Cтраница 1
Эффективный поперечник рассеяния, обусловленного куло-новскими силами отталкивания, определяется, как известно, формулой Резерфорда. [1]
Понятие эффективного поперечника рассеяния частиц, определенное с помощью терминов классической механики в § 6, непосредственно переносится в квантовую механику. Действительно, дифференциальный эффективный поперечник рассеяния в данный элемент телесного угла равен отношению числа рассеянных частиц, летящих в этом элементе угла, к плотности потока падающих частиц. Так как поток и плотность потока могут быть определены кван-товомеханическим способом, эффективное сечение в квантовой теории имеет тот же смысл, что и в классической теории. [2]
Даже тогда, когда дифференциальный эффективный поперечник рассеяния частиц на малые углы обращается в бесконечность, но не по очень сильному закону, полный эффективный поперечник может остаться конечным. [3]
Так как для определения дифференциального эффективного поперечника рассеяния важна только абсолютная величина угла отклонения, мы выбрали для тангенса один знак. На рисунке 6 различные знаки а отвечали бы отклонению частицы вверх или вниз в плоскости чертежа, что в данном случае безразлично. [4]
Таким образом, зависимость эффективного поперечника рассеяния частиц от расстояния до рассеивателя в квантовой механике иная, чем в классической механике. В § 6 было показано, что если сила на бесконечно большом расстоянии не обращается в нуль тождественно, а не просто стремится к нулю, то каждая частица, как бы далеко от рассеивателя она ни пролетала, немного отклонится. Вследствие этого классическое выражение дифференциального эффективного поперечника рассеяния на малый угол стремится к бесконечности, если сила взаимодействия частицы с рассеивателем не обращается в нуль на некотором конечном расстоянии г0 от рассеивателя и дальше остается равной нулю. [5]
Мы рассмотрим сначала приближенный способ определения эффективного поперечника рассеяния частиц, а затем перейдем к более точным методам. [6]
Квадрат модуля фигурной скобки представляет собой, как известно, эффективный поперечник рассеяния, отнесенный к единице телесного угла в системе, связанной с центром инерции протонов. [7]
Оказывается, что, если выполнено условие (35.14), угол рассеяния 8 вообще выпадает из выражения для эффективного поперечника рассеяния частиц. В каждый элемент телесного угла попадает одно и то же число частиц. [8]
На свободный электрон падает плоская световая волна, которая приводит его в колебательное движение. Найти эффективный поперечник рассеяния, определяемый как отношение рассеиваемой энергии в единицу времени к плотности потока энергии падающего излучения. [9]
Понятие эффективного поперечника рассеяния частиц, определенное с помощью терминов классической механики в § 6, непосредственно переносится в квантовую механику. Действительно, дифференциальный эффективный поперечник рассеяния в данный элемент телесного угла равен отношению числа рассеянных частиц, летящих в этом элементе угла, к плотности потока падающих частиц. Так как поток и плотность потока могут быть определены кван-товомеханическим способом, эффективное сечение в квантовой теории имеет тот же смысл, что и в классической теории. [10]
Рассматривается когерентное рассеяние 7 - лУчей ядрами, вытекающее из дираковской теории позитронов. Выводятся формулы для эффективного поперечника рассеяния. [11]
Из таблицы видно, что на низких частотах коэффициенты рассеяния по интенсивности и давлению значительно больше для мягкой сферы, чем для жесткой. В соответствии с этим эффективный поперечник рассеяния мягкой - сферы равен учетверенной площади сечения сферы, в то время как для жесткой поперечник рассеяния во много раз меньше геометрического сечения. [12]
Таким образом, зависимость эффективного поперечника рассеяния частиц от расстояния до рассеивателя в квантовой механике иная, чем в классической механике. В § 6 было показано, что если сила на бесконечно большом расстоянии не обращается в нуль тождественно, а не просто стремится к нулю, то каждая частица, как бы далеко от рассеивателя она ни пролетала, немного отклонится. Вследствие этого классическое выражение дифференциального эффективного поперечника рассеяния на малый угол стремится к бесконечности, если сила взаимодействия частицы с рассеивателем не обращается в нуль на некотором конечном расстоянии г0 от рассеивателя и дальше остается равной нулю. [13]
Если бы не было дифракционных явлений, то из плоской волны переизлучалась бы мощность, задержанная полоской, ширина которой равна удвоенному радиусу цилиндра. Однако в волновых процессах существенную роль играют процессы дифракции и интерференции волн. Эффективная ширина цилиндра может быть как больше, так и меньше геометрического поперечника. Для того чтобы в этом убедиться, вычислим эффективный поперечник рассеяния для длинных и коротких волн. [14]