Гейзенберга силы

Для объяснения насыщения и короткодействующего характера ядерных сил было принято (впервые В. Гейзенбергом) положение о том, что ядерные силы являются обменными силами , подобно силам химической связи в обычных молекулах. Это означает, что ядерные силы между двумя нуклонами возникают благодаря обмену третьей частицей. Такой частицей, по современным представлениям, является один из л-мезонов (п , я°, я ), а может быть, и другие тяжелые мезоны. Какие типы обменного взаимодействия и какими видами я-мезонов они могут осуществляться между двумя нуклонами, мы рассмотрим ниже, в 27. [c.136]

Комбинируя результаты двух рассмотренных случаев, мы можем сразу записать уравнение Шредингера для сил Гейзенберга [c.161]

Однако этот скалярный вариант теории оказывается не в состоянии объяснить большое число свойств ядерных сил, таких, как спиновую зависимость, обменный характер ядерных сил (силы Майорана и Гейзенберга, 26), т. е. обмен заряженными меЗонами, наличие нецентральных сил. Поэтому потребовалась дальнейшая разработка и дальнейшее усложнение мезонной теории по сравнению с упрош,енным скалярным вариантом. [c.166]

Член V2 в скобках представляет нулевую- энергию, наличие его обусловлено тем обстоятельством, что даже при О К, т. е. в состоянии самой низкой энергии, атомы не могут точно находиться в своих положениях равновесия (они совершают колебательные движения). Такая ситуация связана с тем, что точная локализация атомов в их положениях равновесия, п силу соотношения неопределенностей Гейзенберга (АрхАх Н) вы вала бы большую неопределенность в их скоростях. [c.151]

Я не л огу здесь обойти молчанием то обстоятельство, что сейчас делаются попытки устранения трудностей квантовой теории со стороны Гейзенберга, Борна, Иордана и некоторых других выдающихся ученых ), причем благодаря значительности достигнутых успехов нельзя сомневаться в том, что полученные результаты содержат по крайней мере известную долю истины Как мы уже отмечали, особенно близок по тенденции к данной работе метод Гейзенберга. Однако по применяемым методам предлагаемая попытка рещения проблемы настолько отлична от подхода Гейзенберга, что мне пока не удалось найти звено, связующее эти два способа. Я совершенно уверен в том, что обе эти попытки не только не будут противоречить друг другу, но даже, наоборот, вследствие полного различия исходных положения и методов окажутся взаимно дополняющими. Сила гейзенберговской программы заключается в том, что она обещает вычислить интенсивности линий, в то время как мы к этому вопросу пока совершенно не подходили. Сила же предложенного в данной работе метода заключается, как я могу судить, в использовании руководящего физического представления, согласно которому микроскопические и макроскопические явления связаны друг с другом, причем разъясняется, почему при истолковании каждого случая требуются внешне различные приемы. Мне лично особенно нравится приведенное в конце предыдущей статьи истолкование излучаемых частот как биений , причем я думаю, что таким образом будет получено также наглядное истолкование формул для интенсивности. [c.694]

Более детальные исследования показывают, что применимость теории М. п. связана с характером взаимодействия между частицами — носителями магн. момента. Для дальнодействующих сил теория даёт более хорошие результаты. Так, в модели Гейзенберга поправки к результатам теории М. п. пропорциональны 1/и, где п — число соседних частиц, взаимодействие с к-рыми ещё достаточно велико. [c.196]

Но если d является не физической апертурой, а ее гауссовым изображением, сформированным оптической системой, этот критерий все же сохраняет силу, потому что в гауссовой оптике d sin у,и является инвариантом. Если бы критерий (44) был недостаточным, то можно было бы преодолеть ограничения, налагаемые принципом Гейзенберга, с помощью подходящей сИ [c.255]

Выражение (7.3.12) является фундаментальной формулой статистической механики впервые она была выведена Больцманом в 1872 г. Он получил лишь первый член в правой части. Второй член (являющийся константой) важен, однако, по ряду причин. Он обеспечивает правильную размерность энтропии, которая должна совпадать с размерностью (энергия, деленная на градус). Это видно из (7.3.11), так как множитель безразмерен. Наличие этого члена указывает на невозможность получения термодинамических характеристик газа с помощью чисто классической теории. Такая теория упускает две особенности, которые как раз учитываются вторым членом в (7.3.12) принцип неопределенности Гейзенберга, в силу которого мы должны рассматривать ячейки конечного размера в фазовом пространстве (множитель ft ), и неразличимость частиц (множитель ё). Интересно отметить, что эта непри- [c.266]

Детального понимания ферромагнетизма мы еще не достигли, особенно это касается элементов первого длинного периода и их сплавов. Основная идея Гейзенберга об обменном взаимодействии остается в силе, однако явное вычисление величин, определяющих это взаимодействие, пока что весьма затруднительно. Эвристические соображения, используемые для объяснения наблюдаемого поведения ферромагнетиков, не покоятся на прочном физическом фундаменте. Большие успехи, однако, достигнуты в изучении гораздо менее известных редкоземельных ферромагнетиков в ряду лантанидов, у которых 4/-оболочки не заполнены целиком. [c.123]

Сразу же после этого открытия независимо Гейзенбергом и Иваненко была высказана естественная гипотеза о том, что ядро построено из протонов и нейтронов, причем полное их число определяет массу ядра А, число одних протонов — заряд ядра 2. Возник вопрос, какие силы удерживают протоны и нейтроны в ядре, какова их природа. [c.8]

Для объяснения насыщения Гейзенбергом было выдвинуто предположение о том, что ядерные силы имеют обменный харак тер. [c.76]

Пусть наблюдаемой величиной является среднее значение (см. (2.2.44)) = Зр (О р ( о) , определяемое через начальную (до включения силы) матрицу плотности, которая в представлении Гейзенберга не зависит от Если начальное состояние системы было равновесным, то р ( д) определяется формулой (2.2.43) с единственным параметром —температурой. Соотношение (2) после усреднения определяет матрицу линейной восприимчивости системы [c.66]

При учете усредненных магнитных сил между электронами вдоль некоторого направления анизотропии возникает так называемый гамильтониан Гейзенберга — Изинга, зависящий от параметра Д этот параметр анизотропии принимает значение 1 в изотропном случае, когда существенны только обменные силы [c.14]

Ближний порядок возникает за счет короткодействующих сил взаимодействия между атомами или спинами. Например, в случае магнетика вводится гамильтониан Гейзенберга, состоящий из суммы слагаемых вида [c.32]

Задав расположение атомов, мы должны определить другие существенные параметры модели. Например, для изучения динамики решетки одномерного стекла (гл. 8) мы постулируем, что межатомные силы должны изменяться в зависимости от расстояния между соседними атомами. Далее, учет изменений интегралов перекрытия, содержащих волновые функции электронов, локализованных на соседних атомах, приводит к модели сильно связанных электронов в неупорядоченных системах ( 8.1 и 9.1). Точно так же, варьируя обменные параметры в гамильтониане Гейзенберга (1.15), мы приходим к моделям спиновой диффузии. В теории двин ения электронов в жидких металлах часто исходят из неупорядоченной модели Кронига — Пенни, в которой потенциальная энергия электрона в поле отдельного атома описывается дельта-функцией. Соответственно [c.57]

Гейгера—Мюллера счетчик 41 Гейгера—Нэттола закон 222—224 Гейзенберга силы 159 Гиг с 5зар()д 364 Гипероны 345—34(i [c.393]

Для объяснения различия в рассеянии, т. е. различия во взаимодействии нейтрона с протоном в S- и iS-состояниях приходится принять заключение, что ядерные силы не могут быть полностью силами Бартлета или силами Гейзенберга. Для объяснения наблюдаемого рассеяния следует допустить, что ядерные обменные силы являются на 25% силами Гейзенберга или Бартлета и на 75% силами типа Майорана (или Вигнера). Для объяснения явления насыщения ядерных сил также приходится их представлять как смесь сил Майорана и сил Гейзенберга. [c.162]

Мезонная теория ядериых сил. Представление о сильном взаимодействии вошло в науку о строении атомного ядра в 1934 г. сразу же после того, как советским ученым Д. Д. Иваненко и В. Гейзенбергом была предложена протонно-нейтронная модель ядра. Оно явилось естественным ответом на вопрос что удерживает частицы ядра вместе Между протонами ядра действует кулоновское отталкивание, во много раз превышающее силы гравитационного притяжения. Тем не менее ядра атомов являются устойчивыми системами, а это означает, что между ядерными частицами должны действовать новые силы не известной пока природы. Они во много раз больше электростатических и удерживают вместе как одноименно заряженные протоны, так и нейтроны. Эти силы были названы ядерными, а взаимодействие между нуклонами в ядре — сильным. Заметим, что если названия гравитационного и электромагнитного взаимодействий связаны с их механизмом, то название сильное взаимодействие всего лишь качественное. О нем известно не много. Поскольку это взаимодействие существует между частицами, входящими в состав атомного ядра, оно является короткодействующим. Его радиус действия сравним с размерами ядра, т. е. примерно равен 10 см. Раскрытие механизма сильного взаимодействия, природы ядерных сил пот1)ебовало от теоретиков и экспериментаторов разработки принцигаально новых представлений о структуре нуклонов. [c.184]

Поскольку приближение независимых частиц Блоха удовлетворительно объясняет свойства нормальных металлов, можно думать, что сверхпроводимость возникает вследствие какого-либо явления, не учтенного в этой теории. Одним из них является корреляция в расиоложенны электронов, вызванная кулоновскими силами и рассмотренная в теории Гейзенберга [7]. Последний предположил, что электроны с энергиями вблизи границы Ферми образуют решетку, стремясь расположиться так, чтобы уменьшить энергию кулонов-ского взаимодействия между собой. Другим таким явлением может быть магнитное взаимодействие между электронами, рассмотренное Уэлкером [18]. Кроме того, к таким явлениям отиосится электрон-фон о иное взаимодействие, первоначально введенное для рассмотрения рассеяния электронов, которое определяет сопротивление металла. Это взаимодействие дает вклад в энергию как нормальной, так и сверхпроводящей фаз и в первую очередь обусловливает переход. [c.682]

А. Н. Колмогоровым показано, что в области волновых чисел, где преобладает перенос энергии по спектру в результате инерционн ых сил, трехмерный спектр изменяется по степенному закону ( ) п5/3 в области вязкой диссипации (большие волновые числа) Гейзенберг получил закон Г(ге) п . Оба указанных закона представлены на рис. 13.9. Анализ опытных данных показывает, что закон —5/3 хорошо проявляется при больших числах Рейнольдса. Например, в атмосфервых течениях этот закон выполняется для достаточно большого диапазона волновых чисел. [c.271]

В классич, физике все магн, свойства микро- и макросистем определяются только магн. взаимодействиями микрочастиц. В то же время точки Кюри ми. ферромагнетиков (т. е. темп-ра, выше к-рой ферромагнетизм исчезает) порядка 10 ч- 10 К и, следовательно, соответствующие этим темп-рам энергии кТ(. I0 i 4-Ч- 10 эрг, что в десятки или сотни раз больше любой возможной энергии чисто магн. связи. Кроме того, опыты Я. Г. Дорфмава (1927) по определению отклонения -частиц в спонтанно намагниченном ферромагнетике показали однозначно, что внутри ферромагнетика нет никакого эфф. поля магн. происхождения. Эти факты позволили предположить, что такое яркое магн. явление, как ферромагнетизм, по своему происхождению в основном не является магн. эффектом, а обусловлено электрич. силами связи атомных носителей магнетизма в твёрдом теле. Связь магн. состояния простейших двухэлектронных микросистем с электрич. взаимодействием электронов была показана на примере атома гелия В. Гейзенбергом (W. Heisen- [c.372]

Последнее эквивалентно выражению для энергии молекулярного поля в классич. феноменологич. теории ферромагнетизма Вейса (Р. Weiss, 1907). Однако квантовая теория даёт физ. интерпретацию электростатич. происхождения обменного параметра А, что не могло быть получено в классич. теории (см. Молекулярное поле). Используя даже очень грубое приближение обменной проблемы (приближение энергетич. центров тяжести по Гейзенбергу), получаем критерий для магн. состояния твёрдого тела И > 0 — это необходимое условие для возникновения ферромагнетизма, а И < 0 — для немагн. состояния (антиферромагнетизма или парамагнетизма). Этот критерий, естественно, не может носить характера достаточного условия в силу приближённости теории энергетич. центров тяжести для локализов. атомных спиновых моментов в кристалле. Большие трудности возникают до сих пор как при попытках уточнения вида [c.373]

Состав ядра. Вскоре после открытия нейтрона Дж. Чедвиком (J. hadwi k, 1932), Д. Д. Иваненко и В. Гейзенбергом (W. Heisenberg) независимо было высказано фундам. предположение о том, что Я. а. состоит из протонов (р) и нейтронов (п). Общее число нуклонов в Я. а. наз. массовым числом/1, число протонов в ядре равно заряду ядра Z, число нейтронов N—A—2. Ядра с одинаковыми зарядами Z и разным числом нейтронов наз. изотопами, ядра с разными Z и одинаковыми N—изотонами, ядра с одинаковыми А и разными Z и N—изобарами. По совр. представлениям, протон и нейтрон состоят из кварков и глюонов и Я. а.—сложная система из большого кол-ва кварков, глюонных и мезонных полей, взаимодействующих друг с другом. Последовательное описание Я. а. должно достигаться в рамках квантовой хромодинамики. Однако в силу своей сложности эта задача ещё не решена. [c.685]

При уменьшении размера ферромагнетика замыкание магнитных потоков внутри него оказывается все менее выгодным энергетически. Пока ферромагнитная частица имеет многодоменную структуру, ее взаимодействие с внешним магнитным полем сводится к смещению граничного слоя (стенки) между доменами. По мере приближения ферромагнитных частиц к однодоменному состоянию основным механизмом перемагничива-ния становится когерентное вращение большинства магнитных моментов отдельных атомов. Этому препятствуют анизотропия формы частиц, а также кристаллографическая и магнитная. При достижении некоторого критического размера частицы становятся однодоменными, что сопровождается увеличением коэрцитивной силы до максимального значения (для пере-магничивания однодоменной сферической частицы путем когерентного вращения нужно приложить обратное магнитное поле (максимальную коэрцитивную силу) Н, = 2К11 где К — константа анизотропии, /, — намагниченность насыщения). Согласно [329], наибольший размер однодоменных частиц Fe и Ni не превышает 20 и 60 нм соответственно. Дальнейшее уменьшение их размера приводит к резкому падению коэрцитивной силы до нуля вследствие перехода в суперпарамагнитное состояние. Исходя из соотношения неопределенностей Гейзенберга в [328] показано, что критический линейный размер частицы, при котором из-за тепловых флуктуаций ориентации магнитного момен- [c.94]

В квантовой механике задать состояния подобным образом невозможно. В силу принцира Гейзенберга нельзя задать одновременно импульс и координаты частицы с произвольной точ- [c.31]

Распространим теперь идеи, развитые в предыдущем разделе,, на квантовые системы. В разд. 2.1 уже отмечалось, что квантовым ансамблям присзшщ особые свойства, ибо квантовая механика является статистической по своей сути в силу соотношения неопределенностей Гейзенберга, которое гласит, что даже в том случае, когда имеется максимально полная информация о состоянии системы, мы можем делать лишь статистические предсказания относительно значений наблюдаемых. [c.60]

Планк является творцом квантовой теории, Ган и Штрассман, а затем эмигрировавшие из Германии Фриш и Мейтнер открыли деление урана с попутным выделением огромного количества энергии, что послужило толчком к разработке всей урановой проблемы. Гейзенберг — теоретик с мировым именем, вместе с Герлахом и Дибнером он возглавлял в Германии всю работу по использованию энергии урана. Боте и Ляуе также имеют мировую известность. Герц в 1931 г. впервые добился полного разделения изотопов (неона), Арденне— крупнейший специалист в области электронной оптики, сконструировавший электронный микроскоп, непревзойденный по своей силе ни в Европе, ни в Америке. [c.375]

Наконец, Pro domo sua я не уверен в том, что предложенная мною и развитая, главным образом, Гейзенбергом современная модель ядра из протонов и нейтронов, между которыми действуют особые силы притяжения, стала столь тривиальной, что ссылка на ее авторов является излишней (см. стр. 22, п.1.24). (Из многочисленной литературы по этому вопросу укажу лишь на книгу Мотта Физика ядра , доклад Гейзенберга на Сольвейском конгрессе 1933 г. и статью Гейзенберга, переведенную в Успехах физических наук 1936 г., а также упомянутую книгу Шпольского.) [c.498]

Начальная волновая функция в (15) считается известной — предполагается, что источник фотонов (или электронов, атомов, молекул,...) изготавливает их в заданном состоянии 1 1 ( о), зависящем от свойств источника. Другая часть любой экспериментальной установки — детектор — определяет, какую именно динамическую переменную надо выбрать в качестве наблюдаемой величины /, а также момент времени t. Эволюция системы от о до t определяется уравнениями Шредингера или Гейзенберга, т. е. внешними силами Р t) и внутренними свойствами самой С11Стемы, задаваемыми ее гамильтонианом Ж (1). [c.47]

В гл. 5 рассматривались эффекты магнитоупругости в твердых деформируемых проводниках, не имеющих магнитного упорядочения (например, в парамагнетиках). В данной главе мы рассмотрим магнитные материалы, когда упорядоченное расположение магнитных спинов, как правило, ферромагнитного типа (см. 1.6), приводит к существенному изменению их магнитоупругих свойств. Как уже отмечалось в 1.7, наиболее важный эффект —это эффект фонон-магнонного взаимодействия и тесно с ним связанный эффект магнитоакустического резонанса. На микроскопическом уровне это явление является следствием того факта, что как фононы, так и магноны подчиняются статистике Бозе — Эйнштейна квантовой физики. Однако в этой главе мы постараемся избежать рассмотрения столь детальной картины, так что нам по необходимости придется иметь дело с эвристической моделью взаимодействий. Изложение этой модели составит 6.2 здесь в континуальное описание войдут новые выражения, описывающие гиромагнитный эффект, и будет дано феноменологическое представление обменных сил Гейзенберга через градиенты намагниченности (см. уравнение (1.6.15)), введенные в механике континуума вместе с выражениями для требуемых магнитомеханических взаимодействий. [c.333]

Таким образом, можно заключить, что деформируемые ферромагнетики — это пример сред, в которых имеется внутренний момент импульса гиромагнитного квантовомеханического происхождения, моментные напряжения, обусловленные обменными силами Гейзенберга, также квантовомеханической природы и объемный момент сил — обычный пондеромоторный момент сил в намагниченном теле с непараллельными векторами намагниченности и маглитного поля. [c.350]

Приведенные выше эмпирические данные о спектре Е, (к) относятся лишь к относительно небольшим значениям к, не превосходящим 1/т . Поэтому оии не позволяют определить значения функции (р ( ) при > 1 и тем более, проверить какие-либо заключения об асимптотическом поведении этой функции при ->00. Однако эти данные позволяют сразу же забраковать целый ряд предлагавшихся ранее формул для спектра турбулентности, оказывающихся плохо совместимыми уже и с теми ограниченными экспериментальными результатами, которыми мы располагаем в настоящее время. Так, например, можно показать,, что модельные формулы, вытекающие из полуэмпирических гипотез Гейзенберга (17.9) и Коважного (17.3), лишь очень неточно могут быть согласованы с эмпирическими данными рис. 76 и поэтому должны быть признаны несостоятельными (что, разумеется, не исключает допустимости их использования при грубых ориентировочных расчетах). То же самое может быть сказано и по поводу простой интерполяционной формулы (22.73) (независимо от того, будем ли мы применять ее к трехмерному спектру Е к) или сразу к одномерному продольному спектру Е, к)). Лучше соответствует эмпирическим данным выражение для р( ), получающееся, если для трехмерного спектра Е к) принять предложенную Пао (1965) формулу (22.24) еще лучшего соответствия можно добиться, если, следуя Татарскому (1967). положить (р, ( )= ехр(—Одиако оба последних выражения для (р, ( ) обладают тем недостатком, что они не согласуются с асимптотическим поведением спектра на бесконечности, которого следует ожидать в силу выводов п. 22.3. Несложная эмпирическая формула для ф, ( ) (содержащая, впрочем, три неопределенных параметра, подбираемых по [c.445]

Ясно, что это явление сходно с магнитным упорядочением ( 1.3). Однако квантовохимическое взаимодействие между соседними молекулами сложной формы и структуры не удается описать с помощью какого-либо простого выражения типа спинового гамильтониана Гейзенберга (1.16). Приходится, например, предполагать, что стерические ограничения, возникающие из-за сил отталкивания между атомами на близких расстояниях, по меньшей мере так же важны, как и дисперсионные силы, рассмотренные в работах [136, 137]. Обычная форма гамильтониана [c.124]

Успехи теории Френкеля — Гейзенберга, позволившие объяснить ферромагнетизм металлов мощными электрическими силами квантовой природы, вначале отвлекли внимание исследователей от расчета магнитных сил в решетке. Действительно, казалось, нет никакого практического смысла в расчете магнитного взаимодействия в решетке, если оно заведомо во много раз меньше, чем энергия обменного взаимодействия. Порядок величины магнитной энергии в ферромагнитной решетке мы можем оценить, вычисляя энергию взаимодействия двух магнитных диполей [каждый из которых равен спиновому магнитному моменту электрона 10" СОЗМ)], находящихся на рас- [c.27]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...