Оглавление:
Неупругое рассеяние при больших энергиях
- Там нет ничего, что вам нужно Эйкональное приближение, определенное в §131 Взаимное рассеяние двух частиц может быть обобщено. Включить процессы (в том числе Столкновение между высокоскоростными частицами и системой после неупругости Частицы — «мишень» (Р. Дж. Глаубер, 1958). В этом обобщении основные предположения остаются прежними. Их.
- Энергия падающей частицы E равна E \ U \ и ka 1 большие, где U — энергия этого взаимодействия. Действие с целевыми частицами. а — радиус этого взаимодействия. Рассматривается рассеяние с относительно низкой передачей к ним. Частота пульса: небольшое изменение 1p импульса падающих частиц Несогласие с начальным импульсом Kk \ q ^ (Ri, R2, …) — некоторые (n-е) волновые функции
Ядерное начальное состояние (R i, R 2, … — векторы радиуса ядра Так новенький. Людмила Фирмаль
Коэффициент равен r. R i R 2, …) — волновая функция Рассеянная частица заданного значения (g — ее радиус-вектор) Значение R i, R 2, …, играет роль параметров в уравнении Шуле Дингер , ^ D + ^ a d r-R.) Г, 2к2 * = (15 млн.> Где Ua (r-R a) — энергия взаимодействия частицы с a-m нуклоном. Як — ее импульс бесконечно 3). При поиске решения асимптотического уравнения (152.3)
Форма неба <p = eikr + F (ri, n; R b R 2, …) — (152,4) (N ‘= r / r, n = k / k), затем волновая функция (152.2) ^ = + (152,5) G Объясните рассеяние на размещенном ядре (до столкновения) ния) Это г-ное государство. Падающая волна ЭГГ входит (152,5) г) Для тяжелых ядер условие (152.1) приводит к теории относительности Скорость подъема v. Официальный обзор оборудования в этом разделе.
Поскольку это основа нерелятивистской теории, помимо ее эффективности Применимость к тому или иному специфическому процессу рассеяния. 2) Такое приближение аналогично тому, которое лежит в основе теории Молекулы, электронное состояние которых рассматривается в определенном месте Основная ложа. 3) (152.3) предполагает, что взаимодействие между частицами и ядрами уменьшается.
К сумме парных взаимодействий с отдельными нуклонами. Продукт с Ф ^. Второе слагаемое в (152.5) Семенная волна. Однако эта формула Только в условиях, когда амплитуда рассеяния достаточно мала Изменение энергии падающих частиц, т.е. небольшое изменение Ядерный вблизи внутренней энергии. Рассмотрим движение частиц В фиксированном поле нуклонов «неподвижно без движения» (Соответствует формуле (152.3)) Возможны изменения в энергии этого движения.
Чтобы подчеркнуть конкретную амплитуду рассеяния Выражая внутреннее состояние ядра, ^ = е <кгс <+ 2 / / Дп /, н) Ф / ^, (152,6) / Здесь приведены итоги для различных состояний ядра. ffi (n ‘, n) и дано Основной переход if (угол) как функция угла рассеяния н и н ‘). Сравнение (152,6) и (152,5) // D n «= J $} F $ idT, (152,7) Где dr = d3Rid3R 2 …- элементы пространства конфигурации Ядро.
Подчеркните, что эта формула применима только Разность энергий между состояниями r и / относительно невелика. Описывает решение (152.4) уравнения (152.3) § 131 1) метод. Аналогично уравнению (131.7), F (n ‘, n; R b R 2, …) = А [S (p, R b R 2, …) -1] е ~ ^ 2р, (152,8) Где введены обозначения 5 (p, Ri, R2, •••) = exp [2 * <5 (p, Ri, R2, •••)], S (p, Rb Ra, …) = J] ^ (P- (152-9) о <5a (p-R-al) = J Ua (r-R a) dz. — О X) В §131 первоначальное представление волновой функции (131.4) применяется только на расстоянии a ka2.
Эта ситуация Необходим для дальнейшего вывода §131. Тем не менее, Система частиц (ядро) Государство. Выражение (131.4) должно быть применимо ко всему Объем рассеивающей системы, то есть Ro <C ka 2. Где Ро — радиус. Ядро (а а — радиус действия потенциала U) p — проекция радиус-вектора r на плоскость xy, перпендикулярно к (R a ^ — та же проекция, что и радиус века Torus R a); hq = p 7-p Кроме того, в (152,8) попадает только поперечная составляющая.
Функция 6а определяет амплитуду упругого рассеяния частицы Индивидуальные свободные нуклоны / (A) = h / {exp [2i, 5 “(p) — ^ к i q p d 2p- (152.10) Для i-f найдите амплитуду упругого рассеяния из (152.7) и (152.8) Ядро: f u (r i, n) = 7 ^ f [S i p) ~ 1} e ~ iqs> d 2 p, (152.11) Здесь планка означает усреднение внутреннего состояния ядра: S (p) = JS (p, R1, R2, …) \ Mn1, R2 ,. , ) \ 2d r. (152,12) Эта формула является обобщением предыдущей формулы (131.7).
(152.11) n 7 = положить n, оптический Теорема (142.10), получить полное сечение рассеяния a t = 2 Дж (1-Re S) d 2р. (152,13) Интегральное сечение упругого рассеяния Отметьте \ fa \ 2 в направлении n7. Под небольшим углом гонки q «См. q. Элемент телесного угла выполняет d2q / k2. так ° e = J \ S 2Lf. (152.11) f ^ fu является двойным интегралом с fa ( d2pd2pf), интегрированный в d2q по формуле J e * q (p p _ (2tr) 2d (p-p7).
Затем функция d удаляется интегрированием через d2pf. В результате ae = J \ S-l \ 2d2p. (152,14) Наконец, все сечение реакции (Yx- & t & e = J (I- \ s \ 2) d2p. (152.15) Обратите внимание на соответствие формулы (152.13) — (152.15) и общие формулы (142.3) — (142.5). Включите питание От общего (большого / превышенного) до интеграции Для dp (p = l / k), заменяя Si на функцию S (p), (152,13) - (152,15). Z a z h 1.
- Выражение амплитуды упругого рассеяния быстрых частиц действием Трон по амплитудам рассеяния протонов и нейтронов (Р. Дж. Глаубер, 1955). Согласно решению (152.11) амплитуда упругого рассеяния равна трон / d (q) = J IV ^ R-)! 2 jexp 2i S n (р-5 ^) + 2 i 8 р (р + 5 ^ -1х x e to i q f d 3 R d 2 p. (1) Где ^ d (R) — волновая функция относительного движения нейтрона (n) Протоны дейтрона (p); R = R n-R p и ± — проекция R на плоскость, Перпендикулярно волновому вектору падающей частицы k (1).
Различия в фигурных скобках по формату exp (2d5 „+ 2 i S p) -1 = (e 2 i 5 n-1) + (e 2 i 5 p-1) + (e 2 i 6 n-l) (e 2 i 6 p-1) После этого интеграл преобразуется с учетом определения амплитуды гонки. (152.10) засев нейтронов и протонов (/ ^) и наоборот официальный exp [2gr0 (p)] — 1 = 2-f J ^ \ h) e ^ φ-2. В результате / W (q) = / (n) (q) F (q) + / (p) (q) F (-q) — где Mp) = f IV’d (R-)! 2 | 2e-iqR / 2d3fl Deuteron форм-фактор.
Установите q = 0 в (2) (F (0) = 1) и используйте оптический. Людмила Фирмаль
По теореме (142.10) найдите полное сечение рассеяния дейтрона. Re J F (2 q) y M (q) / M (-q) <lV (3) 2. Определение сечения распада быстрых дейтронов на независимые распады Трон и протон при рассеянии на тяжелых поглощающих ядрах. радиус яда Ro больше длины волны дейтрона (кРо 1, Як-им Импульс дейтрона) и радиус дейтрона (Э. Л. Фейнберг, 1954; Р. Дж. Глаубер, 1955; А. И. Ахиезер и А. Г. Ситенко, 1955).
О детерминированных падающих дейтронных плоских волнах Большой (кРо 1) абсорбирующий сердечник действует как непрозрачный экран Волна дифрагирует на нем. Волновая функция движения капли TRON: e ^ ijj diR), где ijjd (R) — внутренняя волновая функция дейтрона (R = R n-R p — радиус-вектор между протонами нейтрона и дейтрона, r = (R n + R p) / 2 — радиус-вектор их центра инерции).
Впитывает доступность Приводит к «поеданию» этой функциональной части, соответствующей ядерной Речные координаты нейтронов и протонов (pn и p) в регионе «Тень» ядра, то есть внутри круга с радиусом Ro. Другими словами, волны Функции равны ф = e’krS (pn, pp) V> d (ii), Если хотя бы один из pn или pp мал, S = 1, если pn, pp ^ Ro и S = 0 R o 1 или более) — эта функция (без фактора fa) соответствует представлению инцидента Волны вида (131.5) (в которых дифракционная кривизна лучей не учитывается is);
Следовательно, коэффициент S имеет то же значение, что и §131.152. Аналогично (152.13) и (152.14), полное сечение рассеяния дейтрона crt (Включая все неупругие процессы) и сечения упругого рассеяния Дано выражением crt = 2 J (1-S) d2p, cre = J (S-I) 2 d2p, Здесь p = (pn + pp) / 2, и реальность S учитывается. S усреднение выполняется В зависимости от основного состояния дейтрона: S (p) = j B ^ ^ K .
Просто получите функцию, такую как ipd 2 т р Действует на расстоянии R вне радиуса ядерной силы Между нейтроном и протоном (ср. (133,14); yn = y / m \ e \ / H, где \ e \ — Энергия связи дейтрона; t — масса нуклона). По определению S — это разница S не равно нулю, если один или оба из 1-2 нуклонов находятся внутри Это круг с радиусом Ро и поглощается ядром.
Таким образом, / <■ -S) d2p = at / 2 (1) Существует сечение захвата для одного или обоих нуклонов. Крит = = sgzakhv + sge + sgrasp, где sgrasp — интересующий раздел «дифракция». Распад дейтрона. Отсюда -1 o ~ t cg e- 2 js {\ -s) d 2p. (2) Если Ro> c> 1, расстояние мало (~ l /> f) Край ядра, интеграция по краю дает коэффициент 27r.Ro, int Вертикальный гриль можно сделать следующим образом Тень ограничена прямой линией.
Последний выбор Как ось y (и направление оси x от тени к y) = 2tgD0 о JLXJS (x) [l-S (x)] dx, 1) Не обращайте внимания на кулоновское взаимодействие дейтрона с ядром. И интеграция оо 2х S (x) = J J J ipd (R) d X d Y dZ, R = X 2 + Y 2 + Z 2 -Со-2x Получить область X n, X p ^ 0 для заданного значения x = (X n + X p) / 2 Или в то же время в регионе \ X \ = \ Xn-Xp \ ^ 2x.
Интегральное преобразование Переход к полярному углу переменных X, R и плоскости Y Z (и d Y dZ-> 2 7 gR d R) и Оо — £ S (x) = 1-e_4z Ro вычисляется с использованием (3) Область p <Ro дает 7t R q). Этот раздел содержит способ захвата дейтронов В общем, захват только одного нуклона и выпуск другого нуклида (Реакция сваливания). Сечение последней реакции составляет (среднее f%) Область прицеливания, соответствующая только одному из двух попаданий Нуклон области тени, и равный _ _7ГRq 0 Захват с «Capture n-0» p- 4us (Р. Сербер, 1947).
Смотрите также:
| Неупругие столкновения тяжелых частиц с атомами | Переходы в непрерывном спектре |
| Рассеяние нейтронов | Соотношение неопределенности для энергии |
