Cтраница 3
Рассмотрим случай, когда функция поглощения р ( х, у) возникает из-за того, что некоторые электроны рассеиваются, не давая вклада в изображение. Часть из них теряет много энергии в процессах неупругого рассеяния, так что их нельзя сфокусировать должным образом в плоскости изображения. Такое расфокусированное изображение будет добавляться к изображению в фокусе, которое образуется упруго рассеянными электронами. Таким образом, на получение изображения деталей образца, размер которых превышает 20 А, неупругое рассеяние не влияет. При получении изображения деталей, меньших 10 А, неупруго рассеянные электроны будут давать медленно изменяющийся ( с углом) фон, уменьшающий контраст. [31]
Наблюдения, о которых уже сообщалось, были сделаны для толщин кристаллов, гораздо больших, чем допускает упругое рассеяние. Процесс каналирования включает в себя существенно большое число процессов некогерентного неупругого рассеяния. Следовательно, трактовка каналирования с помощью дифракции волн обязательно должна использовать рассмотрение процессов упругого рассеяния, объясняемых с помощью приближения фазовой и амплитудной решеток, в совокупности с процессами многократного неупругого рассеяния. [32]
Эти данные до 400 Млв нанесены на рис. 2иЗи, как видно из рисунков, хорошо согласуются с предсказаниями теории. При энергиях, больших 400 Мэв, существенную роль начинают играть процессы неупругого рассеяния с образованием нескольких мезонов. В настоящее время ведутся расчеты таких процессов, причем уже получено качественное согласие с опытом. [33]
УЗ, а остальные матричные элементы равны нулю. Таким образом, в первом порядке теории возмущений при столкновении происходят лишь процессы неупругого рассеяния, сопровождающиеся переходом ротатора в первое возбужденное состояние. [34]
При работе со стационарным источником нейтронов в НГМ регистрируются гамма-кванты, образовавшиеся при неупругом рассеянии и радиационном захвате нейтронов породой. Однако эти два процесса взаимодействия нейтронов с веществом разделяются во времени: процесс неупругого рассеяния нейтронов протекает лишь в начальной стадии их замедления, а процесс радиационного захвата нейтронов - в конце их жизни. [35]
Эта таблица отражает следующий уровень теоретического обобщения: за исключением фотона и лептонов, она перечисляет частицы, которых не было в табл. 1 и которые имеют существенно иной экспериментальный статус. Так, кварки ( и глюоны) экспериментально проявляют себя как партоны в процессах глубоко неупругого рассеяния, скажем, электрона на протоне. В таком процессе передача импульса и общая полная энергия вторичных адронов в системе центра масс должна быть 1 ГэВ ( - 10 массы протона); тогда оказывается, что лептон взаимодействует не с протоном, как целым, а с его точечной составляющей, несущей часть 4-импульса протона; эта составляющая называется партоном. История постепенного отождествления теоретических кварков ( и глюонов) с экспериментальными партонами является очень интересной иллюстрацией к проблеме формального / реального существования. [36]
Вместе с тем не так прямо интенсивность будет зависеть от других условий процесса рассеяния, включающих температуру и наличие поглощения1 или процессов неупругого рассеяния. Отсюда следует, что наблюдения интенсив-ностей динамической дифракции можно использовать для измерения с высокой точностью любой из этих величин или эффектов при условии, что другие величины достаточно хорошо контролируются. Недавно был разработан ряд методов, при помощи которых динамические эффекты используются для получения данных, ценных для различных областей науки и техники. [37]
Наряду со значительным числом исправлений и мелких изменений, в настоящем издании сделан также и ряд более крупных добавлений. Из них отметим операторный метод вычисления сечения тормозного излучения, вычисление вероятности рождения пар фотоном и вероятности распада фотона в магнитном поле, исследование асимптотического поведения амплитуд рассеяния при высоких энергиях, обсуждение процессов неупругого рассеяния электронов адронами и превращения электрон-позитронных пар в адроны. [38]
Согласно первым двум реакциям, образуется ядро другого элемента; в результате третьей реакции мы вновь получим исходное ядро, а энергия испущенного нейтрона изменится. Поэтому реакцию последнего типа называют неупругим рассеянием. Процесс неупругого рассеяния имеет сравнительно большую вероятность для многих атомных ядер середины и конца периодической системы элементов. Однако если энергия дейтрона близка к одному из энергетических уровней возбужденного ядра, то вероятность захвата нейтрона ядром резко возрастает. Этот процесс называется резонансным захватом. В результате его происходит ядерная реакция одного из указанных выше типов. [39]
Для отдельных изолированных атомов единственный заметный вклад в поглощение возникает как следствие возбуждения электронов атомов. Электроны падающего пучка, подвергшиеся процессу неупругого рассеяния, включающему в себя такое возбуждение, будут терять энергию порядка 10 эВ; эти электроны можно отделить от упруго рассеянных электронов с помощью энергетического анализатора. Следовательно, процесс неупругого рассеяния может привести к необходимости введения в рассмотрение функции поглощения для упругого рассеяния. [40]
Остановимся теперь на изучении температурного диапазона Т 7, где эффекты локализации слабы. Здесь длина L преобрета-ет прямой физический смысл: это расстояние, на которое электрон может продиффундировать когерентным квантово-механическим образом. На больших расстояниях движение становится классическим и контролируется процессами неупругого рассеяния. В диапазоне L L можно доверять классической интуиции, которая утверждает, что при заданном токе напряжения вдоль последовательных участков в одномерном проводнике складываются. Это важное замечание может быть также выведено и из формализма Ландауэра, о котором будет рассказано в гл. Итак, масштаб L, на котором теряется когерентность в протяженной системе, определяет максимальную длину, до которой теория Т 0 остается справедливой. На больших масштабах устанавливается классический механизм проводимости. [41]
Рождение нейтрона имеет место в одном из урановых блоков, причем первоначально нейтрон имеет значительную скорость. Наряду с этим процессом, в блоках происходит также процесс неупругого рассеяния нейтронов на атомах урана, посредством которого нейтроны могут замедляться, так что их энергия станет ниже порога деления х U238, а также происходит процесс ухода нейтронов из уранового блока в замедлитель. [42]
В нормальном режиме образец кристалла / С, дрейфовая труба Т и первая сетка С заземлены, так что падающий и отраженный пучки не испытывают действия поля. Две центральные сетки С2 и С3 соединены вместе и находятся под отрицательным по отношению к земле потенциалом Vc, почти равным энергии первичного пучка. Поэтому упруго отраженные электроны имеют достаточную для прохождения энергию, в то время как электроны, потерявшие значительную часть энергии в результате процессов неупругого рассеяния в образце, пройти не могут. [43]
Наблюдения, о которых уже сообщалось, были сделаны для толщин кристаллов, гораздо больших, чем допускает упругое рассеяние. Процесс каналирования включает в себя существенно большое число процессов некогерентного неупругого рассеяния. Следовательно, трактовка каналирования с помощью дифракции волн обязательно должна использовать рассмотрение процессов упругого рассеяния, объясняемых с помощью приближения фазовой и амплитудной решеток, в совокупности с процессами многократного неупругого рассеяния. [44]
Для возбуждения спектра в РЭА, РАА и РФА используют рентгеновскую трубку. Термоэлектроны, ускоряемые напряжением 20 - 60 кВ, попадают на поверхность анода-мишени. При прохождении электронов через материал анода происходит их упругое и неупругое рассеяние на связанных электронах и электронах проводимости. Процесс неупругого рассеяния первичного электрона приводит к постепенному уменьшению его энергии, а следовательно, к торможению. Если энергия, которую первичный электрон передал связанному электрону в процессе неупругого рассеяния, больше энергии ионизации соответствующего электронного уровня атома, то с этого уровня происходит эмиссия вторичного электрона - ионизация электронным ударом. Экспериментально установлено, что вероятность этого процесса максимальна, если энергия первичного электрона в 3 - 4 раза больше энергии ионизации. Данное обстоятельство используют при выборе рабочих параметров рентгеновской трубки. [45]