расчета резонансных интегралов. В частности, так называемые NR- и N111 А-нрпближения могут быть использованы для получения первых оценок вклада в эффективный резонансный пнтеграл разрешенных резонансов. Для основных горючих материалов — и — резонансы разрешены вплоть до 500 и 400 эв соответственно. Ошибку, связанную с упрощенной трактовкой процесса замедления, можно уменьшить, если выбрать должным образом эффективную ширину линии Вигнера для каждого отдельного резонанса. Эта величина Г определяется как отрезок на энергетической шкале, внутри которого резонансное поперечное сечение, в том числе рассеяние и поглощение, с учетом допплеровского уширения равно или больше нотенцпального сечення рассеяния, определяемого формулой (6.177). Заметим, что в действительности эффективная ширина зависит в общем случае от расноложения материалов в системе. [c.506]

Смотреть страницы где упоминается термин Сечение рассеяния: [c.128] [c.39] [c.39] [c.58] [c.78] [c.81] [c.89] [c.90] [c.111] [c.113] [c.179] [c.187] [c.234] [c.290] [c.290] [c.293] [c.294] [c.333] [c.470] [c.470] [c.503] [c.507] [c.172]

Аналитическая химия Том 2 (2004) -- [ c.2 , c.352 ]

Квантовая механика (1973) -- [ c.499 ]

Аналитическая лазерная спектроскопия (1982) -- [ c.362 , c.364 ]

Введение в теорию комбинационного рассеяния света (1975) -- [ c.35 ]

Интерметаллические соединения редкоземельных металлов (1974) -- [ c.154 ]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология