Cтраница 2
Эффективное сечение двухфотонных процессов определяется членом А 2 в первом порядке и членом А р во втором порядке теории возмущений. Член гамильтониана, содержащий А 2, описывает прямой двухфотонный переход из основного состояния в конечное, минуя промежуточные состояния. Член А р обусловливает двухступенчатый процесс возбуждения через виртуальные промежуточные состояния. Состояния молекул с центром симметрии характеризуются определенной четностью. В этом случае в дипольном приближении однофотонные переходы связывают состояния противоположной четности, тогда как двухфотонные переходы, обусловленные оператором А р, осуществляются между молекулярными состояниями одинаковой общей четности. [16]
Рассмотрено образование электрона и позитрона при столкновении двух частиц, движущихся со скоростью, близкой к скорости света. Получено эффективное сечение процесса; оно возрастает как куб логарифма энергии сталкивающихся ядер. [17]
Физическая интерпретация матричных элементов остается в случае заряженных частиц без изменения. Эффективные сечения процессов рассеяния ( В - А) пропорциональны величинам FAB2. [18]
Из выражения (IX.2) видно, что с ростом толщины пластинки ослабление пучка у-квантов происходит по экспоненциальному закону, а процессы, которые приводят к ослаблению, характеризуются коэффициентом, который часто называют эффективным сечением процесса. Вообще под эффективным сечением процесса поглощения или рассеяния понимают такое сечение атома, проходя через которое фотон обязательно будет поглощен или рассеян. [19]
Как нам кажется, предположение [3], что ЛГ-мезоны взаимодействуют с нуклонами главным образом в состоянии с изотопическим спином Т 1, не единственное возможное объяснение этого расхождения. В этом случае эффективное сечение процесса зарядового обмена и эффективное сечение упругого рассеяния - мезонов нейтронами равны друг другу, причем каждое из них составляет 1 / 4 от эффективного сечения рассеяния К - мезона на протоне. Это результат, который трудно согласовать с экспериментальными данными. [20]
Процессы перезарядки обладают особенно большой вероятностью в том случае, когда ион А и атом В принадлежат одному и тому же элементу, например при столкновении протонов с атомами водорода или ионов гелия с атомами гелия. В этих случаях, которые носят название резонансной перезарядки, эффективное сечение процесса может иметь сравнительно очень большую величину, в особенности при малых энергиях сталкивающихся частиц, когда они медленно проходят мимо друг друга. [21]
В этом случае частицы могут попасть в детектор после вторичного рассеяния. В итоге теоретическая кривая регрессии отклонится от экспоненциальной ( приподнят хвост), и экспериментатор получит заниженную величину эффективного сечения процесса. [22]
Так же как и в пион-нуклонном рассеянии, дополнительное ограничение состояний с возможными изотопическими спинами приводит к новым соотношениям между эффективными сечениями процессов рождения. [23]
Легко видеть, что, исключая случай, когда р4 р3, Ф4 Фз эффективные сечения о1 и сг2 не обращаются в нуль. С другой стороны, аналогичным образом можно показать, что если четность / f - мезона остается постоянной ( не меняется) в процессе реакции, то эффективные сечения процессов ( 1) и ( 2) будут стремиться к нулю как ( Ak / 2a) 2, когда Ak стремится к нулю. Здесь Ak - изменение импульса / Г - мезона в процессе реакции, a J / Olfe, где М - масса нуклона, а 8 - энергия связи дейтрона. [24]
При исследовании ядерных реакций и рассеяния частиц интересуются границами углового захвата и величиной телесного угла. При вычислении эффективного сечения процесса необходимо произвести усреднение по интервалам углов и импульсов. [25]
Другим важным различием между аргоном и воздухом является влияние эффективной электронной температуры. Из предыдущих параграфов мы видели, что электронная температура во фронте ударной волны может быть значительно ниже эффективной температуры плазмы и что это различие в температурах должно изменять толщину фронта ударной волны. Однако в случае воздуха электроны быстро приходят в равновесие с молекулами ( и атомами) вследствие большой величины эффективных сечений процессов возбуждения колебательных степеней свободы молекулярного азота. [26]
Выбивание нуклонов из ядра за счет поглощения у-кван в ( ядерный фотоэффект) и вообще расщепление ядер у - вантами практически не играют роли в поглощении у - ИЗлучения. Порог ядерного фотоэффекта лежит в области энергий 6 - М О Мэв, что - соответствует энергии связи нуклона в ядре. Эффективное сечение процесса, как правило, возрастает при увеличении Z вещества. [27]
Как видно из этой формулы, сечение может быть большим для достаточно узкой линии гравитационного излучения не только по сравнению с величиной, определяемой гравитационным радиусом тел, но и с геометрическими размерами самой орбиты. В результате получим по порядку величины Сттах r3 / M - rS / M, где 5 - площадь орбиты. Таким образом, эффективное сечение процесса в случае идеального резонанса превышает геометрическое сечение S в r / M ( c / v) 2 раз. [28]
Не все просто обстоит и при изучении столкновений частиц. Для характеристики процессов столкновений микрочастиц приходится вводить новое понятие так называемого эффективного сечения ( или поперечного сечения) процесса - а. Если допустить, что при попадании в мишень падающие частицы выбывают из пучка ( либо поглощаются, либо отклоняются от своего пути за счет рассеяния), то площадь сечения мишени и будет представлять эффективное сечение процесса: а я 2, где R - радиус мишени. [29]