Матрица плотности состояние тепловое

Примеры матрицы плотности. Проиллюстрируем описанный формализм, сравнив и отметив различия матриц плотности для теплового термодинамического) состояния и теплового фазового состояния гармонического осциллятора. В этом разделе для представления матрицы плотности используются собственные энергетические [c.73]

Уравнения для матрицы плотности, выведенные в третьей главе, учитывали взаимодействие примесного центра с фононами и туннельными системами, находящимися в состоянии теплового равновесия. Эти же уравнения использовались при рассмотрении фотонного эха. Обобщим теперь наш подход к таким уравнениям и найдем уравнения для матрицы плотности хромофора, взаимодействующего с неравновесными туннельными системами. Очевидно, что для решения этой задачи мы должны дополнительно включить в рассмотрение оператор, вызывающий туннелирование в ДУС. [c.255]

Тепловое состояние. В тепловом состоянии п-е собственное энергетическое состояние занято с вероятностью где (3 = = Ш/(/свТ). Здесь О, /св и Т обозначают, соответственно, частоту осциллятора, постоянную Больцмана и температуру теплового состояния. В данном случае матрица плотности имеет вид [c.73]

ЧТО И тепловое состояние. Тем не менее, это состояние суш,ественно отличается от теплового, так как оно есть квантово-механическая суперпозиция состояний с определёнными числами заполнения. Это явно проявляется в выражении для матрицы плотности [c.74]

Тепловое состояние. До сих пор мы обсуждали ( -функцию чистых состояний. Теперь обратимся к смешанному состоянию одной моды. В разделе 2.3.4 мы рассмотрели поле в тепловом состоянии, заданном матрицей плотности [c.369]

Например, резервуар, полевые моды которого находятся в тепловом состоянии и описываются диагональными матрицами плотности [c.596]

При вычислении запаздывающей функции Грина (50.22) усреднение с помощью матрицы плотности можно заменить усреднением по основному состоянию молекул без внутримолекулярных возбуждений ]0, 0), так как энергия последних значительно превышает тепловую энергию даже при комнатных температурах. Таким образом, будем считать [c.396]

Таким образом, с помощью нашего простого примера нам удалось разобраться в целом ряде вопросов. Прежде всего мы смогли отделить коллапсы волновых функций от коллапсов вероятностей. Как мы установили, одного лишь теплового движения достаточно для разрушения когерентности и коллапса волновой функции в одно из возможных состояний. Пока этот коллапс не наблюдается извне, лучше говорить о превращении чистого ансамбля в смешанный мы имеем необратимый процесс с набором вероятностей в конечном состоянии, и наша частица является представителем этого ансамбля. Можно сказать, что коллапс — это флуктуация, и если мы не имеем специального интереса к флуктуации, то можно использовать усредненное статистическое описание с соответствующими вероятностями, т.е. матрицу плотности смешанного состояния. [c.189]

Фундам, результат Хокинга заключается в том, что он нашёл механизм, обеспечивающий излучение Ч. д. Таким механизмом является квантовое рождение частиц в её гравитац. поле. Внутри Ч. д. имеются орбиты, для к-рых энергия отрицательна с точки зрения внеш. стационарного наблюдателя. Поэтому энергетически возможно спонтанное рождение пары частиц вблизи горизонта событий. Одна из частиц имеет положит, энергию и уходит на бесконечность, другая имеет отрицат. энергию и падает в Ч. д., уменьшая тем самым её массу. Наличие горизонта событий препятствовало бы этому при классич. рассмотрении, но в квантовом случае это возможно благодаря туннелированию частиц сквозь горизонт. Механизм Хокинга получил назв. квантового испарения Ч. д. Вследствие наличия горизонта событий квантовое излучение Ч. д. описывается не чистым квантовым состоянием, а квантовой матрицей плотности. Поэтому излучение Ч. д. имеет тепловой спектр (строго говоря, спектр отличается от теплового вследствие рассеяния излучения гравитац. полем Ч. д.). Хокинг доказал, что Ч. д. излучает как чёрное тело с темп-рой (5). Квантовое испарение ведёт к потере массы Ч. д. со скоростью [c.456]

Если опять провести аналогию с классическим полем, то можно сказать, что в случае чистого состояния фазы отдельных волн скоррелированы друг с другом, т.е. не являются полностью хаотическими. Переход к тепловому равновесию сопровождается хаотизацией фаз и разрушением когерентности. При этом частица может находиться только в одном из взаимно некогерентных состояний. Соответственно, при полной хаотизации фаз недиагональные члены в (77) исчезают, и мы приходим к обычному определению равновесной матрицы плотности с больцмановским распределением вероятностей по энергиям. [c.62]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...