Спин частицы

Полный момент количества движения частиц (ядер), равный векторной сумме собственного момента—спина—частиц и орбитального момента, является интегралом движения. [c.265]

JJд — спины ядер А W В, s , — спины частиц а и Ь, 1 , [c.357]

Спин частицы, или момент собственного вращения, связан как бы с вращением частицы, и для разных сортов частиц, как указывалось выше, он имеет свое характерное значение О, Va, 1, /2. 2 и т. д. Согласно закону сохранения момента количества движения (спина), спин не может ни исчезнуть и ни возникнуть вновь. [c.388]

Как и обычные, обменные ядерные силы в общем случае могут зависеть от спинов частиц и от взаимной ориентации спинов и оси взаимодействия. Поэтому потенциал обменных сил, так же как и потенциал обычных сил, должен передаваться трехчленной формулой вида [c.529]

Участие во взаимодействии только одного р-состояния ( Ро) из трех возможных ро, Р и рг) указывает на большую связь спина с орбитой, т. е. на существенную зависимость ядерных сил от скорости частиц (при высоких энергиях взаимодействия), а также подтверждает сделанный ранее вывод об их нецентральном характере (так как спин-орбитальное взаимодействие есть функция взаимного расположения спина частицы и направления ее движения). [c.531]

Таким образом, в настоящее время получены довольно обширные и существенные сведения о характере ядерного взаимодействия, однако их совершенно недостаточно для построения потенциала взаимодействия. Выше было показано, что даже в пренебрежении зависимостью ядерных сил от скорости ядерный потенциал для обычных (необменных) сил должен записываться в виде суммы трех функций от расстояния г между частицами функции, зависящей только от расстояния г функции, зависящей от относительного направления спинов частиц и функции, зависящей от относительного направления суммарного спина и радиуса-вектора частиц. [c.537]

Как и обычные, обменные ядерные силы в общем случае могут зависеть от спинов частиц и от взаимной ориентации спинов и оси взаимодействия. Поэтому потенциал обменных сил, так же [c.74]

Спин частицы — угловой момент покоящейся частицы. [c.276]

Заметим, что оператор плотности является, подобно классической фазовой плотности, симметричным относительно перестановок частиц. Действительно, в квантовой механике не все собственные функции гамильтониана являются допустимыми волновыми функциями системы, а лишь те из них, которые удовлетворяют определенным свойствам симметрии. Для систем частиц с нулевым или целым (кратным К) спином (бозе-частицы) допустимы лишь волновые функции, симметричные относительно одновременной перестановки координат и спинов частиц, а для систем частиц с полуцелым (в единицах К) спином (ферми-частицы) допустимы лишь антисимметричные относительно перестановки координат и спинов волновые функции. В выражение (11.30) для оператора плотности входят не все, а лишь допустимые волновые функции и из этого билинейного выражения видно, что независимо от сорта частиц оператор плотности не меняется при перестановке частиц. [c.194]

Чтобы выяснить, чему равен спин частиц, описываемых уравнением Ди- [c.389]

Отсюда замечаем, что спин частиц, описываемых уравнением Дирака, равен /2. Квадрат полного спина [c.390]

Рассмотрим самый простой случай, когда а и Ь коллинеарны и имеют одно и то же направление (т. е. а Ь = аЬ). Измерение сводится к фиксации проекции спина частиц А и А 2 от одного и того же распада. Если проекция спина на вектор а имеет положительный знак (значение + 1/2), результат эксперимента обозначается а(-Ь), а если отрицательный-то а — ). Аналогично, для проекций спина частицы А 2 на Ь 6( + ), Ь(-). Результат одного измерения записывается в виде а ) Ь( ). В принципе возможны следующее четыре результата й(-Ь) 6( + ), а( + ) Ь -), а -) Ь( + ), а ) Ь(-). [c.417]

В заключение остановимся на некоторых важных особенностях спина частицы, отсутствующих у моментов количества движения макроскопических тел. Одной из таких особенностей являются квантовые флуктуации направления спина. Эти флуктуации проявляются прежде всего в том, что строго фиксированное значение может иметь только одна компонента спина, например При этом компоненты J , Jy флуктуируют вокруг нулевого среднего значения. Из-за флуктуаций вектор спина нельзя точно ориентировать в определенном направлении. Действительно, согласно (1.30) максимальное возможное значение компоненты J равно J, так что ( /г)тах равно В ТО же время квадрат всего вектора спина равен У (7 + 1). Поэтому даже при максимально возможной степени ориентированности спина вдоль оси г квадраты J%, Jl будут отличными от нуля [c.46]

Другая особенность спина ядра и вообще любой микрочастицы состоит в том, что вектор спина является единственной величиной, характеризующей ориентацию частицы. Это неожиданное и сильное утверждение строго доказывается в квантовой теории. Нам придется принять его на веру и ограничиться рассмотрением следствий из него. Эти следствия таковы. Во-первых, из-за только что отмеченных флуктуаций (2.9) направления спина микрочастицу можно ориентировать в пространстве лишь с определенной точностью, которая тем ниже, чем меньше ее спин. Частицу с нулевым спином ориентировать вообще нельзя. Во-вторых, если частица обладает векторными или тензорными характеристиками любой природы, то все они должны выражаться через вектор спина. Так, любая векторная физическая величина А, характеризующая частицу, должна быть пропорциональна J [c.47]

Для бесспиновых частиц матричный элемент /а зависит от энергии и от угла между Па и л, т. е. угла между направлением вылета частицы Ь и осью падающего пучка. При наличии спинов такая зависимость остается только для среднего значения fab Р-Сам же элемент fab может еще зависеть от взаимной ориентации импульсов и спинов частиц. [c.127]

Посмотрим теперь, являются ли ядерные силы центральными. Центральными называются силы, действующие вдоль линии, соединяющей частицы. Центральные силы могут зависеть от относительной ориентации спинов частиц, но не могут зависеть от ориентации этих спинов относительно радиуса-вектора между частицами. Для центральных сил орбитальный и спиновый моменты количества движения сохраняются в отдельности. Поэтому в низшем энергетическом состоянии орбитальный момент / стремится принять наименьшее возможное значение / = О, при котором равна нулю центробежная энергия. Тем самым при центральных силах основным состоянием дейтрона было бы чистое S-состояние, в котором I = 0. Поскольку спин дейтрона равен единице, то спины протона и нейтрона параллельны. Следовательно, магнитный момент дейтрона при центральных силах должен равняться алгебраической сумме магнитных моментов протона и нейтрона. Отмеченное в 1 отклонение р,р -1- jXn от jid свидетельствует о том, что ядерные силы в какой-то мере нецентральны. Действительно, если предположить, что силы нецентральны, то орбитальный момент не будет точным интегралом движения. Им будет только полный момент. Согласно квантовому принципу суперпозиции состояний состояние дейтрона будет суммой состояний с различными значениями орбитального момента. Число возможных смешиваемых состояний сильно ограничивается законами сохранения полного момента и четности. Из закона сохранения полного момента следует, что если спин дейтрона равен еди [c.175]

Таким образом, эксперименты по п—р-рассеянию при низких энергиях дают возможность измерять лишь полное сечение а как функцию от энергии. Измеряя поляризацию, т. е. ориентацию спинов частиц, в принципе можно разделить полное сечение на синглет-ное и триплетное. Но практически поляризационные опыты при низких энергиях очень трудны и до сих пор не проводились. [c.177]

Посмотрим теперь, нельзя ли непосредственно измерять сечения рассеяния нуклон — нуклон при определенных ориентациях спинов. Очевидно, что для этого надо либо в падающем пучке, либо в мишени (а еще лучше и там, и там) создать поляризацию, т. е. ориентировать большинство спинов частиц в определенном направлении. Создание таких, как их называют, поляризованных пучков и мишеней является трудной технической задачей. [c.185]

Остановимся теперь на некоторых вопросах, связанных с индивидуальными орбитальными моментами и спинами частиц, вылетающих из ядра при р-распаде. [c.245]

В гл. V, 6 мы уже говорили об изотопическом спине нуклонов и изотопической инвариантности ядерных сил. В физике элементарных частиц понятие изотопического спина обобщается на все сильно взаимодействующие частицы. Например, пиону приписывается изотопический спин Т = 1. Положительный, нейтральный и отрицательный пионы считаются состояниями одной и той же частицы с проекциями изотопического спина, равными соответственно 1, О, —1. Изотопический спин системы частиц полагается равным векторной сумме изотопических спинов частиц, входящих в систему. Векторное сложение изотопических спинов производится так же, как и сложение обычных моментов количества движения. Например, система нуклон — пион может иметь изотопический спин Уг и V2. потому что изотопические спины нуклона и пиона равны соответственно V2 и 1, и при векторном сложении таких моментов в сумме может получиться только либо Д, либо Уа- [c.292]

Заметим, что здесь перечислены далеко не все свойства частиц и вещества. Для процессов прохождения несущественны, например, спин частицы, температура, твердость вещества (защиты из графита и алмаза эквивалентны). [c.432]

Со спином частицы может быть связан её магн. момент fi, к-рый принято выражать в виде [c.290]

Совокупность тождественных частиц может находиться в состояниях только с определенным видом симметрии, т. е. система находится либо в симметричном состоянии (волновая функция симметрична), либо в состоянии антисимметричном (волновая функция антисимметрична). Свойства симметрии обусловлены природой самих частиц, образующих систему, и они сохраняются во времени (так как НР12 — 12 = О)- Это означает, что если в начальный момент времени система находилась в симметричном или антисимметричном состоянии, то никакие последующие воздействия lie изменяют характера симметрии системы. Состояния разного типа симметрии не смешиваются между собой. Различие в симметрии волновых функций или ij) ) проявляется Б различии статистических свойств совокупности частиц, и это оказывается связанным со спином частиц. В. Паули удалось показать, что частицы, обладающие целым спином О, ], 2,... (л-мезоны s = О, К-ме-зоны S = О, фотоны S = 1), описываются симметричными волновыми функциями и подчиняются статистике Бозе—Эйнштейна. Эти частицы часто называют бозонами. Согласно статистике Бозе— Эйнштейна, в каждом состоянии может находиться любое число частиц (бозонов) без ограничения. Частицы же с полуцелым спином Va, /2,. . . (электроны — S = V2, протоны — s = Vj, нейтроны — S = мюоны — S = Vj) — описываются антисимметричными волновыми функциями и подчиняются статистике Ферми— Дирака. Часто их называют фермионами. Согласно статистике Ферми—Дирака в каждом состоянии, характеризуемом четырьмя квантовыми числами (п, /, т, s) (полным набором), может находиться лишь одна частица (принцип Паули). [c.117]

ПО порядку величины равен 10 см, что ядерные силы зависят от спина частицы и что п — р)-, р — р)-, а также п — л)-силы равны между собой (принцип зарядовой независимости ядериых сил). [c.23]

Наблюдающееся расхождение объясняется тем, что до сих пор рассматривался самый общий вид центрального потенциала V(r), не зависящего ни от скорости, ни от опинов взаимодей ствующих частиц. Однако из самого факта существования дей тона, состоящего из нейтрона и протона с одинаково направлен ньгми спинами, и отсутствия в природе ядра, состоящего из ней трона и протона с противоположно направленными спинами следует, что ядерные силы зависят от спинов частиц. Спиновая зависимость ядерных сил и проявляется в виде отмеченного на рис. 209 расхождения кривых. [c.503]

Спии-орбптальное взаимодействие — взаимодействие спина частицы с полем, обусловленным ее орбитальным движением. [c.276]

Спип-спиновое взаимодействие — взаимо,цействие между спинами частиц системы. [c.276]

Изотопический спин 1 представляет собой внутреннюю характеристику адрона, отражающую инвариантность сильных взаимодействий относительно вращений в воображаемом трехмерном изоспиновом пространстве. Квантовое число / определяет значение квадрата вектора изотопического спина, / (/ =/ (/+I), приписываемого мультиплету адронов с одинаковыми свойствами по отношению к сильным взаимодействиям и с примерно одинаковыми массами и другими характеристиками, кроме электрических зарядов. Число адронов в изотопическом мультиплете составляет 2/ + 1. В процессах сильного взаимодействия сохраняется квантовое число / полного изотопического спина частиц, участвующих в реакции, и квантовое число третьей проекции полного изотопического спина /з, которое определяется как алгебраическая сумма проекций изотопического спина взаимодействующих адронов. В электромагнитных взаимодействиях адронов полный изотопический спин не сохраняется, но сохраняется его проекция. В слабых взаимодействиях нарушаются законы сохранения как 1, так и /з. [c.971]

Волновая функция в уравнении Клейна-Гордона имеет лишь одну компоненту, т.е. является скаляром. Если у волновой функции несколько компонент, то у частицы, к которой относится эта волновая функция, кроме степеней свободы, связанных с перемещениями частицы, имеются внутренние степени свободы. Эти внутренние степени свободы представляют ее спин. То, что волновая функция в уравнении Клейна-Гордона имеет лишь одну компоненту, означает отсутствие у частицы внутренних степеней свободы, т.е. спина. Или, иначе, спин частицы, описываемой уравнением Клейна-Гордона, равен нулю. Такие частицы часто называют скалярными. Поскольку спин электрона равен 1/2, уравнение Клейна-Гордона неприменимо для элек-ipoHa. По-видимому, оно пригодно для я-мезонов, спин которых равен нулю. Трудность с отрицательной плотностью частиц при этом преодолевается методами квантовой теории поля. [c.385]

Наблюдая достаточно много распадов частиц А и измеряя каждый раз проекцию спина частицы А на вектор а, можно убедит1>ся, что проекция принимает только значения + 1/2 и [c.417]

Многочисленные теории скрытых параметров по своему содержанию сводятся к попыткам найти код для тех или иных динамических переменных или квантовой механики в целом. В квантовой механике проекции спина частицы /1, на а и частицы Aj па Ь являются случайными величинами. Это означает, что частицы А и не несут на себе никакой кодированной записи проекций спина ( +.) или ( —). Вместе с тем квантовая механика утверждает, что проекции спина час-1ИЦЫ A на а и спина частицы Л 2 на Ь коррелированы между собой. [c.418]

Масса и спин отражают инертные и гравитационные свойства частиц. Массой также определяется запас энергии, имеющейся в частице. Массы всех частиц неотрицательны. В отношении спектров масс и спинов частиц в настоящее время имеются полуфеноме-нологические соображения, относящиеся лишь к отдельным группам частиц. Ряд подмеченных здесь эмпирических закономерностей, по-видимому, имеет глубокий физический смысл, так как с их помощью иногда удается предсказывать новые частицы (см. 7). [c.299]

При уменьшении размера ферромагнитной частицы ниже критического (величина критического размера зависит от температуры, константы магнитной анизотропии материала и величины приложенного поля) в результате тепловых флуктуаций векторов намагничивания спинов частица ведет себя парамагнитно. Подобное явление наблюдается в разбавленных растворах. Так, например, в системе Hg—Fe (1—2%) Fe содержится в дисперсной форме. После приготовления сплав имеет низкую коэрцитивную силу, а после старения в течение нескольких часов коэрцитивная сила достигает 79,6-10 а/м (1000 э) при повышении Не возрастает и J,. Вначале составляет 55% намагниченности для чистого железа, а когда = = 398-10 а/м (500 э) достигает максимального значения. Температура Кюри в исходном состоянии низкая. Эти данные объясняются, как результат постепенного перехода частиц железа из так называемого суперпарамаг-нитного состояния в ферромагнитное. Результаты исследования железных амальгам в температурном интервале 4—200 К подтвердили, что при определенных размерах частицы ведут себя парамагнитно. Но этот парамагнетизм отличается от обычного парамагнетизма простых металлов. У простых металлов проявляется парамагнетизм отдельных спинов, а в данном случае — парамагнетизм суммарных векторов намагниченности. При определенных тем- [c.208]

S. Отсюда следует, что S может быть целым или нолуцелым, в то время как квантовое число орбит, момента принимает только целые значения. О величине S говорят как о значении спина частицы. Из перестановочных соотношений следует также, что квадрат спина (в единицах й ) равен 5(5 + 1), и может быть получен явный вид матриц операторов проекции спина Sj-, 5у, 5 . в представлении, где в качестве измеримой величины берется проекция спина на ось z. Матричными элементами, отличными от нуля, являются [c.290]

Спин н спиральность Н. Величина спина Н. устанавливается с помощью закона сохранения угл. момента по известным спинам частиц, участвующих в реакциях вместе с Н. При этом используются дополнит, соображения правила отбора для разрешённых ядерных переходов, форма спектров заряж. частиц в распадах, то-чечность взаимодействий. [c.259]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...