屏蔽效應應用哈默納科諧波減速機SHF-58-120-2A-GR1.氫原子核外只有一個電子，不存在屏蔽效應。

2.與鉆穿效應相反，在多電子原子中，一個電子不僅受到原子核的引力，而且還要受到其他電子的排斥力。內層電子排斥力顯然要削弱原子核對該電子的吸引，可以認為排斥作用部分抵消或屏蔽了核電荷對該電子的作用，相當于使該電子受到的有效核電荷數減少了。于是有Z* = Z-σ，式中Z*為有效核電荷，Z為核電荷。σ為屏蔽常數，它代表由于內層電子的斥力而使原核電荷減少的部分。

多電子原子結構復雜。難以精確的說明一個電子對另一個電子的影響。以中性氦原子和氦離子為例:

從He+(g)中移走電子需要能量為8.716×l0-18J ，實驗表明從He原子中移走一個電子需要的能量為3.939×l0-18J，可以看出從He+中移走電子比從He原子移走同一電子要耗去兩倍多能量，這是由于He原子的兩個電子相互排斥，相當于一個電子對另一個電子產生了電荷屏蔽，削弱了核電荷對該電子的的吸引力，意味著He原子的核電荷Z(=2)被Z*(=2-σ)代替，從而產生了電子間的相互屏蔽。

屏蔽效應應用哈默納科諧波減速機SHF-58-120-2A-GR一般來說，內層電子對外層電子的屏蔽作用大。

屏蔽效應應用哈默納科諧波減速機SHF-58-120-2A-GR屏蔽效應的定量計算:

20世紀30年代，美國科學家J.C.斯萊特根據實驗結果提出計算屏蔽常數的規則:

Z*=Z-σ屏蔽常數，可近似的用斯萊特規則將原子中的電子分成以下幾組

(1s)(2s,2p)(3s,3p)(3d)(4s,4p)(4d)(4f)(5s,5p)(5d)(5f)(6s,6p)(6d)(6f)(未完)|

a) 位于被屏蔽電子的右邊的各組對被屏蔽電子的σ=0

近似的可以認為外層電子對內層電子沒有屏蔽作用

b) 1s軌道上的兩個電子之間的σ=0.3，其他主量子數相同的各分層電子之間的σ=0.35

c) 被屏蔽的電子為ns或np時，則主量子數(n-1)的各電子對它們的σ=0.85,而小于(n-1)的各電子對它們的σ=1

d) 被屏蔽的電子為nd或nf時，則位于它們左邊各組電子對它們的的屏蔽常數σ=1

在計算某原子中某個電子的σ值時，可將有關屏蔽電子對該電子的σ值相加而得

例1 計算鋁原子中其他電子對一個3p電子的值

屏蔽效應應用哈默納科諧波減速機SHF-58-120-2A-GR鋁原子的電子結構式為1s22s22p63s23p1 =2×0.35+8×0.85+2×1=9.5

超導磁體線圈盒對磁場的屏蔽效應

由于環向場磁體線圈盒中感應渦流的分布形式較為復雜，因此分析線圈盒對磁場的屏蔽作用應根據磁場分布情況及線圈盒的結構特點采用合適的求解方法。首先將線圈盒上的磁場分解為兩個相互垂直的分量，分別求解線圈盒對兩個磁場分量的屏蔽作用，其次為使渦流方程的解可以表示為解析的形式，認為兩個磁場分量在線圈盒上是均勻的并分別取其值作為磁場變化的初值，這樣的假設對于分析超導磁體穩定性來說正是必須考慮的極端情況。

環向場磁體線圈盒對磁場的屏蔽作用因磁場的方向不同有較大的差別。對于法向磁場，感應渦流沿線圈周長的較長路徑形成閉合回路，同時線圈盒沿環向的寬度有限，故渦流及渦流產生的磁場并不大，因此線圈盒對法向磁場的屏蔽作用并不明顯。切向磁場感應的渦流可以在沿線圈盒斷面上較短的路徑形成閉合回路，而該回路的等效電阻較小，因此線圈盒對切向磁場呈現較強的屏蔽作用。

力學中的屏蔽效應

比較考慮殘余應力或誘導應力釋放與只考慮局部剛度下降對主裂尖屏蔽效應的影響.可以得到,相對于殘余應力或誘導應力釋放來說,局部剛度下降對主裂尖屏蔽效應的影響是相當小的.圖2和圖4的接近相同的分布規律即可說明這一點。

由以上的分析計算可得到以下結論:在各向同性脆性材料中,殘余應力的釋放引起的微裂紋對主裂尖的屏蔽效應的微裂紋的傾角與張應力的方向沒有明顯的對應關系.在計及殘余應力的釋放對應力場的影響時,Ortiz得到的屏蔽效應與微裂紋傾角的關系的結論需作較大的修正.分析計算表明:在Hutchinson所指出的屏蔽效應的第二個來源(即微裂紋形成引起的殘余應力釋放導致應力場的再分布)中,還應計及微裂紋形成引起的遠場應力在微裂紋處產生的應力場的釋放從而導致應力場的再分布。