Cтраница 2
Оценки пропускания канала пучка для воздействующего излучения наиболее просты в случае слабонелинейной среды и малой концентрации очагов пробоя, когда можно воспользоваться приближением заданного поля при оценке оптических сечений плазменных образований и пренебречь их взаимной экранировкой. [16]
Для оценки сечений A7V и S7V делаем аналогичные предположения о взаимодействии странных кварков с не странными: a ( su) a ( sd) a ( su) а. [17]
Ковариантные вывод и представление формулы Вайцзеккера - Вильямса. Ковариантное представление этой формулы использовано в тексте данной книги для оценки сечения рождения мюонной пары под действием нейтрино в кулоновом поле ядра. [18]
В результате получается, что исчезающе малое сечение для заряженных частиц с энергиями, близкими к высоте барьера, приходится сопоставлять с верхним пределом я 2 для нейтронов очень низкой энергии. Поскольку кулоновский барьер является весьма существенным фактором, определяющим сечения реакций под действием заряженных частиц, то выражение ( 18) дает лишь оценку сечения, а не его точный верхний предел. Несмотря на свой приближенный характер, выражение ( 18) оказалось полезным для оценки сечений реакций, вызываемых заряженными частицами, особенно в тех случаях, когда кулоновский барьер заменяется эффективным кулоновским барьером [20], допускающим туннельный переход через диффузную поверхность ядра. [19]
Вопрос о точности определения парциальных давлений подробно рассмотрен в разделе I. Напомним только, что в простейших случаях точность может достичь 20 - ЗЭ %, в более сложных случаях она определяется коэффициентом 1 5 - 2 0, который характеризует надежность оценок сечений ионизации. Очевидно, что определение активности в методе изотермического испарения может быть проведено со значительно более высокой точностью, так как здесь исключаются абсолютные величины парциальных давлений. [20]
Еще один аспект нечеткого разграничения между явлениями рассеяния и поглощения касается механизмов потерь, рассмотренных ранее в разделе о поглощении в неоднородных средах. Потери, вызванные как вязким относительным движением, так и тепловым затуханием, можно рассматривать на основе явлений рассеяния. Морз и Ингард [154] при оценке сечений поглощения и рассеяния в случае нежесткой сферы рассмотрели эти эффекты, исходя из анализа распространения рассеянных тепловой и сдвиговой волн, которые быстро затухают в пограничном слое, непосредственно примыкающем к поверхности сферы. Предполагалось, что амплитуды этих волн сравнительно велики и что на поверхности рассеивающей сферы выполняются граничные условия для температуры и тангенциальной компоненты скорости. При этом форма продольной рассеянной волны мало отличается от формы, рассчитанной в пренебрежении вязкими и тепловыми потерями, однако сечение поглощения такой волны существенно зависит от этих потерь. [21]
В результате получается, что исчезающе малое сечение для заряженных частиц с энергиями, близкими к высоте барьера, приходится сопоставлять с верхним пределом я 2 для нейтронов очень низкой энергии. Поскольку кулоновский барьер является весьма существенным фактором, определяющим сечения реакций под действием заряженных частиц, то выражение ( 18) дает лишь оценку сечения, а не его точный верхний предел. Несмотря на свой приближенный характер, выражение ( 18) оказалось полезным для оценки сечений реакций, вызываемых заряженными частицами, особенно в тех случаях, когда кулоновский барьер заменяется эффективным кулоновским барьером [20], допускающим туннельный переход через диффузную поверхность ядра. [22]
Поэтому при вычислении 3р для волновой функции дейтрона вне области действия ядерных сил имеет смысл пользоваться уточненным значением множителя N. В этом отношении расчет сечения расщепления дейтрона отличается от расчета сечения захвата нейтпона протоном. В последнем случае роль внутренней области ( 0, г0) более значительна; пользуясь формулой ( 12 13) для волновой функции, мы можем получить лишь оценку сечения захвата, поэтому мы считали в § 11 множитель N равным единице. [23]
Можно ожидать, что эта оценка приводит к заниженному значению авнутр. Роль ed в приведенной оценке сводится к тому, что эта энергия отличается от действительной не на много порядков величины. Эти же представления были использованы Сер-бером и при оценке сечения. Принимается также, что расстояние г между нейтроном и протоном не меняется существенно за время столкновения. Так как энергия дейтрона велика, то кинетическая энергия ( связанная с переносной скоростью), приходящаяся на один нуклон, равна примерно 90 Мэв; эта энергия велика по сравнению с обычно принимаемым значением энергии внутреннего относительного движения нейтрона и протона в дейтроне. Поэтому предположение о том, что г остается постоянным за время столкновения, является разумным. По этой причине протон попадает на поверхность ядра только один раз за время столкновения, а то обстоятельство, попадает ли он на поверхность или нет, определяется целиком тем, где проходит прямолинейная траектория протона - внутри круга радиуса b в плоскости, перпендикулярной импульсу протона, или снаружи. В случае, если в круг попадает и нейтрон, осуществляются реакции другого типа, и хотя в этих реакциях тоже могут возникнуть нейтроны, их энергия будет, по-видимому, заметно отличаться от энергии нейтронов при процессе срыва. Если использованные выше представления правильны, то две группы нейтронов можно отличить одну от другой экспериментально. Рассмотрим точку Р на окружности радиуса b в плоскости, перпендикулярной импульсу дейтрона. Элемент дуги окружности ds в точке Р апроксимируется прямой. [24]
Таким образом, уравнение ( 13) в той или иной форме использует для расчета парциальных давлений знание состава конденсированной фазы. Работы, в которых для определения состава пара привлекались сведения о составе азеотропа [116], о конгруэнтной сублимации и стехиометрии соединений [117, 126, 127], дают примеры применения - уравнения ( 13) на частных случаях. Естественно, что брутто-свойство не чувствительно к тем составляющим, которые слабо представлены в паре. Поэтому не следует ожидать, что уравнение ( 13) может оказаться полезным при определении парциальных давлений молекул, содержание которых не превышает нескольких процентов. В этих случаях приходится пользоваться оценками сечений ионизации. [25]
Здесь описана теория всех тех явлений, для которых существует более или менее полная количественная теория. Имеется одно исключение: в курсе не отражены частичные успехи дисперсионной теории пион-нуклонного рассеяния. Это связано в основном с недостатком времени: курс лекций был прочитан всего лишь за шесть месяцев. Более полный курс был дан в 1959 - 1960 гг. в Калифорнийском технологическом институте. В него вошел материал, освещенный в этих записях, а также такие лекции по дисперсионной теории и оценкам сечений в приближении доминирующих полюсных диаграмм, которые, к сожалению, не были записаны. [26]