Интенсивность по квантовой механике

Если излучения рассматривать как частицы, то рентгеновские фотоны, электроны и нейтроны (как показывают эксперименты по столкновению их с другими частицами или, более практически, их получение и регистрация) обладают весьма различными свойствами. Однако если рассматривать только распространение излучений в пространстве и их рассеяние веществом или полями без заметных потерь энергии, то все их можно рассматривать как волны, описываемые волновыми функциями. Эти функции являются решениями дифференциальных уравнений одного типа — волнового уравнения. Следовательно, мы можем иметь дело с относительно простой полуклассической волновой механикой, а не с полной квантовой механикой, необходимой для рассмотрения взаимодействий квантов, включающих изменения энергии. Практические различия в экспериментальных методах и интерпретации измеряемых интенсивностей при различных излучениях, возникают из-за различных значений параметров в волновом уравнении.. [c.15]

Таким образом, в данном приближении, согласно квантовой механике, получаются те же инфракрасные и комбинационные колебательные спектры, что и согласно классической механике, по крайней мере, в отношении положения линий и их наличия или отсутствия в спектре. Однако, так же как и для двухатомных молекул, имеется существенное различие в отношении интенсивностей комбинационных линий. В то время как, согласно классической теории, стоксовы и антистоксовы комбинационные линии с частотами v — ю,. и v- ш должны иметь одинаковую интенсивность, с точки зрения квантовой теории, в согласии с результатами наблюдения, антистоксовы линии имеют гораздо меньшую интенсивность, так как число молекул, находящихся в начальном [c.270]

Флуктуации интенсивности вблизи ее среднего значения зависят от плотности пучка. Если средний промежуток времени между волновыми пакетами в (4.43) больше длительности отдельного пакета т, то они редко будут перекрываться и интенсивность по существу будет принимать только два значения нуль и значение, равное интенсивности одиночного пакета (которую можно принять постоянной). Если же имеется большое число перекрывающихся пакетов, так что, как правило, в данной точке пространства одновременно находится много волновых пакетов, то большую часть времени поле будет весьма мало вследствие случайного распределения фаз. Но эта малость будет компенсироваться редким появлением очень больших пиков, обусловленных случайным сложением волн. Чем плотнее пучок, тем реже и выше эти максимумы интенсивности. Этот эффект также известен под названием эффекта складывания фотонов. В квантовой механике его возникновение интерпретируется как следствие того, что фотоны являются бозонами и соответственно между ними возможно возникновение эффективного притяжения. [c.113]

В долазерную эпоху многофотонные процессы не привлекали к себе внимания исследователей, так как было ясно, что имеющаяся в руках экспериментаторов интенсивность источников монохроматического света безнадежно мала для проведения экспериментов. Эта точка зрения наиболее четко и аргументированно была высказана в 1934 г. в одной из первых монографий по квантовой механике [1.8]. [c.16]

По теории эффекта Комптона одновременно с рассеянием кванта должно иметь место и отбрасывание электрона со скоростью v (электрон отдачи). Действительно такие электроны удалось наблюдать по методу камеры Вильсона, так как скорость этих электронов достаточна, чтобы вызвать ионизацию воздуха. Комптон и Саймон (1925 г.), пользуясь этим методом, изучили распределение направлений первичных и рассеянных квантов и электронов отдачи. Результаты оказались в полном согласии с приведенной теорией столкновения, расхождение между опытным и теоретическим определением направления полета электрона лежало в пределах О—20 , что следует считать весьма удовлетворительным для этого трудного опыта. Описанный опыт, так же как и специальный опыт Боте (1925 г.) показали, что акт рассеяния и акт электронной отдачи локализованы и в пространстве и во времени, как два совпадающих акта, что заставляет признать описываемый процесс элементарным, а не статистическим. На основании этих уже опытных данных следует считать неудовлетворительным классическое истолкование изменения длины волны при рассеянии, как результат явления Допплера, т. е. рассеяние электронами, приведенными в достаточно быстрое движение. Наоборот, с данными опыта вполне согласуется развитая квантовой механикой теория рассеяния рентгеновских лучей свободными электронами. Она не только подтверждает выводы, полученные при помощи упрощенного рассмотрения явлений на основании гипотезы световых квантов, но и приводит к количественным заключениям относительно интенсивности рассеянного света (Дирак, 1926 г., и Клейн и Ниши-на, 1929 г., применившие новую релятивистскую квантовую механику Дирака). Установленная этими теориями зависимость коэфициента рассеяния от направления наблюдения и длины волны хорошо подтверждается измерениями в весьма широком HHTepBajfe частот, вплоть до очень жестких у-лучей. В области наиболее коротких волн (см. Носмические лучи) формула Дирака-Клейн—Нишина дает пока единственно применимый, хотя и не вполне надежный, метод определения длины волны (Милликен, 1927 г.). [c.71]

Естественно, в столь большом труде, посвященном к тому же интенсивно развивающейся области знания, трудно рассмотреть все задачи с одинаковой степенью потноты. Поэтому вряд ли можно всерьез упрекать автора за отсутствие в книге тех или иных разделов, которые хотелось бы там видеть, можно лишь сожалеть об этом. Следует также принять во внимание, что книга была закончена, судя по дате на предисловии автора, в 1958 г. В это время только создавались современные методы решения кинетических задач, основанные непосредственно на уравнениях квантовой механики и потому свободные от ряда дефектов классического кинетического уравнения. Не удивительно поэтому, что данное в книге изложение вопроса о гальваномагнитных явлениях в сильных магнитных полях, когда квантовые эффекты особенно существенны, не может полностью Удовлетворить современного читателя. То же относится и к вопросу об условиях применимости кинетического уравнения, получившему более или менее удовлетворительное решение лишь после написания книги, и особенно к задаче о кулоновском взаимодействии между электронами. Ей посвящена в книге специальная гл. IV, базирующаяся в основном на известном методе лишних переменных . В настоящее время на смену ему пришел гораздо более убедительный и эффективный метод квантовых функции Грина при этом часть результатов, изложенных в гл. V, претерпела известные видоизменения. Это относится, в частности, к вопросу о предельном плазменном волновом числе кс, к точному виду экранированного потенциала, к выражению для эффективной массы носителя тока. Связанные с этим изменения в различных формулах слишком многочисленны, чтобы их можно было отразить в подстрочных примечаниях. Более современную трактовку вопроса можно найти, например, в книге [1]. Вместе с тем основные качественные выводы гл. IV остаются в силе и поныне справедливы также выведенные там формулы для основной плазменной частоты и для дебаевского радиуса. [c.6]

Наконец точное решение дифракционных задач принципиально м. б. получено непосредственным интегрированием уравнений Максвелла ири данных граничных условиях. Задачи такого рода весьма трудны и решены только для немногих простейших случаев. По мере усовершенствования теории получается все более тесное согласие теории и опытных данных, причем для лучей, дифрагированных под большими углами по отношению к первоначальному направлению (Д. Гуи), необходимо прибегать к точным 1У1етодам. Современное развитие квантовой волновой механики позволяет надеяться, что классическая волновая теория Д. света почти целиком (по крайней мере в отношении ее математич. остова) м. б. перенесена и в квантовую теорию света. Расхождения между выводами классич. теории и опытом имеют место только при переходе к чрезвычайно слабым интенсивностям, когда начинает сказываться статистич. характер светового потока. Явление можно интерпретировать так световые кванты (фотоны), в к-рых сосредоточена энергия светового потока, попадают в те моста воспринимающего экрана, к-рые соответствуют классич. теории Д. однако полная картина Д. с. правильным распределением интенсивности возникает не сразу, а только после воздействия очень большого числа фотонов. За короткий промежуток временп при слабом световом потоке получается беспорядочное распределение, только постепенно, нри суммировании слагающееся в регулярную картину Д. [c.458]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...