Вычисление - сечение
Cтраница 3
Подстановка выражения (10.5) в (10.4) позволяет выразить вероятность неадиабатического перехода через прицельный параметр, вычислить сечение и затем константу скорости неадиабатического процесса. При этом нужно учесть, что при атомных столкновениях точка пересечения проходится дважды: первый раз при сближении атомов, второй раз - при разлете. Поэтому при вычислении сечения в качестве вероятности перехода должна быть использована величина Ij2 означающая вероятность двойного прохождения системой области4 пересечения термов. [31]
Как в уравнении Юлинга - Уленбека, так и в его приближенной форме для слабого взаимодействия сечение рассеяния состоит из двух членов, описывающих прямое и обменное столкновения. Он целиком обусловлен квантовой статистикой и не имеет классического аналога. Вследствие неразличимости молекул при вычислении сечения рассеяния наряду с прямым процессом необходимо учитывать процесс, при котором падающие частицы обмениваются местами ( фиг. [32]
Интенсивность комптон-эффекта описывается его сечением. Этот расчет и поныне является образцом для проведения вычислений сечений в квантовой электродинамике. [33]
В данной главе мы проквантуем скалярное и спинорное поля методом функциональных интегралов по аналогии с той трактовкой квантовой механики, которая была дана в предыдущей главе. Далее мы введем взаимодействия, применим к ним теорию возмущений и сформулируем правила Фейнмана. Затем, подробно рассмотрев спинорные поля, завершим главу вычислением сечения пион-нуклонного рассеяния. [34]
Рассеяние частиц описывается волновой функцией, которая представляет суперпозицию двух слагаемых. Другое - тенеобразующее - возникает в силу того, что за шариком возникает область тени, в которой вероятность найти частицу мала. Интерференция падающей волны с тенеобразующей волной и приводит к образованию области тени. Следует отметить, что подобный результат был получен Г. А. Ми в 1908 г. при вычислении сечения рассеяния света на шариках задолго до создания квантовой механики. Именно дифракционное отклонение на малые углы 0 А / а, где Л Я / р, приводит к дополнительному вкладу в сечение рассеяния. В этой области сечение рассеяния сг ( 0) имеет острый максимум. [35]
Решим задачу на основе следующей модели. Будем считать, что если электрон попадает в область, находящуюся вблизи комплексного иона радиуса R0, то имеет место рекомбинация. В противном случае рекомбинации не происходит. Тем самым мы выделяем область сильного взаимодействия электрона и комплексного иона. Поэтому далее наша задача сводится к вычислению сечения попадания электрона в область радиуса R0 вблизи комплексного иона. [36]
Полное сечение рассеяния at na2 равно площади поперечного сечения шарика. Рассеяние частиц описывается волновой функцией, которая представляет суперпозицию двух слагаемых. Другое - тенеобразующее - возникает в силу того, что за шариком возникает область тени, в которой вероятность найти частицу мала. Интерференция падающей волны с тенеобразующей волной и приводит к образованию области тени. Следует отметить, что подобный результат был получен Г. А. Ми в 1908 г. при вычислении сечения рассеяния света на шариках задолго до создания квантовой механики. Именно дифракционное отклонение на малые углы Q K / a, где Kh / p, приводит к дополнительному вкладу в сечение рассеяния. В этой области сечение рассеяния а ( В) имеет острый максимум. [37]
Полное сечение at тга2 равно площади поперечного сечения шарика. Рассеяние частиц описывается волновой функцией, которая представляет суперпозицию двух слагаемых. Другое - тенеобразую-щее - появляется в силу того, что за шариком возникает область тени, в которой вероятность найти частицу мала. Интерференция падающей волны с тенеобразующей волной и приводит к появлению области тени. Следует отметить, что подобный результат был получен Г.А. Ми в 1908 г. при вычислении сечения рассеяния света на шариках задолго до создания квантовой механики. Именно дифракционное отклонение на малые углы 9 А / а, где А Н / р, приводит к дополнительному вкладу в сечение рассеяния. В этой области дифференциальное сечение рассеяния а ( в) имеет острый максимум. [38]
Предполагая, что канал однороден, авторы решали задачу о расширении канала в воде для случая, когда мощность джоулевой диссипации есть заданная функция времени. Таким образом, фактически измерялось только сопротивление плазменного канала, а его объем в диапазоне расширений 1 - 5 вычислялся. Это связано и с неоднородными распределениями плотности и температуры, развивающимися в канале, и с неадекватным описанием термодинамики вольфрама в рамках уравнения состояния SESAME, и с погрешностью в вычислении сечения канала. [40]
Страницы: 1 2 3