Взаимодействие в конечном состоянии

С другой стороны, такие процессы, как 00/11, 20/11 и 10/12, не удовлетворяют соотношениям (4.165) и (4.166). Этого и следует ожидать, поскольку эффективное значение АЕ не равно АЕ (оо), так как сильное кулоновское взаимодействие в конечных состояниях сдвигает потенциальные кривые. Например, рассмотрим [c.176]

Хб[(со(й Л + со(й" Л)-со]бй, +1бй, Ч1. (2.60) если выполняются условия (2.57) и (2.58). Как и в предыдущем случае, спектр поглощения (2.60) будет уширен за счет ангармонических эффектов, а также за счет взаимодействия в конечном состоянии (конечности времени жизни). Эти многочастичные эффекты рассмотрены в работах [4, 5, 10, 11], а также в 6,6. [c.19]

Взаимодействие в конечном состоянии. В ряде конкретных случаев возникает необходимость учета недиагонального потенциала У только в рамках теории возмущений. Тогда в первом приближении получим [c.472]

Предположим, что конечные фрагменты, образовавшиеся в результате реакции, взаимодействуют друг с другом (например, посредством электростатических сил) таким образом, что это приводит к появлению резонансов. Тогда функция Иоста. iFp должна иметь нуль в нижней полуплоскости йр, расположенный вблизи действительной оси. Когда кинетическая энергия фрагментов в конечном состоянии близка к значению резонансной энергии, знаменатель в приближенном выражении (17.34) становится малой величиной. Следовательно, величина элемента S-матрицы начинает значительно превышать свое обычное значение, что ведет к увеличению сечения. Описываемый эффект называется эффектом взаимодействия в конечном состоянии. Из вида формулы (17.34) вытекает также, что наши рассуждения в равной мере применимы к входному каналу а. В этом случае мы будем говорить об эффекте взаимодействия в начальном состоянии. [c.473]

Сравнение опытов по п—р)- и р—р)-рассеяниям показывает, что характер взаимодействия двух протонов и нейтрона с протоном при противоположно направленных спинах (и / = 0) тождествен (потенциальные ямы одинаковы). Из сравнения свойств зеркальных ядер и исследования некоторых реакций с образованием двух нейтронов в конечном состоянии аналогичное заключение можно сделать также относительно п—л)-взаимодействия. Тождественность (р-р)-, (п-р)- и (п—и)-взаимодействий в одинаковых состояниях называется зарядовой независимостью ядерных сил. Формально это свойство описывается при помощи квантовомеханического вектора изотопического спина Т. [c.90]

Здесь Hoi —матричный элемент энергии взаимодействия протона с полем излучения, соответствующий переходу из начального состояния О в промежуточное состояние I, в котором имеется -квант частоты ш, но ещё не произошло ядерное рассеяние Vu — матричный элемент V, соответствующий переходу из состояния I в конечное состояние 1 в матричных элементах Vo п и Ни i индекс II обозначает промежуточное состояние, в котором произошло ядерное рассеяние, но ещё не возник -квант Ео, Е и Ец — соответственно энергии начального и промежуточных состояний I, П. [c.80]

Начальное состояние Ui отвечает газу частиц, когда можно пренебречь взаимодействием частиц. Конечное состояние Uo, отвечает равновесному расположению частиц в кристалле при абсолютном нуле температуры. Полагая 1 = 0, получаем [c.37]

Последующие главы первой части посвящены классической кинематике взаимодействий (столкновений и распадов) с образованием двух, трех и многих частиц. При наличии в конечном состоянии лишь двух частиц существует вполне определенная связь между углами их вылета или углом вылета частицы и ее энергией. Характеризующие такую связь соотношения приводятся как в аналитическом, так и в графическом виде. Отдельно рассматриваются частные случаи нерелятивистских взаимодействий и превращений с участием фотонов. При образовании в конечном состоянии трех или. многих частиц связь углов их вылета и энергий не является однозначной, и в этих случаях приходится ограничиться нахождением различных экстремальных соотношений. Рассмотрение угловых и энергетических распределений при множественном образовании частиц производится на основе статистической теории Ферми. Оправданием включения этого раздела в книгу по кинематике может служить [c.5]

Следовательно, при переходах i f начального состояния в конечное состояние частицы эффективно взаимодействуют в пределах площадки da, расположенной перпендикулярно относительной скорости частиц. [c.134]

Величина р. есть оператор вектора импульса, /— плотность потока фотонов внутри кристалла. Следует отметить, что вместо оператора радиуса-вектора здесь применяется оператор импульса электрона р. кроме того, рассмотрение выполняется в дипольном приближении, в котором множитель е " в важном операторе взаимодействия — де/т)А.р. полагается равным 1 (ср. разд. 2.21). Уравнение (3.13-29) определяет скорость перехода из начального состояния у, в конечное состояние с фиксированным волновым век- [c.331]

В качестве другого примера использования соотношений (7.76) — (7.766) рассмотрим две частицы, взаимодействие которых с внешним полем описывается потенциалами и Кь, а их взаимодействие друг с другом — потенциалом Уаь- Пусть в начальном состоянии частица Ь налетает на частицу а, находящуюся в связанном состоянии во внешнем поле Уа, а в конечном состоянии частица Ь находится в связанном состоянии во внешнем поле У , частица же а движется как свободная. Такой процесс называется столкновением с перестройкой (более подробно столкновения с перестройкой будут рассмотрены в гл. 16 и 17). Выберем в качестве Я1 и Яг [c.187]

Нижние индексы у амплитуд соответствуют направлению спина по направлению (+) и против направления (—) движения индексы у а соответствуют / = / + Уг ( + ) и I = ] —Уг (— ) Если взаимодействие не зависит от спинов, то а зависит только от I, и а1 = В этом случае выражение для амплитуд (15.79) сводится к выражениям (11.10) с учетом дополнительного множителя, возникающего в связи с вероятностью обнаружить в конечном состоянии спин, ориентированный по направлению движения (или против него) при условии, что первоначально спин был ориентирован по направлению исходного движения (или против него). [c.422]

Теперь начальное и конечное состояния фрагментов 1 и (2,3) и фрагментов 2 и (1,3) соответственно являются собственными состояниями одного гамильтониана На, содержащего взаимодействие фрагментов Vjg в начальном и V- i в конечном состоянии. Гамильтонианы обоих каналов совпадают друг с другом, и можно использовать (7.76) и (16.46). Следует отметить, что теперь пространства обоих этих каналов ортогональны друг другу. [c.448]

Эффекты взаимодействия в конечном или начальном состоянии наиболее значительны при малых относительных скоростях фрагментов в конечном [c.473]

Согласно обычным методам квантовой механики, амплитуда перехода Л1у,- из начального состояния 1> в конечное состояние /> может быть выражена через гамильтониан взаимодействия (с точностью до членов второго порядка) следующим образом [c.220]

В рассматриваемом случае совпадает с волновой функцией начального состояния нуклона я(зк = , где Wk волновая функция конечного состояния нуклона — волновая функция электрона и —волновая функция нейтрино Я — оператор энергии взаимодействия нуклонов с электронно-нейтринным полем. [c.150]

Прежде всего надо найти вероятность того, что фотон данной энергии проникнет на определенное расстояние в глубь тела и поглотится там электроном, который совершит при этом переход из некоторого начального энергетического состояния в некоторое конечное состояние. Короче говоря, надо найти вероятность зарождения фотоэлектрона на определенном расстоянии от поверхности и в определенном энергетическом состоянии. Конечно, следует рассматривать только те состояния родившегося фотоэлектрона, энергия которых находится над уровнем вакуума при данной энергии фотона это накладывает ограничения на выбор начальных состояний электрона, вступающего во взаимодействие с фотоном (в этой связи напомним дважды заштрихованную полосу состояний на рис. 7.4, б). [c.168]

Структура матричных элементов оператора взаимодействия. В выражения для вероятностей переходов, рассмотренные в 10.2, входит матричный элемент оператора взаимодействия , где п обозначает начальное, am— конечное состояния системы. Так как рассматриваемая здесь система включает в себя связанный электрон и излучение, то указанные индексы п и /п должны фиксировать как состояния электрона, так и состояния поля излучения. Последние будем фиксировать, определяя последовательность чисел заполнения различных фотонных состояний [c.257]

В области эпвргнй а2эффт.ес 3п-ы)> ,-1з1 па сечение К. э. определяющее влияние оказывает взаимодействие электрона с ионным остатком в конечном состоянии, т. к. из-за приближённого выполнения зако- [c.432]

В КТП частицы описываются с помощью квантованных полей, представляющих собой совокупность операторов рождения и уничтожения частиц в разл. квантовых состояниях. Взаимодействие квантованных полей приводит к разл. процессам испускания, поглощения и превращения частиц. Любой процесс в КТП рассматривается как уничтожение одних частиц в определ. состояниях и появление других в новых состояниях. Напр,, испускание фотона атомом при переходе электрона из нек-рого нач. состояния в нек-рое конечное на языке КТП представляет процесс исчезновения электрона в нач. состоянии и рождение электрона в конечном состоянии с одноврем. рождением фотона, происходяший в результате взаимодействия квантованных полей электронов и фотонов. [c.317]

Одновременно всплыл, усугубив неуверенность в пригодности обычного квантовополевого подхода, и ряд старых проклятых вопросов, о которых в периоды успешного развития теории, как правило, забывают. Эти вопросы относятся, главным образом, к проблеме измерений в релятивистской квантовой физике имеет ли смысл говорить о развитии процесса взаимодействия частиц во времени или же допустимо рассматривать только переход из начального в конечное состояние системы, законно ли считать взаимодействие между частицами точечным (локальным) или же это неправомочная идеализация и т. п. [c.172]

В чисто квантовой теории мы исходим из гамильтониана. Он слагается из гамильтониана полевых мод, гамильтониана активных атомов и гамильтониана взаимодействия этих двух подсистем. Как мы знае.м, двухфотонное поглощение может происходить следующим образом. Сначала электрон виртуально переводится из состояния 1 в промежуточное состояние с поглощением одного фотона, а при втором виртуальном поглощении следующего фотона электрон переходит из промежуточного состояния в конечное состояние 2. Вместо того чтобы явно рассматривать эти отдельные виртуальные процессы, мы можем исходить прямо из феноменологического гамильтониана, который описывает двухфотонное поглощение (или испускание) вместе с соответствующим электронным переходом. Явное выражение для гамильтониана мы получим в следующем разделе. [c.316]

Роль сильных взаимодействий в процессах Ф. м. ярко иллюстрируется резонапспьгм характером зависимости сечений процессов у Н N — N п от эпергии (рис. 2, а также рис. 10 в ст. Пи-мезоны). Причина такой зависимости — резонансные взаимодействия зт-мезона и нуклона в конечном состоянии. Первый ])езопапс в сечении этих процессов обусловлен магнитным дипольным поглощением Y-квaнтa с рождением мезона в состоянии 1=1, / = /з, Т = [c.351]

При кинетич. энергии в лабораторной системе <= 195 Мэе фаза 33 проходит через 90°, что указывает на сильное резонансное взаимодействие (притяженпо) я-мезона с нуклоном в состоянии = 1, / = /.., I = /2, соответствующее первому максимуму в сечении я—N-pa eяния. При энергиях я-мезонов выше 200 Мов возможны реакции рождения дополнит, я-мезонов, типа реакций (6). И.мпульсные и угловые распределения продуктов таких реакций определяются, помимо фазового множителя, взаимодействиями я-мезонов и нуклонов в конечном состоянии. В области высоких энергий полные сечения взаимо т,ействия я+-и я -мезонов с протонами сближаются. Это нахо- [c.622]

Взаимодействие я-мезонов с я-мезонами играет существенную роль в мезонной физике, являясь сопутствующим, а иногда и основным ( -фазы я—N-pa eяния, форм-факторы нуклонов и т. д.) эффектом в процессах взаимодействий частиц. Первые достоверные сведения о я—я-взаимо-действии были получены при изучении взаимодействий пионов В конечном состоянии в реакциях типа [c.622]

Следовательно, экспериментальные точки должны лечь на диагональ диаграммы. В действительности масса Л-гиперона конечна (Л1д = = 1115,4 МэВ), и экспериментальные точки должны быть распределены внутри замкнутой области, образованной жирной линией на диаграмме Далитца. Поскольку вероятности изучаемых событий пропорциональны квадрату модуля матричного элемента перехода, в отсутствие взаимодействия между частицами в конечном состоянии распределение экспериментальных точек внутри замкнутой области должно быть однородным. [c.239]

Квантово-механический анализ результатов опытов по изучению (п-р)-и (р—/7)-рассеяния, а также реакций с образованием двух нейтронов в конечном состоянии приводит к выводу о тождественности (р—р),д-, (п-р)- и (п-п)-взаимодействий в одинаковых спиновых и пространственных состояниях. Это свойство ядерных сил называется зарядовой независимостью, или изотопической инвариантностью. В соответствии с изотопической инвариантностью оба нуюлона имеют одинаковый изоспин Т=1/2, проекция которого на третью ось для протона равна 7 " =-I-1/2, а для нейтрона Г " = — 1/2. Взаимодействие нуклонов, находящихся в одинаковых спиновых и пространственных состояниях (например, 5о), характеризуется одним и тем же значением изоспина (Т=1) с разными проекциями для разных зарядовых состояний нуклонных пар [c.62]

Поскольку тс-мезон является квантом сильного взаимодействия, должен с заметной вероятностью проявляться процесс типа рассеяния кванта на кванте, т. е. (тс—я)-рассеяние. В связи с отсутствием встречных пионных пучков сведения о (я —я)-рассеянии (сечении и фазе) получают исключительно косвенными методами — из анализа процессов с образованием пионов в конечном состоянии. [c.261]

Во всех этих реакциях суммарная странность в конечном состоянии равна О в соответствии с тем, что в нач. состоянии I —0. К и К рождаются при столкновении нестранных ч-ц либо совместно с К+ или К , либо с антигиперонами, странность к-рых положительна. Рождение гиперонов в пучках К +, К менее вероятно, чем в пучках К", К , т. к. оно требует появления совм. с гипероном неск. дополнит. К+ или К . Поэтому медленные К+, К слабее взаимодействуют с в-вом, чем К , К . [c.290]

Г = 0) может испуститься ядром только в том случае, если его начальное и конечное состояния имеют одинаковые значения изотопического спина. Заметим еще раз, что изотопические соотношения справедливы с точностью до электромагнитного взаимодействия, благодаря чему они особенно четко проявляются у легких ядер, где роль электромагнитных сил сравнительно невелика. [c.281]

Дискуссии вокруг флуктуационной гипотезы Больцмана продолжаются и в наши дни, что само по себе доказывает ее плодотворность. Сам же ученый скромно писал, что никто, конечно, не станет считать подобные умозрения... высшей целью науки , но тем не менее относил их к очарованию фантазии о Вселенной, не прибегая к пошлой гипотезе тепловой смерти . Со временем обнаружились слабые места гипотезы, заключающиеся в том, что вероятность такой гигантской флуктуации, как нахождение видимой части Вселенной в неравновесном состоянии, ничтожно мала. Выдвинуты другие теории, учитывающие гравитационное взаимодействие между объектами Вселенной, но, как справедливо замечает Г. Я. Мякишев, теорию пульсирующей Вселенной можно рассматривать как современный аналог флуктуационной гипотезы Больцмана. В ней вместо флуктуаци-онного механизма, возвращающего Вселенную к жизни, действует более глубокий механизм гравитационных взаимодействий современной теории поля. Общие же выводы о невозможности тепловой смерти Вселенной носят сходный характер [56]. [c.88]

Вывод гамильтониана. Чтобы сформулировать задачу расчета взаимодействия между электронами и фононами в металле, мы выведем здесь выражение для гамильтониана в форме, где с самого начала включено куло-новское взаимодействие между электронами и движениями ионов, но в то же время сделаны некоторые приближения для упрощения уравнений. Например, можно пренебречь анизотропией, которая, по-видимому, не очень существенна для проблемы сверхпроводимости. Предполагается, что колебания решетки можно разделить на продольные и поперечные и что электроны взаимодействуют только с продольными компонентами. Это приближение справедливо для волн с большой длиной волны, но неправильно для коротких волн (исключая некоторые напрапления распространения). Предположим также, как это часто делается в теории Блоха, что матричные элементы для электронно-фононного и кулоновского взаимодействий зависят лишь от разности волновых векторов в начальном и конечном состояниях. При вычислении кулоновских взаимодействий сделаны предположения, которые равнозначны рассмотрению валентных электронов как газа свободных электронов. [c.757]

Результаты столкновения частицы с ядром могут быть различными поглощетгае частицы ядром с вылетом из него каких-нибудь ядерных частиц, упругое или неупругое рассеяние частицы и т. п. Иначе говоря, в результате взаимодействия может произойти переход системы двух взаимодействующих частиц в определенное конечное состояние. Каждому из таких конечных состояний соответствуют своя вероятность и свое парциальное значение сечения. Сечение, характеризующее вероятность перехода в одно из всех возможных переходов, равно сумме Е парциальных переходов. [c.248]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...