Состояние, определение в квантовой

Симметрии нарушения I 326 Синая теорема II 383, 385 Случайная переменная II 16 Случайный процесс II 11, 15 Сонина полиномы II 106 Состояние, определение в квантовой механике I 26, 32 [c.394]

Кривая дисперсии и абсорбции, задаваемая в классической теории всей совокупностью свойственных данной группе атомов осцилляторов, в квантовой теории определяется всей совокупностью возможных для данного атома значений энергии Е , Е< ,. .., Ет, , Еп и т. д., которые в силу основного положения теории квантов принимают не любые мыслимые, а лишь определенные дискретные значения. Исходное состояние, в котором находятся атомы (вернее, в котором находится значительное большинство атомов), обычно является состоянием, соответствующим минимальному из возможных значений энергии атома Е- . Если через газ пропускают ток или каким-нибудь другим способом к газу непрерывно подводится энергия, то часть атомов может перейти в более высокие энергетические состояния. Так, например, свечение газоразрядных источников обусловлено атомами, возбужденными в высокие энергетические состояния покидая эти состояния, атомы и испускают свет. [c.561]

Состояние с определенной энергией Wn описывается в квантовой механике волновой функцией фп вида [c.318]

Основываясь на идеях Планка, Бор развил квантовую теорию излучения атома. Согласно этой теории атом характеризуется определенными стационарными состояниями, находясь в которых он не излучает энергии. Излучение или поглощение энергии должно соответствовать переходу атома из одного стационарного состояния в другое. При таких переходах испускается или поглощается монохроматическое излучение, частота V которого определяется соотношением [c.141]

Именно с точки зрения разрешения противоречия между возможным и действительным и надо рассматривать процесс измерения в квантовой физике. Пребывание микрообъекта в суперпозиционном состоянии соответствует ситуации, когда микрообъект обладает определенным набором потенциальных возможностей. В результате взаимодействия микрообъекта с детектором как раз и происходит разрешение противоречия между возможным и действительным — суперпозиция потенциально возможных альтернатив, разрушаясь, заменяется одной реализовавшейся альтернативой. Акт этого разрешения носит характер необратимого и неконтролируемого скачка. [c.117]

Для квантовых систем такое задание состояния невозможно, поскольку квантовые частицы не обладают одновременно координатами и импульсами. Состояние отдельной квантовой системы в тех или иных условиях определяется совокупностью независимых физических величин (динамических переменных), которые одновременно имеют определенные значения. Число таких величин равно числу степеней свободы квантовой системы и называется полным набором. [c.187]

Из (76.10) следует, что фотоны с частотами oj и а>2, движущиеся в противоположных направлениях, линейно поляризованы в одинаковых направлениях. Физическое содержание этого утверждения в классическом понимании поляризации очевидно и не требует пояснений. Однако в применении к фотону в квантовом понимании состояния дело существенно осложняется. Из (76.10) следует, что каждый из фотонов с частотами со, и СО2 находится в суперпозиции состояний линейной поляризации по осям X к К т. е. не имеет определенного направления линейной поляризации, как это также очевидно из исходной формулы (76.9), в которой вектор состояния представлен по базисным векторам круговой поляризации. Тем не менее утверждение об одинаковой линейной поляризации фотонов (О, и (О2 имеет вполне определенный смысл, который выявляется в результате измерения. [c.420]

Начнем с описания состояния. В классической механике состояние частицы в определенный момент времени полностью описывается заданием шести чисел — трех координат j , г/ и 2 и трех импульсов рх, Ру и Рг. Вместо этого в квантовой теории состояние частицы полностью описывается заданием комплексной функции (л , у, г) трех переменных во всем пространстве. Таким образом, в квантовой теории состояние частицы описывается не шестью числами, а трехмерным континуумом чисел. Отсюда видно, что квантовое описание несравненно богаче классического. Функция Р (д , у, г) = Ч (г) называется волновой функцией. [c.22]

Для экспериментального определения спинов атомных ядер был предложен целый ряд методов. Более ранние из них связаны с изучением сверхтонкой структуры оптических спектров, более современные основаны на изучении поведения ядер в магнитном поле с помощью радиоспектроскопической техники. Все эти методы базируются на связи спина с магнитным моментом и будут изложены в следующем параграфе. Спины короткоживущих изотопов и ядер в возбужденных состояниях определяются методами ядерной спектроскопии (см., например, гл. VI, 6, п. 5), а также из ядерных реакций (см., например, гл. IV, 10) на основе закона сохранения момента количества движения, справедливого не только в классической, но и в квантовой теории. [c.45]

Барионы с ненулевым шармом до настоящего времени не наблюдались. Предсказания кварковой модели в отношении низших адронных состояний нетривиальны в том отношении, что изотопические мультиплеты с каждым фиксированным значением Т (т. е. группы из 2Г + 1 частиц, близких по массам) должны существовать при определенных наборах других квантовых чисел. Например, для барионов значение Т = возможно только при J = /з, [c.361]

В квантовой механике показано, что при подводе энергии, например столкновениями или излучением, молекула может ее воспринимать только определенными порциями (квантами), так как молекула может находиться только в определенных стационарных состояниях, соответствующих определенным значениям энергии. [c.31]

В нейтральном атоме Z протонам ядра соответствует Z орбитальных электронов. Согласно теории Бора электроны атома движутся на значительном расстоянии от ядра при этом большую часть времени они находятся в пределах определенных слоев (энергетических уровней), соответствующих главным квантовым числам п = 1, 2, 3,. . ., 7 и обозначаемых К, L, М,. . ., Q. Максимальное число электронов, которое может находиться в состоянии, характеризующемся главным квантовым числом, соответственно равно 2, 8, 18, 32,. . ., 2п чем больше п, тем больше энергия электронов. Энергетические уровни, в свою очередь, подразделяются на подгруппы s, р, d, f, которые имеют соответственно 1,3,5 или 7 электронных орбит. [c.5]

Квантовое число I является мерой количества движения электрона. Для заданного п второе квантовое число принимает различные целые положительные значения между О и п—1. Состояния, характеризующиеся значениями / = О, 1, 2, 3, названы s, р, d и f состояниями, а величина главного квантового числа п указывается цифрой, стоящей перед обозначением I например, (3d) означает, что атом имеет один электрон в состоянии, для которого п = 3 и / = 2. Магнитное квантовое число т, имеет значения от -f-/ до —/, включая ноль оно характеризует меру компоненты углового момента в определенном направлении. Квантовое число или спин электрона = = Vj. [c.6]

Так как четные мультиплетности встречаются у атомов и ионов с нечетным числом электронов, входящих в состав электронной оболочки, и, наоборот, нечетные мультиплеты — у атомов и ионов с четным числом электронов, то из указанных закономерностей непосредственно вытекает, что каждый последующий элемент в таблице Менделеева имеет в нейтральном состоянии на один электрон больше, чем предыдущий. Периодичность в физико-химических свойствах элементов, выявляемая таблицей Менделеева, обусловлена распределением электронов в электронной оболочке атомов в виде слоев, характеризуемых определенными значениями квантовых чисел ли/. Такое распределение обусловливается двумя требованиями 1) число электронов с одинаковыми [c.224]

В квантовой электронике обычно имеют дело не с одним атомом, а с весьма большим их числом, представляющим собою некоторый ансамбль частиц. Частицы, входящие в состав ансамбля, непрерывно взаимодействуют между собой, что приводит к вполне определенному распределению их энергии. Такое распределение при термодинамическом равновесии подчиняется закону Больцмана, согласно которому вероятность пребывания атома в состоянии i с энергией т. е. вероятность нахождения его на каком-либо энергетическом уровне определяется как [c.7]

Так как свойства функции Вигнера аналогичны свойствам классической функции кл(1, р), кажется разумным интерпретировать функцию Вигнера как совместную квантовую функцию распределения координат и импульса. Такая интерпретация является, однако, ошибочной, поскольку в квантовой механике координаты и импульс не могут одновременно иметь определенных значений. В математическом отношении это проявляется в том, что функция Вигнера не удовлетворяет всем необходимым условиям для функции распределения. Хотя / (г,р) является действительной функцией ), она может принимать отрицательные значения. Тем не менее, связь между функцией Вигнера и классической функцией распределения существует и может быть найдена путем усреднения / (г,р) по фазовой ячейке Аг Ар, объем которой велик по сравнению с (27r/i) . Операция усреднения разрушает квантовую интерференцию состояний и можно показать [71], что для Аг Ар > (27r/i) [c.30]

Отметим, что энтропия Гиббса является информационной энтропией классических и квантовых ансамблей, представляющих макроскопическое состояние системы многих частиц. В классическом случае это непосредственно видно из формул (1.3.2) и (1.3.3). Поскольку в квантовом определении энтропии Гиббса (1.3.6) величины Wn = ( ) есть вероятности нахождения системы в квантовых состояниях п), то энтропия Гиббса для смешанных квантовых ансамблей также является информационной энтропией. [c.50]

Обмен энергией между двумя подсистемами. Предположим, что интересующую нас систему можно разделить на две подсистемы, обмен энергией между которыми происходит достаточно медленно ). Тогда можно считать, что процесс релаксации протекает в два этапа. Длительность первого этапа примерно равна времени релаксации = max ri,T2 , где и Г2 — характерные времена установления частичного равновесия в подсистемах. В конце этого этапа макроскопические состояния подсистем характеризуются неравновесными температурами Ti t) и T2 t). Второй, более медленный, этап релаксации всей системы описывается на шкале времени с физически бесконечно малым интервалом А , удовлетворяющим неравенству > г ,. Тогда вообще нет необходимости рассматривать, как именно возникает частичное равновесие в подсистемах, и эволюцию системы можно описать релаксационными уравнениями для температур Ti t) и Т 2( ), которые при t оо стремятся к равновесной температуре Т. Нашей задачей будет вывод закона изменения со временем неравновесных температур подсистем. Для определенности рассмотрим квантовый случай. [c.90]

Отметим сначала, что приводящая к установлению понятия вероятности индукция из опыта совсем не всегда оставляет открытым вопрос об отношении к принципам микромеханики. Сущность этого вопроса состоит в том, допускают ли принципы микромеханики в заданных, макроскопически охарактеризованных условиях опыта возможность такого подбора микроскопических определенных состояний, при котором ряды результатов испытаний будут противоречить предписаниям вероятностного закона. Уже часто приводившийся пример максимально полного опыта в квантовой механике показывает, что могут быть случаи, когда на последний вопрос следует дать отрицательный ответ. Действительно, если произведен максимально полный опыт, давший определенные результаты, указанный выше подбор невозможен попытка осуществления подбора приведет к уничтожению условий максимально полного опыта. [c.70]

Описанный алгебраич. подход применим и в некоммутативном случае. Ему соответствует определение ДС как однопараметрич. группы автоморфизмов т нек-рой С -алгебры, на к-рой задано состояние р, инвариантное относительно этой группы. Подобные объекты появляются в квантовой статистич. механике, в частности при определении равновесных состояний (КМШ-состояний), и в квантовой теории поля. Их изучение составляет предмет некоммутативной Э. т,, основы к-рой были заложены Дж. фон Нейманом и И. Сигалом I, gal). [c.636]

Совокупность тождественных частиц может находиться в состояниях только с определенным видом симметрии, т. е. система находится либо в симметричном состоянии (волновая функция симметрична), либо в состоянии антисимметричном (волновая функция антисимметрична). Свойства симметрии обусловлены природой самих частиц, образующих систему, и они сохраняются во времени (так как НР12 — 12 = О)- Это означает, что если в начальный момент времени система находилась в симметричном или антисимметричном состоянии, то никакие последующие воздействия lie изменяют характера симметрии системы. Состояния разного типа симметрии не смешиваются между собой. Различие в симметрии волновых функций или ij) ) проявляется Б различии статистических свойств совокупности частиц, и это оказывается связанным со спином частиц. В. Паули удалось показать, что частицы, обладающие целым спином О, ], 2,... (л-мезоны s = О, К-ме-зоны S = О, фотоны S = 1), описываются симметричными волновыми функциями и подчиняются статистике Бозе—Эйнштейна. Эти частицы часто называют бозонами. Согласно статистике Бозе— Эйнштейна, в каждом состоянии может находиться любое число частиц (бозонов) без ограничения. Частицы же с полуцелым спином Va, /2,. . . (электроны — S = V2, протоны — s = Vj, нейтроны — S = мюоны — S = Vj) — описываются антисимметричными волновыми функциями и подчиняются статистике Ферми— Дирака. Часто их называют фермионами. Согласно статистике Ферми—Дирака в каждом состоянии, характеризуемом четырьмя квантовыми числами (п, /, т, s) (полным набором), может находиться лишь одна частица (принцип Паули). [c.117]

Квантование — построение квантово-механического описания физической системы, отвечающего данному классическому, состоящее в том, что динамическим переменным системы сопоставляются операторы в некотором пространстве состояний, подчиняюцщеся определенным коммутационным соотношениям, в Квантовые числа — числа, через которые выражаются возможные значения наблюдаемых. [c.268]

Теория р-распада отдельного нуклона строится на основе математического аппарата квантовой теории поля, поскольку с помощью этого аппарата можно описывать процессы рождения и поглощения частиц. В квантовой теории поля, как и в нерелятивистской квантовой теории, конкретный вид взаимодействия полностью определяется заданием оператора Гамильтона. Этот оператор Гамильтона действует на векторы состояния, которые имеют довольно сложную математическую природу (являются функционалами). Соответствующий математический аппарат очень сложен. Поэтому мы ограничимся описанием результатов. Из условий релятивистской инвариантности для полного, определяющего Р-рас-падные явления оператора Гамильтона получается выражение, состоящее из довольно большого, но конечного числа слагаемых определенного вида с неизвестным численным коэффициентом при каждом слагаемом. Эти численные коэффициенты могут быть определены только из сравнения предсказаний теории с экспериментальными данными. Для этого следует использовать разрешенные переходы, в которых слабо сказывается влияние структуры ядра. Так, если требовать, чтобы разрешенные Р-спектры имели форму (6.62) с не зависящим от энергии коэффициентом В, то в р-распадном гамильтониане отбрасываются все слагаемые сравнительно сложного вида и остаются только восемь относительно простых слагаемых (их осталось бы всего четыре, если бы в слабых взаимодействиях сохранялась четность). Нахождение коэффициентов при этих восьми слагаемых оказалось громоздкой задачей, решенной лишь к концу пятидесятых годов на основе большого числа различных экспериментов. Укажем, какого рода эксперименты нужны для решений этой задачи. Отличия, как их называют, различных вариантов Р-распада проявляются прежде всего в том, что каждый вариант характеризуется своим отношением числа электронно-антинейтринных (или позитронно-нейтрин-ных) пар, вылетающих с параллельными и антипараллельными спинами. Поэтому существенную информацию о вариантах Р-распада дает изучение относительной роли фермиевских и гамов-теллеровских переходов. Информация о вариантах распада может быть получена также из исследования угловой корреляции между вылетом электрона и нейтрино, т. е. углового распределения нейтрино относительно импульса вылетающего электрона. За счет релятивистских поправок это угловое распределение оказывается неизотропным, причем коэффициент анизотропии мал, но различен для разных вариантов распада. Измерения корреляций очень трудны, так как приходится регистрировать по схеме совпадений (см. гл. IX, 6, п. 3) импульс электрона и очень малый импульс ядра отдачи. Наконец, для однозначного установления варианта Р-распада нужны эксперименты типа опыта By. После длительных исследований было установлено, что в реальном гамильтониане Р-распада остаются только два из всех теоретически возможных слагаемых (эти оставшиеся варианты называются векторным и аксиальным). Тем самым вся теория Р-распада определяется всего лишь двумя опытными константами — коэффициентами при этих двух слагаемых. При этом существенно, что эти две константы определяют не только Р-распадные процессы, но и все другие процессы слабых взаимодействий (см. гл. VH, 8). Сейчас построение теории р-распада нуклонов можно считать в основном завершенным. В гл. Vn, 8 мы увидим, что эта теория является частным случаем общей теории [c.252]

Не менее фундаментальна роль Д. в квантовой теории, где состояния системы описываются некторали гильбертова пространства а дииампч. перемснны.ч отвечают операторы. Если базис пространства одномерной системы образован собств. векторами ij> оператора координаты, то стандартному постулату квантования эквивалентно определение амплитуды перехода <5l2( 2)l i ( i)> ИЗ состояния с координатой в момент ty в состояние с координатой q в момент как функционального интеграла [c.576]

Для определения др. квантовых чисел Д. я. важна близость ср. поля ядра к потенциалу гармонич. осциллятора. В анизотропном осцилляторком потенциале движение рааделяется на независимые колебания вдоль оси z (квантовое число игО и в плоскости, перпендикулярной этой осп Вырожденные состояния с одинаковым rtj можно характеризовать проекцией Л орбитального момента нуклона на ось z [c.601]

МОЛЕКУЛЯРНЫХ ОРБИТАЛЕЙ МЕТОД — метод расчёта энергии и определения электронной структуры молекулы. Основан на одноэлектронном приближении, согласно к-рому каждая молекулярная орбиталь описывает состояние электрона в усреднённом поле ядер и всех остальных электронов. Оси. метод квантовой химии. См. также Молекулярная орбиталь. МОЛИБДЕН (Molybdenum), Мо,—- хим. элемент побочной подгруппы VI группы периодич. системы элементов, ат. номер 42, ат. масса 95,94, В природе представлен 7 стабильными изотопами Мо (14,84%),- [c.206]

Именно таково обычное выражение для среднего значения в квантовой механике [см. (2.3.2)]. Однако нам известно лишь то, что система находится в состоянии х) с некоторой вероятностью у . Следовательно, мы должны выполнить еторое усреднение для определения результирующего среднего значения (6 >, которое является уже измеримой величиной для нашей статистически заданной системы [c.61]

Начнем с обозначений и определений. В дальнейшем операторы рождения и уничтожения в термодинамическом представлении Гайзенберга (6.1.18) будем записывать как и а к) где аргумент к) = (Ij Xj ) содержит квантовые числа одночастичных состояний и переменную которая определяет эволюцию операторов с полным оператором энтропии ). Те же самые операторы в термодинамическом представлении взаимодействия (6.1.45) будут обозначаться как а к) и aj k). Наконец, обозначения а = и оставим для операторов в представлении Шредингера. [c.18]

Причина столь резких высказываний связана с тем, что квантовая механика в течение длительного времени развивалась без привлечения подходов физики. Можно сказать, что И. Пригожин открыл дверь из тюрьмы. Квантовая теория И. Пригожина базируется на междисциплинарном подходе к анализу сложных систем микромира, включающем рассмотрение эволюции систем на основе объединения достижений неравновесной термодинамики (неравновесные физико-химические процессы), физики (механизм необратимости процесса), математики (условия интегрируемости и не интегрируемости функций), механики (нелинейный резонанс) и др. Это позволило дать единую формулировку квантовой теории, с учетом того, что как в классической, так и в квантовой механике, существуют описания на уровнях траекторий, волновых функций или статических распределений (распределение вероятности). Когда речь идет о том, что система находится в определенном состоянии, с точки зрения классической механики, это состояние отвечает точке в фазовом пространстве, а в квантовой теории - это волновая функция. В перовом случае мы имеем дело с макромиром, а во втором -с микромиром (наномиром), для которого каждому значению энергии частицы соответствует определенная частота колебаний (о [c.66]

Ограничение движения электронов определенными орбиталями предсказывается квантовой теорией, согласно которой для определения состояния электрона в атоме необходимо знать четыре квантовых числа. Главное квантовое число п связано с энергией электрона в данном состоянии, причем отрицательная величина энергии электрона, находящегося в той иди иной основной оболочке, обратно пропорциональна /г . Второе квантовое число является мерой момента количества движения электрона и может иметь значения от нуля до (п — 1). Значения г = О, 1, 2 и 3 связаны с подоболочками, обозначаемыми буквами , р, d и f соответственно. В связи с этим Я -оболочка может содержать только орбитали s-типа, L-оболочка орбитали s- и /)-тина, М-оболоч-ка — орбитали s-, р- и (i-типа и т, д., т. е. при каждом увеличении главного квантового числа добавляется дополнительная под-оболочка (табл. 2). Третье квантовое число mi является мерой проекции момента количества движения на определенное направление (обычно это направление очень слабого внешнего магнитного поля). Это квантовое число может принимать любые значения от до —Z, включая нуль, ограничивая, таким образом, число орбиталей в р-, d и /-подоболочках, как уже отмечалось выше. Четвертое квантовое число т связано с направлением спина электрона, определение которого также требует наличия магнитного поля. Спиновое квантовое число может принимать значения и, следовательно, каждая орбиталь, определяемая квантовыми числами п, I, mi, может содержать два электрона с противоположными спинами, соответствующими квантовым числам ms — +Va И тпа = —Vg. [c.16]

Поскольку все виды взаимодействия между атомами являются функцией электронных сил, то они должны подчиняться законам квантовой механики. Однако существующие теории твердого тела пока не в состоянии охватить или учесть влияние многочисленных факторов, которые представляются металлургам важными при определении структуры и различных свойств твердых растворов. Влияние таких, например, факторов, как химическое сродство или различия в размерах атомов, можно рассматривать лишь полуэмпирически, и даже электронное строение, для описания которого имеется детально разработанная теория, можно удовлетворительно использовать лишь в немногих простых случаях. Тем не менее в результате исследований главным образом Юм-Ро-зери и сотр. [52—54], проводившихся в течение более тридцати лет, были сформулированы некоторые общие правила относительно пределов растворимости в твердом состоянии и в какой-то мере закономерностей распространения и стабильности некоторых [c.151]

Действительно, когда мы говорим о повторении опытов, служаш их для проверки вероятностного закона распределения, то мы говорим всегда о некоторых идеализированных условиях, в частности — о некотором идеализированном описании системы ансамбля, и всегда считаем, что во всех опытах мы имеем дело с точно такой же (идеа-лизированнс>й) системой. В квантовой механике эти идеализированные условия опыта принципиально однородны (см. 12). В классической механике совершенно однородные условия опыта привели бы к совершенно тождественным результатам испытания поэтому, в соответствии с Гиббсом, считают, что закон распределения результатов испытаний заранее заключен в законе распределения начальных условий,— даже тождественным образом совпадает с ним (с точностью до однозначного преобразования, производимого уравнениями динамики). О недопустимости — с физической точки зрения — предположения о том, что в классической теории законы статистической физики могут основываться на суш ествовании определенных законов распределения начальных микросостояний, уже много говорилось раньше. Здесь отметим лишь, что и в классической теории представление об идеальном ансамбле основано, в соответствии с точкой зрения Гиббса, на представлении совершенно тождественных (по гамильтониану) систем, находяп1 ихся в различных микроскопических состояниях. [c.86]

Цель, которая должна быть поставлена перед квантовыми теориями, посвященными обоснованию статистики, по существу совпадает с той, которая ставилась в работах, исходивших из классических представлений. Эта цель заключается в том, чтобы дать интерпретацию не только некоторым частным проблемам — эргодичности илп ZT-теоремы, как обычно ставилась задача, но и всей совокупности принципов, лежащих в основании физической статистики. Эти принципы — эргодический характер временных средних, равномерная (относительно начальных состояний и относительно выбора той или иной величины заданной группы величин) сходимость к пределу временных средних, существование релаксации п /f-теорема — были охарактеризованы нами в 1 главы I. До сих пор обычно оставлялись в стороне утверждения о равномерной сходимости и о релаксации (в том смысле, что после некоторого времени — времени релаксации — вероятности состояний должны определяться флюктуационной формулой). Мы будем различать в дальнейшем две части проблемы необратимости проблему монотонного возрастания энтропии, которую будем называть ЛГ-теоремой, и проблему релаксации, имеющую только что определенный смысл. Совокупность указанных принципов лежит в основании как классической, так и квантовых статистик. В квантовых статистиках эти утверждения выражаются лишь на квантовом языке, так же как и понятия состояний системы, вероятностных распределешш, эргодических средних и т. д. [c.135]

При переходе от классической механики к квантовой не только изменяются понятия состояния системы и уравнений движения — вместо точки фазового пространства состояние характеризуется Т-функцией и вместо уравнений Гамильтона появляется уравнение Шредингера,— но также коренным образом изменяется и отношение этих понятий к опыту. В классической теории мы предполагаем, что какое-то определенное, хотя бы и неизвестное нам микросостояние существует независимо от опыта, и что любой немаксимально полный опыт, выделяющий область фазового пространства ДГ , лишь определяет границы, внутри которых лежит это микросостояние, никак на него не влияя. В квантовой механике, во-первых, утверждение о существовании определенной Т-функции может быть сделано лишь [c.135]

То, что в рассматриваемой теории принадлежность к ячейке устанавливается максимально полным измерением, сразу вносит в последний результат одно ограничение мы не можем говорить о симметрии флюктуации, фиксируемой в начальный момент первого максимально полного опыта, так как в квантовой механике мы вообще не можем говоррхть о состоянии системы, предшествующем начальному измерению. Впрочем, указанное обстоятельство несущественно для установленного сейчас результата, так как при обоих упомянутых выше путях определения частостей о симметрии флюктуаций можно говорить, очевидно, лишь по истечении времени релаксации. Мы можем, таким образом, сказать, что в рассматриваемой теории положение с возражениями возврата и обратимости соответствует тем представлениям статистической физики о возврате, обратимости и флюктуации, которые сложились на основе опыта. [c.142]

Отметим еш е, что понятие статистического оператора возникает в квантовой механике в двух, принципиально различных случаях. Во-первых, предполагают обычно, что состояние системы описывается статистическим оператором, когда произведен немаксимально полный опыт, т. е. когда опыт не дает возможности определить волновую функцию. В этом случае считают, что проведенный неполный опыт выделил в функциональном пространстве некоторое подпространство, и результату опыта сопоставляют статистическую совокупность, определенную в этом подпространстве и характеризуемую статистическим оператором. Очевидна полная аналогия таких представлений и классического описания неполного опыта при помощи ансамбля систем, распределенных в выделенной опытом области АГо фазового пространства (см. гл. I), а также значение этих представлений для задачи обоснования статистики, изучающей связь принципиально неполных (макроскопических) опытов. Во-вторых, понятие статистического оператора возникает тогда, когда рассматривается сложная система, описываемая в целом при помощи Ч -функции (после соответствующего максимально полного опыта), и ставится вопрос об описании какой-либо части системы. В этом случае можно показать, опираясь только на формализм квантовой механики, что части системы, вообще говоря, не имеют определенной Т-функции, а характеризуются статистическим оператором. Разница [c.158]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...