Двухчастичные переходы

Такую перестройку итерационного ряда можно было бы осуществить в общем виде, выделяя из матричного элемента сомножитель, отвечающий двухчастичным переходам из начального состояния в конечное. Мы не будем приводить здесь соответствующих формул. [c.265]

Двухчастичные переходы лежат в ультрафиолетовой области спектра. По сравнению с одночастичными они обладают рядом особенностей. Им соответствует широкополосное поглощение и весьма характерная поляризация. В двухчастичных возбуждениях проявляется взаимодействие между квазичастицами (экситоном и магноном, между экситонами), которое в некоторых случаях приводит к образованию связанных состояний. Связанным состояниям соответствуют дискретные полосы поглощения. Связанные состояния могут иметь существенное значение при исследовании кинетики процессов, в которых участвуют квазичастицы. [c.558]

Относительная роль указанных двух процессов зависит от типа кристалла и температуры. В частности, в кристаллах с примесями люминесценция происходит из состояний примесей (см. 68). В этом случае основную роль играют двухчастичные переходы. [c.581]

Квазичастицы взаимодействуют между собой. В большинстве случаев можно ограничиться парным взаимодействием квазичастиц, к-рое эффективно учитывает и многочастичные взаимодействия частиц и поэтому отличается от взаимодействия свободных нуклонов. В теории ферми-жидкости коллективные возбуждения системы описываются в терминах этого эфф. взаимодействия с помощью ур-ния, учитывающего явно только двухчастичные корреляции и по форме совпадающего с ур-нием приближения случайных фаз. Именно возможность ограничиться двухчастичными корреляциями обусловливает выигрыш при переходе от частиц к квазичастицам. [c.380]

В дальнейшем мы покажем, что и такие важные для газодинамики величины, как тензор вязких сил, поток тепла и др., выражаются через одночастичные функции распределения. Двухчастичная функция распределения имеет особо важное значение для равновесного состояния системы. В равновесном состоянии она описывает корреляции между положениями частиц, имеющие, как мы видели в 81, важное значение в теории флуктуаций и в теории фазовых переходов. [c.479]

Приступая к анализу последнего члена в (18.6.1), сначала отметим, что единственно возможным переходом (начиная слева) из одночастичного (вакуумного) состояния в коррелированное может быть переход в двухчастичное состояние (12) [см. (14.3.7)]. Затем должен произойти переход в вакуумное состояние. Согласно (14.3.17), это возможно путем перехода либо в двухчастичное состояние (1 I 2), либо в трехчастичное состояние (1 2 3). Последняя возможность представляет собой чисто квантовый [эффект [c.243]

Из (20.3.19) следует, что функция / (г, g) является стационарным решением двухчастичного уравнения Лиувилля, так что при выключении взаимодействия она переходит в (1 2 t)-. [c.277]

Единственным исключением является интеграл столкновений Больцмана, в котором двухчастичный процесс рассеяния описывается точно. Отметим, однако, что интеграл столкновений Больцмана переходит в интеграл столкновений Ландау при малых волновых векторах и, следовательно, логарифмически расходится в этой области. [c.231]

Определение квазилокальных членов. Переходим к исследованию простейшей модели — рассеяния двух нерелятивистских бесспиновых частиц с точечным взаимодействием. Учитывая трансляционную инвариантность и рассматривая матричный элемент по системе 1п-состояний в двухчастичном канале в системе центра масс, имеем [c.35]

Переходим к решению конкретной двухчастичной задачи — описанию дейтрона. Полученные результаты будут использованы в следующем пункте при решении задачи о рассеянии нейтрона на дейтроне. Мы будем описывать взаимодействие между нуклонами, как это часто и делается, сепарабельным потенциалом распадающимся па произведение двух функций, одна из которых зависит только от /2, другая — только от 1У (см. ниже) это во всяком случае возможно, если имеется не более одного связанного [c.262]

Переходя к решению уравнения (31) при выполнении условия (29), будем действовать точно так же, как и выше при рассмотрении двухчастичной задачи. Вводя функцию ио (см. (10)), найдем для нее уравнение, отличающееся по виду от (11) только дополнительным интегрированием по р в правой части. Это уравнение также решается в два этапа. На первом пренебрегается прямой интерференцией взаимодействий (как и в п. 3, это сводится к смешению волновых функций), а также взаимодействие Уь заменяется на — дальнодействующее взаимодействие комплексов как целого. Этому этапу отвечает уравнение [c.306]

Для связанной пары аналогом такой функции Г рина бозе-частиц является двухчастичная фермионная функция Грина (16.5). Последняя в точке перехода должна обладать аналогичными [c.374]

Поглощение фотона свободным электроном возможно только при обязательном участии какой-либо третьей частицы (квазичастицы), в качестве которой могут выступать различные несовершенства кристаллической решетки фононы, примесные атомы, вакансии и т. д. Вклад импульса третьей частицы позволяет выполнить закон сохранения импульса. Такой оптический переход называют непрямым. Коэффициент поглощения при непрямых переходах значительно меньше, чем при прямых, так как, вообще говоря, вероятность одновременного взаимодействия трех частиц меньше, чем вероятность двухчастичного взаимодействия. [c.42]

В дальнейшем рассматриваем только одинаковые частицы. Перейдем к одночастичной функции плотности вероятности. Не будем останавливаться на подробностях перехода к одночастичной функции. Эти вопросы изложены, например, в работах [20, 26, 59]. В случае приближения парных столкновений [59] имеем замкнутую систему двух уравнений для одночастичной и двухчастичной функций распределения. Решить эту систему не представляется возможным. [c.177]

Пример перехода от чистого состояния двух частиц к смешанному состоянию одной частицы. В качестве примера перехода от чистого состояния двух частиц к смешанному состоянию одной частицы можно рассмотреть ситуацию, когда две частицы со спином образуются в чистом состоянии с полным спином, равным нулю. Двухчастичная спиновая волновая функция, соответствующая спину нуль (синглетное состояние), имеет вид [c.220]

Отметим, что диагональные матричные элементы по состояниям и Фа, которые соответствуют двум электронам на одном протоне, включают также и кулоновское отталкивание и. Кулоновское отталкивание отсутствует в диагональном матричном элементе по состоянию ф , поскольку электроны в этом состоянии находятся на различных протонах. Появление и связано только с членом 2 в гамильтониане, который описывает электрон-электронное взаимодействие. Отметим также, что одноэлектронный матричный элемент туннельного перехода г связывает только состояния, которые отличаются переносом одного электрона с протона на протон (для того чтобы имелись неравные нулю матричные элементы перехода между состояниями, отличающимися изменением положения двух электронов, потребовалось бы ввести дополнительное двухчастичное взаимодействие). Убедитесь в том, что в (32.38) множитель при г действительно имеет значение, равное — /2. [c.306]

Переходы с изменением спина осуществляются за счет слабого спин-орбитального взаимодействия в среднем кристаллическом поле, создаваемом окружающими парамагнитный ион катионами. Энергия такого взаимодействия на несколько порядков меньше энергии кулоновского взаимодействия внутри иона, поэтому в спектре поглощения кристаллов узкие полосы, соответствующие одноэлектронным переходам с изменением спина, очень слабые. Основное поглощение света происходит за счет двухчастичных переходов, в которых наряду с электронным возбуждением участвуют спиновые возбуждения — л1агконы. Образованию таких двухчастичных возбуждений соответствуют широкие полосы поглощения. [c.539]

Наряду с фотонами частоты о — , претерпевшими комбинационное рассеяние, из кристалла могут испускаться также фотоны с той же частотой, образованные при квантовых переходах из воз-буледенных состояний на колебательные подуровни основного электронного состояния. В этом случае экситонное состояние одновременно распадается на фотон частоты (Оо — и фонон частоты (двухчастичный переход). Возникаюш,ий фотон когерентно не связан с экситоном. Вероятность этих процессов не зависит от размеров кристалла. Вероятность же испускания фотонов, претерпевших комбинационное рассеяние, возрастает при увеличении размеров кристаллов, так как увеличивается путь, проходимый фотонами внутри кристалла. [c.581]

Знак плюс сотносится к процессам, протекающим с поглощением фонона, знак минус — с испусканием фонона. Так как энергия фо-н онов в полупроводниках не превышает сотых долей электрон-вольта, а Йа (V I эВ, то в выражении (12.9) можно пренебречь по сравнению с Ы. Импульс же фонона Йкф н лежит в Тех же пределах первой зоны Бриллюэна, что и импульс электрона. Поэтому при переходах с участием фононов импульс электрона может изменяться в широких пределах, что графически выражают проведением наклонных стрелок, характеризующих такие переходы (рис. 12.3, б). Вследствие того, что вероятность протекания процессов с участием трех частиц много меньше вероятности двухчастичных процессов, коэффициент поглощения в области непрямых переходов зггачи-тельно ниже, чем в области прямых. С понижением температуры процессы с поглощением фонона идут реже и коэффициент поглощения для непрямых переходов уменьшается. [c.321]

Однако в наши рассуждения закралось и другое, меяее очевидное предположение, и именно оно является истинным отклонением от законов механики. Переходя от формулы (И.4.12) к (И.4.13), мы утверждали, что общее число столкновений определяется числом пар молекул, скорости которых в момент времени t равны соответственно v и Vi, и приняли, что это число равно / (q, v t) х Х/ (Ч. Vi t). Однако из рассуждений разд. 3.5 мы знаем, что это утверждение, вообще говоря, не может быть верным. Число пар молекул, локализованных одновременно в двух различных фазовых точках, определяется двухчастичной функцией, распределения и (ч. v q, Vx t). Но в общем случае [c.32]

Нетрудно убедиться, что это единственные отличные от нуля матричные элементы оператора второго порядка, имеющие слева одно- астичное состояние. Действительно, из разд. 3.4 нам известно, что при переходе слева направо оператор X может либо оставить число частиц неизменным, либо зпвеличить его на единицу. Поэтому при последовательном действии двух операторов X на одно- астичное состояние можно достичь либо двухчастичного, либо трехчастичного состояния. [c.160]

Теперь мы имеем довольно ясное представление об эволюции некинетической части вектора распределения. Основная ее особенность состоит в очень быстром затухании корреляций, обусловленном невозмущенной конвекцией. Для всех практических целей можно считать, что некинетические корреляции затухают за время порядка длительности столкновения т . Несмотря на то что невозмущенвая конвекция не может описывать реального затухания, она обеспечивает дрейф области корреляции и интересующей нас области. Окончательное затухание корреляций обеспечивается столкновениями и представляет собой медленный и сложный процесс, при котором двухчастичные корреляции переходят в корреляционные формы более высокого порядка и наконец окончательно диссипируют. Действительно, хорошо известно, что, когда система достигает равновесия, некинетическая компонента ее вектора распределения строго обращается в нуль. [c.242]

При обсуждении квантового уравнения Больцмана в предыдущем параграфе мы уже отмечали, что оно применимо только для разреженных газов. Преимущество этого уравнения по сравнению с классическим уравнением Больцмана состоит в том, что сечение двухчастичного рассеяния выражается через точную квантовомеханическую Т-матрицу. С другой стороны, в квантовом интеграле столкновений Больцмана не учитываются статистические эффекты, присущие ферми- и бозе-системам. Хотя эти эффекты учитываются в интеграле столкновений Улинга-Уленбека, который был выведен в разделе 4.1.6, соответствующая вероятность перехода была получена там лишь в борновском приближении. [c.282]

Однако прежде чем переходить к изложению решений этих уравнений, следует сделать замечание общего характера. Кинетическое описание с помощью кинетического уравнения для функций распределения остественно беднее, чем описание с помощью одночастичных функций распределения и двухчастичных корреляционных функций, приближенные уравнения для которых, пе [c.192]

Существенно, сохранится ли такая ситуация при переходе от искусственной модели к представляющему реальный физический интерес неперенормируемому взаимодействию. При приложении изложенного метода к четырехфермионному слабому взаимодействию оказалось, что рассмотрение процесса электрон-нейтринного рассеяния в двухчастичном приближении приводит к результатам, очень близким к полученным при исследовании второй модели. И в этом случае мы получаем конечное, неаналитическое по константе связи решение [8, 11. [c.73]

Перейдем теперь ко второму варианту диаграммной техники для случая двухчастичного взаимодействия. При переходе к фурье-представлению в соответствующих выражениях удобно применить следующий формальный прием. Выше была введена величина с/вд ТзТ4 1 2 > 4)- Величина зависит от четырех времен т., причем каждое изменяется в интервале от О до IjT. Продолжим функцию [c.176]

Описанный способ в принципе позволяет различать 2p(2v)-и 2Р(0у)-распады по характеру энергетического спектра элек-. тронов. В первом случае он должен быть непрерывным, а во втором суммарная энергия обоих электронов для всех зарегистрированных событий должна быть постоянной и равной энергии перехода ( двухчастичный процесс 2р(0у)-распада). [c.152]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...