Квазисвободное рассеяние

Отношение о аь к неупругому сечению систематически возрастает при переходе от легких ядер к тяжелым, как видно на рис. 7.22. Это заставляет думать, что основному процессу поглощения в тяжелых ядрах предшествуют одна или несколько стадий квазисвободного рассеяния. [c.286]

Область больших передач энергии, где доминирует квазисвободное jrN-рассеяние. [c.271]

В настоящей главе мы исследовали разнообразные ядерные процессы под действием пионов в широкой области энергий и переданных импульсов упругое и неупругое рассеяние, квазисвободные и абсорбтивные процессы, реакции перезарядки и т.д. Делается вывод, что все эти различные явления могут быть поняты, причем во многих случаях — на количественном уровне, в рамках строго очерченной концепции, основанной на динамике пион-нуклонной системы с ее доминирующими s- и р-волновыми взаимодействиями. [c.290]

Для неионных кристаллов (металлов и валентных полупроводников) в области не очень низких температур ( 10 —10 К) доминирующим механизмом рассеяния квазисвободных электронов является рассеяние на тепловых колебаниях решетки (акустических фононах). В этом случае эффективное сечение рассеяния представляет собой площадь сечения, занятую в среднем колеблющимся атомом. В свою очередь, мерой этой площади является среднее по времени значение квадрата смещения атома из его положения равновесия [c.191]

В достаточно чистых ионных кристаллах при низких температурах доминирует рассеяние поляронов на акустических колебаниях решетки, аналогичное описанному выше для квазисвободных электронов. Вклад столкновений с оптическими фоно-нами при низких температурах также аналогичен случаю квазисвободных электронов и описывается зависимостью (6.76), так [c.198]

График температурной зависимости подвижности поляронов, соответствующий формуле (6.88) при рассеянии на оптических фононах, схематически изображен на рис. 6.11 в координатах Аррениуса. Здесь обращает на себя внимание ход кривой, противоположный представленному на рис. 6.8 в отличие от квазисвободных электронов в атомных полупроводниках подвижность поляронов малого радиуса имеет минимум в области промежуточных температур. Пунктирный участок кривой изображает переход к рассеянию туннелирующих поляронов на заряженных точечных дефектах решетки, играющих в ионных кристаллах ту же роль, что и примесные ионы в валентных полупроводниках. [c.202]

Наиболее простым случаем, рассмотренным в классической физике, является рассеяние квазисвободным электроном. Эта модель не позволяет экспериментальной проверки, но представляет принципиальный интерес. 4 [c.193]

Если параллельный пучок лучей, интенсивность которого (энергия в 1 сек через сечение в 1 см ) / встречает квазисвободный электрон, последний начинает колебаться с определенной амплитудой и испускает рассеянную волну, интенсивность которой [c.193]

Параметры однократного рассеяния Ьо, Ьи со и С] возникают из 5- и р-волновой яЫ-амплитуд. За исключением Ьо, они слабо зависят от энергии в низкоэнергетической области < 80 МэВ. В пион-ядерном рассеянии мнимые части этих амплитуд представляют некогерентную сумму квазисвободных рассеяний иа отдельных нуклонах. Учет энергии связи в ядре и приципа Паули уменьшает область фазового пространства, доступную нуклонам отдачи, по сравнению с процессом на свободном нуклоне. Вследствие этого малые величины 1т Ьо, 1т со и др. становятся ещё меньше по сравнению с доминирующими абсорбтивными членами, даваемыми 1т Во и 1т Со. [c.240]

В противоположность возрастанию ширины А из-за поглощения действие принципа Паули уменьшает ширину свободного распада А -> лгН вследствие уменьшения фазового пространства. Такая особенность появляется в ядерном веществе у квазисвободного рассеяния яН - л Н. В А-дырочной модели это соответствует каналу распада (АЬ) л (НЬ). Квазисвободная ширина [Гд]квазисвоб получается из свободной ширины (7.68) путем отбрасывания занятых нуклонных состояний [c.266]

Рассмотрим неупругое рассеяние с большой передачей энергии. Соответствующие энергетические спектры конечных пионов (так называемые инклюзивные спектры) систематически по всей периодической таблице элементов показывают широкий квазисвободный пик вблизи потери энергии ДЕсвоб 0 /2А/, что отвечает энергии отдачи свободного нуклона при заданном переданном импульсе О. Пример приведен на рис. 7.21. Доминирующий вклад в сечение неупругого рассеяния дает квазисвободный процесс я + + (Н)смзанный - л + Ы. Из рис, 7.22 очевидно, что неупругое рассеяние является главной составной частью сечения реакции на легких ядрах даже в сильно абсорбтивной резонансной области. На очень тяжелых ядрах квазисвободные реакции дают все еще около 25% (для л ) и 55% (для л ) от полного сечения реакций. [c.274]

Квазисвободное неупругое рассеяние обладает точным аналогом в квазвсвободной однократной перезарядке (л ,л ). Для ядер с N 2 в резонансной области этот процесс имеет то же отношение 1 5 к неупругому рассеянию, что и соответствующие свободные тгН-сечения. Доминирующий характер квазисвободного процесса в однократной перезарядке можно считать эксперимен- [c.274]

Мы рассмотрели модель системы, состояш,ей из квазисвободного электрона в плотной жидкости. Как уже было отмечено, такая модель пригодна лишь тогда, когда электрон слабо взаимодействует с атомом однако это условие не сохраняется в случае жидкого гелия. Действительно, отталкивание электрон — атом оказывается в гелии настолько большим, что образование полости в жидкости может приводить к состояниям с более низкой свободной энергией, чем состояние квазисвободпого электрона, несмотря на резкое возрастание кинетической энергии при локализации электрона внутри полости. Пузырьковая модель электрона в жидком гелии обычно приписывается Фейнману, на подробно она была впервые описана Купером в работе [40]. Основная идея модели состоит в том, что достигается устойчивая конфигурация раствора в результате равновесия, которое наступает, с одной стороны, между отталкиванием электрона от всех окружающих атомов и, с другой стороны, между силами сжатия пузырька, возникаюгци-ми из-за поверхностного натяжения. В первоначальной работе Купера [40] поверхностное натяжение было весьма приближенно подсчитано на основе микроскопического подхода. Недавно Левин и Сандерс [41а, б] придали пузырьковой модели более отчетливый вид. В вычислениях Сандерса использованы наблюдаемые значения поверхностного натяжения (вместо взятого из приближенной молекулярной модели), а также волновая функция электрона, соответствующая яме с определенной глубиной, подгоняемой под длину рассеяния. Диаметр пузырька оказался равным приблизительно 20 А, что вдвое превышает значение Купера. В результате соответствующего уменьшения кинетической энергии электрона внутри пузырька последний становится легко с кимаемым и изменяющим форму. [c.166]

В описанной выше трактовке не учитываются поляризационные эффекты. Следует ожидать, что в случае гелия это не ведет к ошибке, большей 10%. В случае гкидких аргона, криптона и ксенона вклад поляризационного потенциала подавляет оттал-кивательную часть потенциала (т. е. длины рассеяния отрицательны). В последних случаях избыточный электрон должен хорошо описываться плоской волной. Высокие подвижности электрона в жидких аргоне и криптоне, установленные недавно Снайдерсом, Райсом и Мейером, согласуются с картиной рассеяния квазисвободного электрона. [c.168]

Рассеяние рентгеновых лучей веществом. Рассеяние квазисвободным электроном [c.193]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология