Момент импульса кулоновский

Первый лишь неявно зависит от поляризации поля, а второй непосредственно связан с ней. Их разность ц —з, обычно заменяемая на вектор /=[i ([ [V ] + ( ) 4 )]/4яс, характеризует орбитальную часть момента импульса, к-рая, как и спиновая, зависит от калибровки. Для свободного поля здесь удобна кулоновская калибровка div А=0, позволяющая считать ф = 0. Тогда, поскольку 7 i, = 0 и F ,v = 0> для любой замкнутой конфигурации поля излучения, наряду с 4-импульсом P,= fV, — P) и полным моментом импульса М, сохраняются во времени также спин 3 и орбитальный момент импульса L = M—v. Эти величины определяются пространственными интегралами соответственно от T° = (w, —S/ ), ц, s и / по всей области [c.526]

Симметрия волновых функций. Пространственная симметрия волновой функции для кулоновского потенциала дается квантовыми числами п, I и т. Разность п — I) дает число нулей или узлов функции (г) (считая нуль при г = оо). Квантовое число I (мера полного момента импульса) увеличивает функцию [ при больших г для больших значений I и при малых г для малых чисел I. Это в значительной степени соответствует круговым и эллиптическим орбитам Бора, рассмотренным в 4.2. [c.91]

ВОСХОДЯТ поля, получаемые в лабораторных условиях. С другой стороны, среднее распределение электронов определяется этим квантовым числом момента импульса, и мы знаем качественно, что это распределение влияет на кулоновскую энергию молекулы. [c.104]

Каждое состояние молекулы, когда оно идентифицировано, обозначается буквой, которая предшествует обозначению симметрии. Буква X обозначает основное состояние А, В, С жт. д. обычно обозначают состояния (в порядке увеличения энергии) с тем же самым спином S, что и основное состояние а, Ъ, с ж т. д. обычно обозначают состояния (в порядке увеличения энергии) с другим по отношению к основному состоянию спином S или орбитальным моментом импульса Л. Молекулы обладают также ридберговскими состояниями, т. е. такими состояниями, в которых один сильно возбужденный электрон движется в почти кулоновском поле молекулярного иона, который действует как ядро заряженных частиц. В этом случае предел серии является потенциальной кривой соответствующего состояния молекулярного иона. [c.105]

Пусть вектор силы, приложенной к точке, остается все время коллинеарным радиус-вектору точки. Такая сила называется центральной и точка О — центром силы. Примером центральной силы служит сила тяготения, приложенная к планете, со стороны Солнца, сила кулоновского притяжения (отталкивания), действующая на точечный электрический заряд со стороны второго точечного заряда, и др. Момент центральной силы относительно ее центра обращается в нуль. Применяя к точке, движущейся под действием центральной силы, теорему об изменении момента импульса в форме (10.4), приходим к закону сохранения момента импульса ма- [c.115]

Рассеяние на примесных атомах. При рассеянии на примесных атомах возмущение 67 обусловлено элект-рич. полем (если примесь заряжена) и деформацией решётки в окрестности примеси. Иногда нужно учитывать обменные силы и магн. момент примеси. В случае заряж, примесей (примесных ионов) в полупроводниках вклад в 67 от деформации решётки несуществен. Т. к. в полупроводнике р Ь(,1 изменение импульса электрона при упругом рассеянии мало, а это значит, что рассеяние на больших расстояниях (г оц) определяется сглаженным потенциалом 67(г). Такой потенциал не зависит от микроструктуры примеси и имеет кулоновский вид [c.276]

Прежде чем приступить непосредственно к вычислению проводимости, сделаем одно замечание. Мы отмечали а параграфе 5.1. первого тома (см. также приложение 5Б), что в теории электропроводности могут встретиться два предельных случая. В адиабатическом пределе средний импульс носителей заряда релаксирует значительно быстрее, чем устанавливается равновесное распределение частиц по энергиям или, как говорят, происходит термализация в системе. Такая ситуация возникает, например, в полупроводниках, когда концентрация электронов проводимости и дырок мала, а средний импульс носителей заряда быстро релаксирует из-за их упругого рассеяния на примесных атомах. Как мы видели в приложении 5Б, в адиабатическом пределе необходимо рассматривать процесс релаксации всех моментов одночастичной функции распределения, поскольку упругие процессы рассеяния сами по себе не приводят к установлению равновесного распределения частиц по энергиям. Относительно проще обстоит дело в изотермическом пределе, когда характерное время термализации носителей заряда значительно меньше времени релаксации их полного импульса. В этом пределе достаточно рассматривать лишь процесс релаксации первого момента одночастичной функции распределения, т. е. среднего импульса. В плазме ситуация близка к изотермической, поскольку сильное кулоновское взаимодействие между электронами быстро приводит к термализации электронной подсистемы. Важно подчеркнуть, что само по себе это взаимодействие не меняет полный импульс электронов, который релаксирует только за счет взаимодействия между электронами и ионами. Из-за эффектов экранирования в плазме электрон-ионное взаимодействие является относительно слабым и может быть учтено а рамках теории возмущений. [c.38]

Эта простая модель справедлива для конфигураций с одним электроном, т. е. для атома водорода (Н I в астрофизическом обозначении), однократно ионизованного атома гелия (Не II или Не+), двукратно ионизованного атома лития (Li III или Li++) и т. д. ). Данная модель полезна в первом приближении для широкого круга многоэлектронных атомов, которые имеют один внешний электрон, движущийся в кулоновском поле атомного остатка. В случае атома с одним электроном существуют также эллиптические орбиты с квантованным орбитальным моментом импульса и ядром в одном из фокусов эллипса. Можно показать, что энергия в этом случае дается по-прежнему формулой (4.6), если под о понимать большую полуось эллипса. Для данного момент импульса будет уменьшаться по мере увеличения эксцентриситета орбиты. Такие состояния с одинаковой энергией называются вырожденными, причем в этом случае состояния будут вырождены относительно момента импульса. Для одного электрона, движущегося вне центрального атомного остатка, вырождение исчезнет (т. е. энергии различных состояний будут отличны друг от друга), поскольку орбиты с различными значениями момента импульса будут в большей или меньшей степени испытывать влияние некулоновского поля атомного остатка. [c.84]

РНЫЕ РЕАКЦИИ —процессы, идущие при столкновении ядер или элементарных частиц с др. ядрами, в результате к-рых изменяются квантовое состояние и нуклон-ный состав исходного ядра, а также появляются новые частицы среди продуктов реакции. Я. р. позволяют исследовать механизм взаимодействия частиц и ядер с ядрами. Это осн. метод изучения структуры ядра (см. Ядро атомное), получения новых изотопов и элементов. Для осуществления Я. р. необходимо сближение частиц (нуклона и ядра, двух ядер и т. д.) до расстояния 10"см, или до 1 ферми (радиус сильного взаимодействия), между частицей и поверхностью ядра или между поверхностями ядер. При больших расстояниях взаимодействие заряж. частиц чисто кулоновское. В Я. р. выполняются законы сохранения энергии, импульса, угл. момента, электрич, и барионного зарядов (см. Бариотое число). Я. р. обозначаются символом а (Ь, с) d, где а—исходное ядро-мишень, Ь—налетающая частица, с—новая вылетающая частица, d—результирующее ядро. [c.667]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...