Сечение рассеяния полное дифференциальное

Описание динамики жидкости состоит в моделировании полной корреляционной функции с последующим сравнением дважды дифференциального сечения рассеяния, вычисленного на ее основе, с измеренным экспериментально. Решение этой задачи упрощается, если функцию парной корреляции 0 (7 , () выразить через статистическую функцию атомной плотности рат(/ ) и автокорреляционную функцию д/Я, г"), пользуясь соотношением [c.65]

Направление рассеяния сталкивающихся частиц в системе центра масс задается двумя углами б и ф по отношению к вектору относительной скорости U исходных молекул поэтому дифференциальное сечение рассеяния, заданное как функция ф и и, характеризует столкновение в системе центра масс. Переход к любой другой системе координат выполняется однозначно на основе закона сохранения полного импульса при заданной величине Ai Число молекул, рассеянных в единицу времени в единицу телесного угла в направлении ii, ф в результате процесса (8.21), пропорционально произведению дифференциального сечения на скорость, относительного движения частиц и на значения плотности молекул А и В в состояниях i и / [c.92]

Известно, что ввиду особенностей кулоновского взаимодействия (дифференциальное сечение в области малых углов рассеяния 9 ведет себя как 9 ) полное сечение рассеяния расходится. Поэтому к плазме интеграл столкновений в форме Больцмана неприменим. Кроме того, поскольку рассеяние происходит, в основном, на малые углы, энергия частиц при столкновении меняется незначительно. Эти обстоятельства позволяют упростить интеграл столкновений заряженных частиц (получающееся выражение и называется интегралом столкновений в форме Ландау). [c.121]

В качестве примера рассмотрим случай рассеяния л— 0, для которого имеется точный анализ парциальных волн, основанный на дифференциальных сечениях при кинетических энергиях в лабораторной системе 30 МэВ < Т 340 МэВ. Важное наблюдение из рис. 7.7 состоит в резком уменьшении параметров неупругости / при переходе от низких энергий в область А-резонанса. При Т >150 МэВ волны с < 4 столь сильно неупруги, что парциальные сечения реакции близки к геометрическому пределу (,2Ь + 1)л/д . Большая доля сечения реакции в полном пион-ядерном сечении очевидна также из рис. 7.8 сечение реакции Ог в резонансной области энергий составляет доминирующую часть полного сечения. [c.250]

Полное сечение реакции (8.28) равно дифференциальному сечению, проинтегрированному по всем углам рассеяния, [c.93]

Статистическое приближение вводит определенные предположения относительно матрицы рассеяния 5 — величины, однозначно определяющей дифференциальное и полное сечение. В общепринятом варианте статистической теории (см. табл. 2.1, вариант 2, 3) предполагается, что интерференционные члены вида не дают в среднем вклада в сечение, а квадраты модулей матричных эле.ментов 5пр все одинаковы и равны величине, обратной общему числу открытых каналов. Ниже в рамках этого приближения рассмотрим простейший элементарный процесс столкновение атома А с двухатомной молекулой ВС. [c.58]

Наиболее прямой путь для описания динамики таких реакций— расчет классических траекторий на поверхности, подобранной эмпирически или вычисленной приближенными квантовомеханическими методами [12, 15—17]. Большинство выполненных в последнее время расчетов классических траекторий включало движение с учетом всех степеней свободы, кроме поступательного движения центра масс. Можно изменять качественные характеристики поверхности потенциальной энергии и наблюдать соответствующие изменения в расчетных вращательных и колебательных распределениях продуктов, а также в дифференциальных и полных поперечных сечениях столкновений, приводящих к реакции. Есть надежда путем таких расчетов получить простые обобщенные уравнения, связывающие некоторые виды поверхностей с определенными типами рассеяния и энергетическим распределением продуктов. Например, в серии работ по исследованию реакций типа А + ВС АВ -ЬС. Поляни и сотр. [7, 12, 18] рассмотрели процесс выделения энергии на различных стадиях реакции. [c.128]

Неупругое рассеяние электронов и изучение спектра энергетических потерь уже давно привлекают к себе внимание исследователей (см. [212, 213]). Были разработаны соответствующие экспериментальные методики и получен богатый экспериментальный материал. В большинстве этих исследований изучались дифференциальные и полные сечения неупругого рассеяния (в том числе отвечающие отдельным энергетическим переходам), их зависимость от энергии (а для дифференциальных сечений и от угла рассеяния), а также тормозные способности веществ по отношению к электронам и тому подобные характеристики. Важной задачей многих исследований этого типа являлась также экспериментальная проверка различных вариантов теории рассеяния и выяснение природы процесса столкновений микрочастиц. Объектами этих исследований часто служили не слишком сложные атомы (Н, Не), а энергия налетающих электронов в большинстве работ не превышала 1 кЭв. [c.262]

После вычисления орбитальных интегралов и затем интегрирования дифференциального сечения возбуждения по всем направлениям рассеяния получим полное сечение возбуждения порядка ЕК в следующем виде [c.171]

Неупругое рассеяние. Дифференциальное по энергии сечение упругого рассеяния (1.30) может быть использовано для расчета сечений ионизации и возбуждения атомов и молекул. При этом в простейшем приближении пренебрегают внутренним движением связанного электрона. Полагая, что все столкновения, при которых связанному электрону передается энергия, превышающая потенциал ионизации, приводят к акту ионизации, получаем формулу Томсона для полного эффективного сечения ионизации [c.13]

Характерный вид сечений. Решение ряда задач физической кинетики требует учета множества элементарных процессов, определяющих результат расчета. При этом в качестве исходной предпосылки необходим набор сведений по полным и дифференциальным сечениям всех существенных каналов взаимодействия частиц. Имеющихся в наличии экспериментальных и теоретических данных обычно явно недостаточно. В результате возникает необходимость в создании обобщенных полуэмпирических моделей рассеяния. [c.18]

Предполагаемые эксперименты [40] по изучению рассеяния в системе Не — Не , возможно, покажут, обусловлено ли различие теории и эксперимента неадиабатичностью из-за движения ядер. Кроме того, измерения дифференциального поперечного сечения рассеяния (а не полного поперечного сечения) позволят более точно определить вид ме/катомного потенциала. [c.226]

Ф — угол поляризации, как показано на рис. 6.8. Для изотропного рассеяния = а/4л, где о — полное сечение соответствующего процесса рассеяния. При молекулярном рассеянии соответствующее дифференциальное сечение для плоскоиоля- [c.351]

Как следует из определений, полное сечение рассеяния вычисляется через дифференциальные путем интегрирования их соответственно по углу или по потере знергии. Зачастую при этом определяющий вклад в значение интеграла внсхит интервал интегрирования, включающий в себя малые значения х либо АЕ. В результате значение полного эффективного сечения столкновения определяется несущественными по физической сути актами рассеяния на малЫе углы, приводящими к малым потерям знергии пробной частицей. В таких случаях, имеющих место, в частности, при упругом рассеянии, в качестве параметра задачи может фигурировать так называемое диффузионное или транспортное сечение рассеяния, определяемое выражением [c.8]

Распад комплексов, образованных при двойных столкновениях молекул, описывается общей теорией рассеяния. Напомним, что основное понятие этой теории — дифференциальное сечение д элементарного процесса — определяется как отношение числа частиц продуктов, рассеянных в единицу телесного угла, к потоку реагентов. Эта величина измеряется в идеальном эксперименте с молекулярными пучками. Полное сечение процесса о пропорционально числу частиц продуктов, рассеянных на все углы, и равно проинтегрированному по всем телесным углам дифференциальному сечению. Умноженное на относительную скорость реагентов н усредненное по распределению скоростей полное сечение определяет так называемую микроскопическую константу скорости реакции [9]. Эта величина измеряется, например, в хемилюминес-центных экспериментах близкая по смыслу величина входит в обобщенные кинетические уравнения Больцмана, описывающие неравновесную кинетику. [c.58]

Подразумевая для простоты обозначений квантовые числа v,j и v, / входящими в индексы каналов у и у, мы можем представить дифференциальные сечения qy>y (6) в виде разложения по полному набору функций угла рассеяния 0 = ar os (A ) (здесь и далее понимается угол рассеяния в системе центра масс). [c.63]