Длина рассеяния

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]

Еще одним параметром, который можно измерить при помощи прибора с горячей проволокой, является длина рассеяния Я [c.196]

Здесь К — расстояние до осциллятора от точки наблюдения. Тогда длина рассеяния свободного электрона [c.75]

Атом представляет собой резонансную систему. При совпадении частоты первичной волны со с собственной частотой одного из электронов атома со = возникает аномальная дисперсия из-за вклада, вносимого резонансным рассеянием. В этом случае длина рассеяния атома fa зависит от частоты <в или длины волны А, первичного излучения. Вариация атомной амплитуды А/ в зависимости от длины волпы, экстраполированная в каждой точке на угол рассеяния д = О, для атома Са показана на рис. 111.3. В области аномальной дисперсии наблюдается значительный дефицит атомного рассеяния, достигающий для редкоземельных металлов 15 электронных единиц [3]. [c.78]

Здесь Е — энергия падающего нейтрона, Е,. — энергия ядерного уровня, Га и — соответственно полуширины резонансного уровня для поглощения нейтрона и для реэмиссии без изменения энергии нейтрона, С — постоянная. Первый член в этой формуле описывает потенциальное, а второй — резонансное рассеяние. Если уровень Е сильно отличается от энергии нейтрона Е, то резонансный член мал. При уменьшении разности Е — Е ) вклад резонансного члена в общее рассеяние возрастает. Разность Е — Ег) может быть положительной и отрицательной, поэтому сечение о может быть больше и меньше 4лЬ . Например, для ядра ванадия результирующая длина рассеяния оказывается очень маленькой — 0,05 см, а в случае ядер водорода, титана и [c.80]

Рис. 21. Длина рассеяния при разных параметрах потенциала взаимодействия.

Из определения длины рассеяния (110,15) и (110,31) следует, что в приближении нулевого радиуса действия сил (с/ = 0) логарифмическая производная равна с отрицательным знаком обратной величине длины рассеяния. Таким образом, в этом приближении длина рассеяния, логарифмическая производная [c.524]

Используя это соотношение и (110,35), можно вычислить длину рассеяния at для случая рассеяния нейтронов на протонах в триплетном состоянии (спины параллельны) [c.525]

Поскольку в формулу (110,38) входит квадрат длины рассеяния, то исследование упругого рассеяния нейтронов на протонах в синглетном состоянии (так же, как и в триплетном) не определяет знака длины рассеяния. [c.525]

В качестве примера, иллюстрирующего зависимость матрицы рассеяния от волнового числа k, рассмотрим рассеяние нейтрона на протоне. Кйк было указано в 110, такое рассеяние характеризуется в синглетном спиновом состоянии длиной рассеяния йа = — 2,5 10 см, а в триплетном спиновом состоянии — длиной рассеяния Дг = 4,3-10 см. Учитывая (110,15) и связь матрицы s-рассеяния с фазовым смещением [c.589]

Если выразить 5о через длину рассеяния а согласно (123,22), то получим [c.592]

В силу того, что радиусы механизмов обмена в малы, мы ожидаем, что около порога важен только интеграл по объему от Н . Это обстоятельство является причиной замены в первом приближении Яо(г) и А] (г) на эквивалентные потенциалы нулевого радиуса, которые воспроизводят длины рассеяния в борновском приближении. Потенциалы нулевого радиуса определяются матричными элементами от между пионными состояниями Ла д)). (Здесь удобно использовать декартовы изоспиновые индексы.) Легко проверить следующие соотношения [c.46]

В пределе нулевой кинетической энергии пиона упругое d-рассеяние характеризуется длиной рассеяния а а [c.125]

Давайте сейчас точно рассмотрим область около порога в пределе дг - О с амплитудой, равной длине рассеяния /о = а. [c.162]

Это соотношение можно рассматривать как произведение средней длины рассеяния на среднее число столкновений при замедлении до тепловых энергий [см. уравнение (4.42)1. Параметр обычно вычисляется после выбора коэффициента диффузии для быстрой группы и делением его на возраст тепловых нейтронов, так же как л уравнении (8.154). Следует заметить, что выражение (8.141а) может быть записано через плотность замедления 7 = й ср, в впде [c.333]

Отсюда для длины рассеяния связанного электрона получаем fe = ,- - os2u. (Ш.Юд) [c.77]

В случае электронов заряд Zl = 1. В знаменателе формулы (III.12а) meV — удвоенная кинетическая энергия электронов, бомбардирующих атом. Из (III.12а) длина рассеяния электронов точечным2.ядром [c.78]

Длина рассеяния нейтронов покоящимся ядром не зависит от угла рассеяния (рис. III.4), кривая а). Тепловые колебания атомов в твердых телах и в молекулах, амплитуды которых достигают 10% межатомных расстояний, размазывают плотность точечного ядра по объему, поперечником которого нельзя пренебречь по сравнению с длиной волны излучения. Появляется амплитудный температурный форм-фактор, определяемый множителем Дебая — Валлера е , который учитывает влияние тепловых колебаний частиц кристалла на их рассеяние (см. гл. V). Длина рассеяния Рис. III.4. Длина рассея-частицы (ядра или атома в целом) при ния нейтронов а) нокоя- [c.81]

В случае рассеяния нейтронов на протонах в состоянии с антипараллёльными спинами (синглетное рассеяние) длина рассеяния отрицательна а = —2,5-10 см. В синглетном состоянии нейтрон и протон не образуют связанной системы. В этом случае энергия 37 кэВ соответствует [c.525]

Обычно фазовые сдвиги и длины рассеяния обозначаются индексами каналов (1,21,21). Для орбитального углового момента используются спектроскопические обозначения S, Р, D, F,. .. для /= О, 1, 2, 3,. .., к которым (21,2J) присоединяется в качестве индекса. Таким образом. Su и S31 обозначают s-волны (1 = 0) с изоспином 1/2 и 3/2, соответственно четыре р-волновых канала Р ь Pi3, Рз1> Рзз соответствуют возможным комбинациям изоспина/спина 1/2 и 3/2, возникающим в парциальной волне с 1=1. Принято обозначать s-волновые длины рассеяния через ui и аз соотвественно изоспиновым каналам 1/2 и 3/2, в то время как р-волновые объемы рассеяния записываются в виде агу.г/. [c.27]

Усредненная по изоспину длина рассеяния Ьо очень мала, что находит естественное объяснение в рамках мягкопионных теорем (см. раздел 9.4.4). Малость Ьо имеет важное следстве для ядерного взаимодействия пионов при низких энергиях — главный вклад в когеретное з-волновое рассеяние в ядрах подавлен. [c.30]

Константа вычета ИеТ аСтд) определяется вещественной частью длины рассеяния а й, которая и составляет главную экспериментальную неопределенность. Ее величина равна Ке Ряй(.гпя) = = (-0,08 0,01) Фм. Из этого рассмотрения получается "экспериментальная величина для Не л<1(<ы), показанная на рис. 4.4. Как и для полного сечения, в этом случае хорошим приближением является уже сумма амплитуд на нейтроне и протоне. Основная поправка опять происходит от движения нуклона. Двукратное рассеяние дает положитель11ый вклад выше А-резонанса и отрицательный — ниже А-резонанса. Эти поправки можно оценить, следуя процедуре, описанной в разделах 4.2.3 и 4.2.4. Результат [c.121]

Возможно установить точную связь между вещественной частью длины рассеяния и длинами л К-рассеяния. Причина заключается в том, что физика взаимодействия определяется большими размерами дейтрона. Отношение длины л Ы-рассеяния к дейтронному радиусу, йлы/Ла = 1/20, является естественным малым параметром этой задачи. Радиусом тгК-взаимодействия можно пренебречь, т.е. нуклоны можно рассматривать как точечноподобные. Дополнительное упрощение заключается в малости отношения массы пиона к массе нуклона. Хорошим приближением является предположение о статичности нуклона и пренебрежение членами порядка тж М. [c.126]

Рассмотрим сначала два фиксированных рассеивателя 1 и 2, находящиеся на расстоянии гп, с элементарными длинами рассеяния а и 02. В низшем порядке по этим элементарным длинам рассеяния полная длина рассеяния равна сумме а + аг. Во втором порядке рассеяние на частице 1 приводит к сферической расходящейся волне а11г2-Г Г, которая потом рассеивается на частице [c.126]

Характерная особенность лК-взаимодействия состоит в том, что изоскалярная сумма длин рассеяния (которая как раз и имеет отношение к я<1-рассеянию) а -п + 0,02 гпл очень мала из-за сокращений. Поэтому в нашем случае второй член разложения играет важную роль. [c.126]

Рассмотрим в качестве первого примера поправки на энергию связи. Для систематического исследования этой проблемы можно выбрать длины рассеяния яН в качестве переменных и вычислить йл<) в отсутствие поглощения. Оказывается, что полный трехтельный результат хорошо согласуется со статическим приближением, основанным на предположении о том, что движение пиона подстраивается под мгновенные положения нуклонов (приближение Борна—Оппенгеймера). Этот результат — нетривиальный, так как известно, что индивидуальные вклады от однократного и двукратного рассеяния имеют важные поправки на энергию связи (см. раздел 4.4). [c.149]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология