Радиационные поправки

Однако, несмотря на малость константы слабого взаимодействия а = е Йс= 1/137), учитывать диаграммы более высокого порядка (считать радиационные поправки) для слабого взаимодействия нельзя из-за невозможности проведения перенормировок (см. 2). [c.106]

Для более точного определения собств. магн. момента электрона д,е надо рассчитать его энергию взаимодействия с внешним маги, полем, точнее, собств. энергию электрона в этом ноле. При этом, согласно квантовой электродинамике, следует учитывать также радиационные поправки, т. е. эффекты взаимодействия электрона с эл.-магн. вакуумом (с нулевыми колебаниями эл.-магн. поля). С учётом этих поправок собств. магн. момент электрона по абс. величине будет равен ig —[ig-f-Д 1, где ано.нальный магнитный момент Д(г обусловлен радиац. поправками и очень мал по сравнению с fig во втором порядке разложения но теории возмущений, где малым параметром является постоянная топкой структуры [c.639]

Электромагнитные свойства Н. Взаимодействие Н. с эл.-магн. полем обусловлено либо радиационными, поправками (Н. переходит в виртуальное состояние, содержащее заряж. частицы, напр. I + W ), либо возможной составной структурой самих Н. Т. о., у Н. возникает маги, момент (р. ) и распределение электрич. заряда, характеризуемое эл.-магн. радиусом (га ). [c.265]

Время жизни Н. без учёта нек-рых поправок равно = к(0 - - 36 ) , где к включает кинематич. факторы и зависящие от граничной энергии р-распада кулоновские поправки и радиационные поправки. [c.269]

Поскольку радиационные поправки к матричным элементам выражаются в этом представлении через произведения пропагаторов, приходится оперировать с произведениями подобных сингулярностей, напр. с квадратами дельта-функции Дирака от а. С матем. точки зрения проблема сводится к задаче определения операции умножения обобщённых функций. [c.564]

Важным эффектом являются радиационные поправки к рассеянию, связанные с учетом электромагнитных взаимодействий в высших приближениях, [c.359]

Следует думать, что уравнение (6,29) не учитывает некоторый специфический 5-оптический эффект, который почти полностью (до обычной радиационной поправки) компенсирует влияние дополнительного члена и восстанавливает согласие с опытом. Этот эффект заключается в последовательном учете заряженных (тяжелых) состояний поля излучения, т. е. виртуальных переходов электрона в другие зарядовые состояния (в том числе и переход в состояние нейтрино) с испусканием или поглощением заряженных (тяжелых) квантов. Переход электрона в состояние нейтрино с испусканием тяжелого кванта аналогичен переходу протона в нейтрон с испусканием мезона и является причиной отклонения опытного значения величины магнитного момента электрона, вычисляемого из уравнения Дирака, от теоретического, вычисляемого из уравнения (6,29). [c.145]

В третьем и более высоких порядках теории возмущений, описывающей процессы поглощения, оператор рождения играет весьма малую роль. Он дает так называемую радиационную поправку к первому порядку вероятности поглощения, которая по всем оценкам очень мала. [c.19]

Это означает, что при = X функция (k, 0) не отличается от of k) — радиационные поправки отсутствуют. Надлежит, однако, помнить, что в силу (10.7) преобразование d влечет за собой и преобразование константы связи g поэтому при произвольном X в качестве g в (11.14) будет фигурировать, вообще говоря, отнюдь не настоящий заряд . Истинное ( реальное ) значение g получается в (11.14) лишь, если согласовать это равенство с граничным условием (11.9). Это сводится к определенному выбору X истинному значению g соответствует X оо. [c.100]

Метод фейнмановских диаграмм применим не только в квантовой электродинамике, но и в любой другой теории, в которой радиационные поправки малы (теория слабого взаимодействия, квантовая теория твердого тела, квантовая хромодинамика в области асимптотической свободы). [c.15]

Измерения магнитного момента мюона, выполненные методом магнитного резонанса (см. 5, п. 3), полностью подтвердили формулу (104.11), что еще раз подчеркнуло удивительное сходство электрона и мюона. Наконец, это сходство проявилось и при сравнении таких тонких эффектов, как радиационные поправки к значению магнитного момента. [c.176]

Радиационные поправки 14, 143, 176 Радиус нуклона 102 Рассеяния теория 26 —дифференциальное сечение 27 Регенерация АГ -мезонов 299 Резонансы (нестабильные частицы) 104 [c.386]

Это значение полностью совпало с экспериментальным значением которое было уже известно к моменту, когда Дирак получил свой результат (см. 10, п. 2). Впоследствии было учтено взаимодействие электрона с собственным электромагнитным полем, которое дает небольшую поправку к формуле (11.26). Правильность учета радиационных поправок была также подтверждена экспериментально (см. 10, п. 3). [c.120]

Определить поправку на радиационное давление толстослойной (т. е. непрозрачной) плазмы при температуре 10 К. [c.169]

Здесь u[ xi) — операторы полей во взаимодействия представлении, S — матрица рассеяния. В перенормированной т-еории возмущений Г, ф. (3) содержат все радиационные поправки, соответствующие как связным, так и несвязным диаграммам Фейнмана с п внеш. линиями, и представляются в виде степенного ряда по константе взаимодействия [при этом все вакуумные вклады, пропорциональные <0 5 0>, факторизуются н сокращаются со знаменателем в (.3)]. Такие Г. ф. наз. полными функциями Грина. [c.537]

ЛЭМБОВСКИЙ СДВИГ уровней — смещение уровней энергии связанных состояний электрона во внеш. поле, обусловленное радиационными поправками. Наиб, интерес (в отношении сравнения теории с экспериментом) представляют радиац. поправки к спектру атома водорода и водородоподобньтх ионов. [c.621]

МЁЛЛЕРОВСКОЕ рассеяние — процесс упругого рассеяния электрона на электроне, описываемый низшим порядком теории возмущений в квантовой электродинамике (КЭД). Указанный процесс изображается двумя Фейнмана диаграммами. В этом приближении не учитываются радиационные поправки, а также излучение мягких фотонов, к-рым всегда сопровождается процесс рассеяния заряж, частиц. [c.95]

Радиационные поправки К (1) определяются диаграммами, изображёнными на рис. 2, к-рые содержат расходимости при больших виртуальных импульсах. В ло-ренцевой калибровке эл.-магн. поля (см. Калибровочная инвариантность) расходимость остаётся только в диаграммах 2 а и б). Диаграммы 2(6) приводят к перенормировке массы и волновой ф-ции электрона. Диаграмма 2(a) даёт перенормировку заряда и внеш. поля. Проанализируем подробнее только вклад диаграммы 2(a), ограничившись для простоты двумя предельными случаями 1) ф — 0 2) — т , где т — [c.562]

Для ответа на вопрос О физ. смысле свойства П. заметим, что квантовые радиационные поправки следует рассматривать как эффекты реакции квантового вакуума на прохождение через него тех или иных микрочастиц, УФ-расходимости квантовых поправок обусловлены тем, что вакуумные КВ-флуктуации оказываются чрезмерно интенсивными. В перенормируемых моделях КТП их эффект удаётся свести к изменению физ. параметров частиц. С этой точки зрения П. отвечает тому, что для перенормируемых механизмов взаимодействия влияние малых расстояний, где сосредоточены ВЧч луктуации, на физику больших (в микроско-пич. смысле) расстояний может быть зффективно учтено с помощью ограниченного числа конечных параметров. [c.565]

Квантовая электродинамика в принципиальном отношении сохранила тот же подход к проблеме, основанный на методе последоват. приближений вовму-щений теория). Но её методы позволяют учесть Р. и., т. е. действие собств. поля на электрон, практически с любой степенью точности причём не только диссипативную часть Р. и. (затухание спектральных линий), но и потенц. её часть, т. е. эфф. изменение вНеш. поля, в к-ром движется электрон. Это проявляется в изменении энергетич. уровней и эфф. сечений процессов столкновений (см. Радиационные поправки). [c.300]

Отличит, чертой этих диаграмм является наличие в них замкнутых циклов (петель), состоящих из внутр. линий. Диаграммы типа рис. Л,а наз. однопетлевыми, а типа рис. 4,йи рис. 4,е — двухпетлсвыми. Беспетлевые диаграммы типа рис. 3 наз. древесными. Из в4еХ диаграмм, соответствующих данному физ. процессу, древесные диаграммы имеют наименьшее число вершин. Поэтому в теории возмущений, в к-рой роль малого параметра играет константа связи, древесные диаграммы вносят осн. вклад, а диаграммы с петлями описывают радиационные поправки. [c.277]

Каждому процессу рассеяния отвечает совокупность бесконечного числа Ф. д. Однако в квантовой электродинамике можно ограничиться практически учетом небольшого числа Ф. д. Это связано со слабостью электромагнитного взаимодействия, количественным выражением к-рой является параметр е //гс 1/137 ( — заряд электрона, Й — постоянная Планка, деленная на 2я, с — скорость света). Каждому элементарному акту взаимодействия (вершине на Ф. д.) соответствует в амплитуде рассеяния множитель е. Поэтому наибольший вклад вносят диаграммы, содержащие наименьшее число вершин (иа примерах рис. 2, 3 — две вершины). Диаграммы, содержащие большее число вершин, могут уже рассматриваться как поправки (их вклад наз. радиационными поправками). Т. к. эти диаграммы отличаются числом впутр. линий, а последние (каждая) соединяют по две вершины, то поправочные диаграммы отличаются от основной по числу вершин па четное число 2п. Соответствующий вклад в амплитуду содержит лишний множитель Т. о., совокупность всех Ф. д., у к-рых начальные и конечные состояния одинаковы, приводит к выражению для амплитуды рассеяния [c.294]

Квантованное электромагнитное поле формально может быть представлено как совокупность бесконечного числа осцилляторов поля . Соответственно всегда присутствуют нулевые колебания напряженности поля, проявляющиеся в различного рода радиационных поправках к эффектам, наблюдаемым в системах заряженных частиц. И. э. этих колебаний представляет собой аддитивную постоянную, к-рая может быть исключена из теории (см. Квантовая электродинамика). Е. Л. Фейнберг. [c.448]

РАДИАЦИОННЫЕ ПОПРАВКИ — поправки к различным наблюдаемым эффектам в квантовой э.гек-тродинамике, физически обусловленные взаимодействием заряженной частицы со своим собственным электромагнитным нолем и формально возникающие из-за испускания и ноглощения виртуальных электронов и фотонов. Р. п. представляются в виде ряда ио постоянной тонкой структуры а = с // с 1/137, причем поправки 1-го порядка пропорциональны а, [c.265]

Теоретич. объясните С. у. дается квантовой электродинамикой, Определяющими оказываются два явления взаимодействие электрона с виртуально излучаемыми фогоггами и поляризация вакуума. Первое приводит к изменению эффективной массы электрона, второе — к искаже[гию куло-новского поля ядра на малых расстояниях от него. Ж то, и другое, естественно, вызывает смещение уровней энергии. Чтобы пайти величину смещения, необходимо рассмотреть Дирака уравнение с радиационными поправками, т. е. заменить в нем внеш1Гее поле ядра эффективным потенциалом учитывающим вакуумные члены, а массу электрона представить т. н. массовым оператором М, [c.502]

Иначе говоря, мы всегда наблюдаем неравновесные или квази-равновесные процессы, например, процесс нагрева холодного детектора раскаленным источником (заметим, что детектор с инверсией населенностей, наоборот, охлаждается). Слабая связь зарядов с детектором и сильная с термостатом-подогревателем ставит -Е и Р в неравноправное положение. Например, одиночная молекула, сильно взаимодействующая с термостатом и слабо — с полем, или молекулярный пучок вблизи источника являются простейшими моделями, в которых дипольные моменты в первом приближении могут считаться равновесными. Радиационные поправки дают естественное уширение и лембовский сдвиг линий, а также приводят к слабому двухфотонному излучению в области прозрачности ( 5.1). [c.117]

Вакуумное состояние. В квант, механике доказывается, что если два к.-л. оператора не коммутируют, то соответствующие им физ. величины не могут одновременно иметь точно определённые значения. Так, не существует состояния эл.-магн. поля, в к-ром были бы одновременно точно определёнными напряжённости поля и число фотонов, поскольку относящиеся к этим величинам операторы непере-ставимы. Поэтому из определения вакуума как состояния с нулевым числом ч-ц вытекает неопределённость напряжённостей поля в вакуумном состоянии, в частности невозможность этих напряжённостей иметь точно нулевые значения. Именно в невозможности одноврем. равенства нулю и числа фотонов, и напряжённостей электрич. и магн. полей лежит физ. причина необходимости рассматривать вакуумное состояние не как простое отсутствие поля, а как одно из возможных состояний поля, обладающее определёнными св-вами, к-рые могут проявляться на опыте (см. Радиационные поправки). [c.265]

Диаграмма Фейнмана, изображённая на рис., соответствует след, процессу. В нач. со- ц стоянии — два фо-тона (волнистые ли-нии) один из них в течке 1 исчезает, породив виртуальную электрон-позитронную пару (сплошные линии) второй фотон в точке 2 поглощается одной из ч-ц этой пары (на приведённой диаграмме — позитроном). Затем появляются конечные фотоны один рождается в точке 4 виртуальным эл-ном, другой возникает в результате аннигиляции виртуальной пары электрон-позитрон в точке 3. Благодаря виртуальным электрон-позитронным парам появляется вз-ствие между фотонами, т. е. принцип суперпозиции эл.-магн. волн нарушается. Это должно проявляться в таких процессах, как рассеяние света на свете. Экспериментально наблюдался имеющий несколько большую вероятность процесс рассеяния фотонов на внеш. электростатич. поле тяжёлого ядра, т. е. на виртуальных фотонах (т. н. дельбрюковское рассеяние). Высшие (радиационные) поправки, вычисляемые по методу возмущений, появляются также в процессах рассеяния заряж. ч-ц и в нек-рых др. явлениях. [c.270]

В широком смысле слова П. в.— процессы рождения и поглощения виртуальных ч-ц, сопровождающие движение физ. ч-цы в этом смысле П. в. ответственна как за радиационные поправки к квантовомеханич. эффектам, так и за существование нек-рых квантовополевых эффектов, напр, за вз-ствие нейтральных ч-ц с эл.-магн. полем. См. Квантовая теория поля. Квантовая электродинамика. Д- В. Ширков. [c.575]

Термопары, которые являются составной частью приборов, испытывают особый тип радиационных повреждений, связанный с характером их работы. Будучи обычно металлическими, термопары считаются радиационностойкими в отношении физических и металлургических свойств, однако разогрев металла под действием излучения реактора может отрицательно влиять на индикаторную функцию термопар. Так как термопары используют для измерения температур, то радиационно индуцированное тепло может исказить показания термоэлектрических напряжений. Для устранения ошибочных показаний необходимо введение поправок, в частности, в тех случаях, когда для измерения температур лучше использовать термопары с компенсацией вместо термисторов. Некоторые измерения, произведенные с целью определения влияния излучения на спай термопары железо — константан, показали, что при облучении спая интегральным потоком 10 нейтрон 1см прправки малы. В других экспериментах [82] поправки практически не требовались и при интегральном потоке [c.416]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...