Флуктуации квантовые

НУЛЕВОЕ КОЛЕБАНИЯ — флуктуации квантовой системы (обычно квантового поля) в основном (вакуумном) состоянии. Н. к. возникают вследствие соотношения неопределенностей и не имеют классич. аналога. Они обладают энергией — нулевой энергией. [c.368]

Сравнить флуктуации числа заполнения одночастичного состояния для невзаимодействующих бозе-частиц с флуктуациями квантового числа для гармонического осциллятора. Распределения вероятности имеют одинаковый вид, откуда следует, что среднеквадратичные отклонения от среднего, т. е. среднеквадратичные флуктуации (дисперсии), для этих двух случаев должны быть одинаковы. [c.516]

Основные положения обобщенной модели ядра сводятся к следующему. Как и в случае модели оболочек, здесь также принимается, что нуклоны в ядре движутся в некотором среднем самосогласованном поле, почти не зависящем от положения каждого нуклона, и образуют замкнутые нейтронные и протонные оболочки. Это самосогласованное поле резко меняется у поверхности. Можно сказать, что ядро состоит из внутренней более устойчивой области— ядерного остова , образованного нуклонами, входящими в состав замкнутых оболочек, и внешних нуклонов, которые движутся в поле этого остова. Остов ядра , образованный заполненными оболочками, имеет сферическую форму. Внешние нуклоны, не входящие в состав замкнутых оболочек, могут создавать у поверхности ядра неоднородности (флуктуации) потенциала самосогласованного поля, что приводит к несферическому характеру поля. Движение этих внешних нуклонов вызывает деформацию остова ядра , т. е. оболочечной структуры, и сферически симметричная поверхность ядра превращается в эллипсоидальную. В свою очередь деформированный остов ядра еще более усиливает отклонение поля от сферической структуры. Величина деформации поверхности зависит от числа внешних деформирующих нуклонов и от их квантовых состояний. Деформация ядерной поверхности является коллективной формой движения нуклонов, и она может приводить к колебаниям вытянутости по поверхности ядра или к появлению различных вращений. [c.194]

Аналогичные опыты с квантами видимого света затруднены тем, что кванты эти малы. Однако к световым квантам очень чувствителен глаз хотя глаз не реагирует на один отдельный квант, но опыты показывают, что необходимое для минимального светового ощущения число квантов в секунду не очень значительно. По измерениям С. И. Вавилова, в области максимальной чувствительности глаза (550 нм) для отдохнувшего глаза пороговая чувствительность в среднем составляет около 200 квантов, падающих за 1 с на зрачок наблюдателя. В этих условиях, как показали опыты Вавилова, удается наблюдать флуктуационные колебания светового потока, имеющие ясно выраженный статистический характер. Хотя в таких опытах и нельзя однозначно отделить квантовые флуктуации светового потока от флуктуаций, связанных с физиологическими процессами в глазу, тем не менее и они могут рассматриваться как подтверждающие квантовый характер явления кроме того, эти опыты дают результаты, существенные для исследования свойств живого глаза. В частности, с их помощью удалось установить, что число квантов, которые должны поглощаться в сетчатке при пороговом раздражении, раз в 9—10 меньше числа квантов, падающих на зрачок, и составляет примерно 20 в секунду. [c.643]

С фотонами видимого света такие опыты затруднены, так как энергия этих фотонов мала. Однако в данном случае при очень слабых световых потоках можно осуществить опыты по наблюдению статистических отклонений от средних значений у основных оптических характеристик (освещенность, сила света и др.), происходящих со временем. Такие отклонения (флуктуации) могут иметь как волновую (классическую), так и корпускулярную (квантовую) природу. Причем свойства классических и квантовых флуктуаций существенно различаются между собой. [c.164]

Квантовые флуктуации объясняются независимостью спонтанных актов излучения отдельных молекул. Квантовые флуктуации не зависят от температуры и проявляются при любом ослаблении энергии исследуемого светового потока, регистрируемого приемником. В общем случае классические и квантовые флуктуации накладываются друг на друга и наблюдатель видит их суммарный эффект. [c.164]

Вавилов показал, что для видимого света, если температура источника не превышает 3000 К (обычно используемые источники света), классические флуктуации исчезающе малы по сравнению с квантовыми и ими можно пренебречь. При этом квантовые флуктуации могут быть обнаружены лишь при сильном ослаблении исследуемого потока, когда в приемник за единицу времени попадает небольшое число фотонов. [c.164]

Экспериментальные исследования квантовых флуктуаций слабых световых потоков были проведены в 30-х гг. Вавиловым с сотрудниками. В качестве приемника излучения в опытах Вавилова был использован человеческий глаз, адаптированный к темноте. Чувствительность полностью адаптированного глаза очень велика. Он обладает способностью получать световое впечатление при попадании на него за 0,1 с лишь нескольких десятков световых квантов. Важным свойст- [c.164]

На основании этого свойства глаза Вавилов предложил метод исследований квантовых флуктуаций света. При создании предельно малого светового потока, лежащего около порога зрительного ощущения глаза, следует ожидать флуктуаций его интенсивностей, обусловленных квантовой природой света. Эти флуктуации происходят в соответствии с законами статистики и регистрируются глазом. Если число квантов, попавших на глаз, превы- [c.165]

После установления существования квантовых флуктуаций света Вавилов сделал попытку обнаружить квантовые свойства в тех световых явлениях, которые считались типично волновыми. Прежде всего это относится к интерференции когерентных световых пучков при предельно малой их интенсивности. [c.166]

КОГЕРЕНТНОСТЬ СВЕТА В КВАНТОВОЙ ОПТИКЕ Беседа. Небольшой предварительный диалог 287 13.1. Интерференционные опыты. Когерентность первого и более высоких порядков 289 13.2. Флуктуации числа фотонов 293 13.3. Состояния квантованного поля излучения [c.239]

АВТОР. Речь шла не только об этом. Подчеркивалось, например, что квантовая физика позволяет рассматривать как возникновение, так и разрушение интерференции, что, с точки зрения квантовой физики, интерференционные явления могут выходить за рамки волновых представлений. Теперь же мы пойдем еще дальше — убедимся, что для объяснения некоторых интерференционных опытов фотонные представления становятся необходимыми. В связи с этим мы поговорим о флуктуациях числа фотонов в световых пуч- [c.288]

Аналогично изложенному вычисляются флуктуации и квантовых систем. Покажем это на примере вычисления флуктуации энергии системы квантовой системы н термостате [c.295]

Наконец, необходимо остановиться на ограничениях классического термодинамического описания систем и, в частности, термодинамической теории флуктуаций, накладываемых квантовой природой вещества. Действительно, в основе термодинамического подхода лежит предположение о том, что значения термодинамических параметров системы yi могут быть определены в принципе с произвольной, сколь угодно высокой точностью, или, иными словами, квантовой неопределенностью классических параметров yi можно пренебречь. Рассмотрим условия, при которых указанное допущение классической термодинамической теории выполняется. [c.178]

При низких температурах или при быстром изменении величины у (малые т) флуктуации параметра у нельзя рассматривать на основе классической термодинамической теории флуктуаций, и на первый план выступают квантовые флуктуации. Из (7.142) следует, что при 7—300 К термодинамическая теория применима для описания флуктуаций таких величин, времена релаксации которых удовлетворяют неравенству [c.180]

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]

Близкодействующие силы простираются на малые расстояния и могут преодолеваться при низком уровне внешнего напряжения с помощью термических или квантовых флуктуаций. С ними связана термическая часть напряжения течения (х ). К этим силам относятся силы Пайерлса — Набарро, силы сопротивления, создаваемые точечными дефектами, лесом дислокаций, малыми комплексами точечных дефектов и т. д. [c.79]

За последние годы существенно повысился интерес к вопросам, связанным со статистическими характеристиками света. Интенсивно изучаются когерентные световые поля, обладающие неклассической статистикой фотонов. Эти работы, в частности, имеют целью уменьшить флуктуации фотоприема до уровня, определяемого дробовым шумом фототока. В рамках этой книги невозможно рассматривать эти работы, основанные на квантовой электродинамике и представляющие синтез волновых и корпускулярных представлений. Мы ограничимся предельно кратким указанием на цикл работ , в которых возможность наблюдения флуктуаций фотонов изучалась в классических схемах волновой оптики (интерферометры Юнга и Майкельсона) с использованием современных методов регистрации фототока. [c.451]

Рис. 26.10, Схема опыта Вавилова по паблюдепшо квантовых флуктуаций светового потока

Распад вакуумноподобного состояния является типичным квантовым процессом, подверженным случайным флуктуациям. В силу этого в одном месте этот распад происходит чуть раньше, чем в другом. Поэтому и переход к горячей Вселенной также происходит раньше. Возникают небольшие флуктуации плотности материи, из которых по мере их роста вырастают Галактики и их системы. [c.231]

Флуктуации числа фотонов обусловливают шум, который при приеме оптического излучения принято называть внешним (в отличие от внутреннего шума, обусловленного приемной аппаратурой). В соответствии с наличием двух слагаемых в правой части (13.2.14) различают так называемый квантовый шум (слагаемое ) и тепловой шум (слагаемое <п> ). Умножив величину У < .п > на A oi получим энергию шума, приходящуюся на одно квантовое состояние [c.296]

Этот экспериментальный результат согласуется с теорией. Как показал Т. Глаубер, идеальный одномодовый лазер при значительном превышении над порогом генерирует излучение в состоянии, называемом когерентным-, в этом состоянии фотоны действительно распределены по Пуассону (см. 13.3). Поле в таком состоянии ближе всего к классической синусоидальной волне. Существенный вывод квантовой оптики состоит в том, что даже в идеальной световой волне имеют место флуктуации чисел фотонов. [c.298]

Мнимая часть обобщенной восприимчивости (функции Грина) и флуктуационно-диссипационная теорема Кэллена—Вельтона играют важную роль в классической и квантовой статистической физике. Теорема устанавливает весьма общую связь между равновесными флуктуациями и необратимостью в статистических системах (см. гл. IX). [c.84]

Систематически излагается термодинамика и статистическая теория миогочастичных райиовесных систем. В основу статистической физики равновесных идеальных и неидеальных систем положены метод Гиббса и метод функций распределения Боголюбова. Излагается классическая и квантовая теория газа, твердого тела, равновесного излучения, статистическая теория плазмы и равновесных флуктуаций. Обсуждаются методологические вопросы курса, В книге рассматриваются также некоторые новые вопросы, еще не вошедшие в программу теория критических индексов, вариационный принцип Боголюбова, термодинамическая теория возмущений, интегральные уравнения для функций распределения (уравнение самосогласованного поля,, интегральное уравнение Боголюбова—Борна—Грина, уравнение Перкуса— Иевика). [c.2]

Из последней формулы видно, что если спин ядра равен нулю или половине, то внешний квадрупольный момент равен нулю даже при отличном от нуля Qq. 0 объясняется тем, что за счет упоминавшихся квантовых флуктуаций ось симметрии ядра при спинах нуль и половина ориентирована хаотично, так что распределение заряда в лабораторной системе координат становится сферически симметричным. Непосредственно на опыте может измеряться только внешний квадрупольный момент Q. Понятие же внутреннего квад-рупольного момента является приближенным, модельным. Это и понятно, поскольку систему координат, связанную с ядром, можно точно определить только для макроскопического ядра, слабо деформируемого при переходах в возбужденные вращательные состояния. [c.67]

Реакции кулоновского возбуждения (см. п. 1) имеют ограниченную область применимости, поскольку с их помощью удается переводить ядра лишь в низшие возбужденные состояния. Однако эти реакции интересны, в частности, тем, что с их помощью можно измерять внутренний квадрупольный момент Qo ядра (см. гл. II, 7). Для пояснения рассмотрим простейший случай несферичных четно-четных ядер, у которых в основном состоянии спин равен нулю. Несферичное ядро обладает внутренним квадрупольным моментом. Однако, если спин этого ядра равен нулю, то за счет квантовых флуктуаций ориентация этого момента хаотически меняется. Поэтому, если время измерения велико по сравнению с частотой флуктуаций момента, то происходит усреднение по этим флуктуациям, так что и измеряемый момент (это и есть внешний квадрупольный момент Q) оказывается равным нулю. При кулоновском же возбуждении пролетающая частица эффективно действует на квадрупольный момент ядра в течение короткого промежутка времени, за который полное усреднение по хаотическим ориентациям произойти не успевает. Действительно, частота со хаотических флуктуаций ориентации квадрупольного момента имеет порядок Е/Н, где — энергия первого вращательного уровня ядра. Положив Е = = 20 кэВ, получим, что соответствующее характеристическое время [c.165]

Наконец, третьей, столь же важной, как и две первые, причиной является то, что при переходе к микромиру законы сохранения начинают действовать более эффективно. Именно, если в макромире законы сохранения только запрещают, то в микромире они еще и разрешают все процессы, не подпавшие под запрет. Иначе говоря, в микромире все, что не запрещено полной совокупностью законов сохранения, должно обязательно соверишться. Микроскопический чемодан не может годами лежать на микроскопическом шкафу, а свалится на пол под действием квантовых флуктуаций. С частным проявлением этого общего правила мы уже встречались в теории а-распада (гл. VI, 3) при рассмотрении просачивания а-ча-стицы сквозь кулоновский барьер. Для ядра эффект кулонов-ского барьера может быть очень большим за счет того, что квантовые поправки к движению а-частицы в тяжелом ядре малы. Но взаимодействие элементарных частиц — процесс существенно квантовый, так что факторы запрета барьерного типа всегда малы. Только что описанное свойство законов сохранения в микромире не раз эффективно использовалось в физике элементарных частиц. Если какой-либо процесс был разрешен всеми известными законами сохранения и все же не наблюдался, то это означало, что он не до конца понят. Как мы увидим ниже, именно на этом пути была открыта новая элементарная частица — мюонное нейтрино. [c.282]

В случае, когда в квантовом кристалле присутствуют атомы примеш, оказываются возможными квантовые туннельные процессы обмена местами атома примеси с соседним атомом матрицы, приводящие даже цри абсолютном нуле к перемещению примесного атома. В результате примесный атом теряет локализацию и возникают волны флуктуации массы, которым сопоставляются квазичастицы, называемые примеоонами [21, 24]. Оказываются возможными и более сложные квазичастицы, представляющие собой комплексы из двух и большего числа примесных атюмов. Интересно, что и дислокации в квантовых кристаллах теряют локализацию в плоскости скольжения, обнаруживая своеобразные квантовые эффекты [22]. [c.33]

В КХД существует проблема нонета псевдоскалярных мезонов. Из них восемь , К , К , ri) находят объяснение как псевдоголдстоуновские бозоны (см. Голдстоуиа теорема), связанные со спонтанным нарушением почти точной киральной симметрии исходного лагранжиана КХД, Девятый псевдоскалярный мезон т гораздо тяжелее остальных восьми и не укладывается в эту схему. Трудность разрешается тем, что аксиальный ток, имеющий квантовые числа т) -мезона, не сохраняется даже в пределе безмассовых кварков из-за аксиальной А. Большая масса Ti -мезова является указанием на то, что в вакууме КХД существенны такие флуктуации глюонного поля G v, Для к-рых величина [c.88]

Лит. Вопросы квантовой теории необратимых процессов, пер. с англ.. М., 1981 Тер.чодинамика необратимых процессов, пер. с англ.. М., 1962 Зубарев Д, Н.,Неравновесная статистическая термодинамика. М., 1971 Форстер Д., Гидродинамические флуктуации, нарушенная симметрия и корреляционные функции, пер. с англ.. М., 1980. Д. Н. Зубарев. ГРОМКОГОВОРИТЕЛЬ — электроакустический преобразователь (и-злучателЕ.) для громкого воспроизведения речи, музыки н т. п., преобразующий электрич. сигналы звуковой частоты в акустические. Наиб, совершенные образцы воспроизводят диапазон частот [c.539]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...