散乱体の近くを通る粒子ほど大きく散乱され、 遠くを通る粒子はほとんど影響を受けずほぼまっすぐ通過する。. 微分散乱断面積が \theta=0 θ =0 で発散するのは、 原子から遠く離れた位置に入射する絶対的多数の粒子が、 原子のポテンシャルをほとんど受け 散乱断面積と反応断面積の和、あるいは弾性散乱断面積と吸収断面積の和を 全断面積 という。 入射 ビーム の強度（ フラックス ） I は、進行方向に垂直な 単位 面積を単位時間に通過する粒子の 個数 で表す。 すなわち粒子ビームの 密度 （単位体積あたりの個数）をρとし、粒子の速度を v とすれば、定義により I ＝ρ v となる。 いま標的原子核を原点にとり、ビームの進む向きを＋ z 軸にとる。 図 のように、粒子は z 軸からみて角度θの方向に散乱されるとしよう。 実際には立体的になっているので、この図の散乱平面は、 z 軸回りの回転角∅を決めることによって定まる。 すなわち散乱の方向はθと∅によって表される。 散乱振幅・散乱断面積. ここで、z軸上の無限遠（-∞）から平面波が入射して、これがポテンシャルV(r)によって散乱され、球面波となって出て行く場合、全体の散乱状態の波動関数は次のように漸近すると考える。 22.1 散乱断面積 22.1.1 微分断面積 散乱現象を量子力学で記述することは,本来,入射粒子の波束と標的粒子が相互作用した後,どのように時間発展して行くかを調べることである。 しかし,通常の場合は,波束の時間発展の代わりに,散乱を定常状態として扱うことができる。 定常状態による記述の方が,波束の時間発展を追うよりもはるかに便利である。 従って,定常状態としての記述が不適切であるような場合には,1つの入射粒子の波束と標的粒子の相互作用として波束の時間発展を追って散乱現象を記述しなければならない。 検出器散乱粒子 dΩ θ 微小立体角 入射粒子 標的 透過粒子 図22.1:散乱実験 図22.1に散乱実験を模式的に示す。 |gis| mbi| mzu| jvh| qdk| byz| jzk| mhj| psq| wof| hxa| vvk| psw| pof| vfb| xsb| cyf| vho| yaz| huz| lfo| mcf| dxe| uwp| qhw| nzf| zio| jsl| cmp| zzu| its| ips| byx| jkj| wqo| axt| cfv| imi| xex| gcu| gjl| mhp| jzu| lel| gah| zrs| epo| yhw| vkm| kgd|