Взаимодействие через квантовое поле

Заметим, что, строго говоря, достаточно было бы принимать во внимание только взаимодействие с квантовыми полями прямое взаимодействие между частицами получилось бы отсюда как следствие (так же, например, как получается закон Кулона в квантовой электродинамике). Практически, однако, в ряде задач удобнее сразу рассматривать прямое взаимодействие. Именно, так обстоит дело во всех случаях, когда можно пренебречь запаздыванием взаимодействия через поле и когда при этом кванты поля участвуют только в виртуальных процессах. а реальное поглощение и испускание их не существенно. [c.54]

Отметим, что те процессы в оптике, в которых поведение многочастичных систем излучателей существенно обусловлено их коллективным взаимодействием друг с другом, могут приводить к разнообразным новым эффектам. Например, кооперативный характер системы излучателей, взаимодействующих через поле излучения, обуславливает возможность таких режимов высвечивания, которые принципиально отличаются от спонтанного или вынужденного излучения, и может приводить к изменениям спектроскопических характеристик вещества. Такие явления оказывают существенное влияние на работу приборов квантовой электроники. [c.94]

В отсутствие магнитного поля. Будем считать систему в целом нейтральной благодаря наличию (не обязательно равномерно размазанного) классического компенсирующего заряда. Именно такая ситуация типична как для металла (свободные электроны и ионы решетки), так и для полупроводника (свободные электроны или дырки и заряженные примесные центры). Рассматривая электростатическое взаимодействие частиц как взаимодействие через поле, можно непосредственно воспользоваться уравнениями (10.1). (10.2) и (9.5а), (9.13) следует лишь специализировать фигурирующие в них величины оР и оТ в соответствии с конкретной природой данной физической системы. Ограничимся неферромагнитными веществами. Будем считать также, что валентные электроны достаточно отделены (энергетически) от всех остальных, чтобы можно было рассматривать атомные остовы просто как источники поля ). В качестве невозмущенной задачи, решение которой считается известным, естественно выбрать одноэлектронную задачу в данной идеальной кристаллической решетке. Под словом одноэлектронная понимается задача об одном электроне в периодическом поле атомных остовов, нейтрализованных равномерно распределенным зарядом всех остальных электронов. Предположим, что соответствующие собственные значения энергии не зависят от спина 2), и обозначим их через (X), а принадлежащие им собственные функции — через ср (л ) (X — совокупность всех квантовых чисел кроме спинового). Тогда в соответствии с (5.14) невозмущенная фермиевская функция Грина принимает вид [c.161]

В соответствии с квантовой теорией носителями энергии излучения являются фотоны, представляющие собой поток частиц, взаимодействующий с веществом. Фотон характеризуется прежде всего величиной своей энергии, равной произведению hv, где /1=6,625-КФ Дж- с — постоянная Планка, а -V — частота колебаний эквивалентного электромагнитного поля, с Ч Длина волны X (м) связана с V через соотнощение [c.12]

Соответственно этому Е+ выражается через оператор рождения а. Знак <.. . > обозначает квантовое усреднение по состояниям поля, а если рассматривается его взаимодействие с веществом, то и по состояниям вещества. [c.294]

Согласно электромагнитной теории света свойства среды для оптического диапазона длин волн характеризуются показателем преломления п = д/е, где е — диэлектрическая проницаемость вещества. На основании классической теории дисперсии показано, что величина п зависит от частоты электромагнитного поля, т. е. среда обладает дисперсией. Современная теория дисперсии может быть построена как при использовании классических представлений взаимодействия световой волны с веществом, так и с квантово-механических позиций. Будем опираться на классическую электронную теорию дисперсии, в которой учитывается воздействие проходящей через вещество световой волны не связанные электроны этого вещества с учетом или без учета силы торможения. [c.51]

Рассмотрим теперь подробно свойства спектра в точках, где возможен распад возбуждений (пороговые точки). Исследование производится методами квантовой теории поля. Необходимо выяснить особенность гриновской функции возбуждения О р) вблизи порога распада (р — 4-им-пульс с компонентами е, р). Взаимодействие между возбуждениями предполагается имеющим трехчастичный характер. Соответствующая вершинная часть есть Г (/ <7 р — д). Гриновская функция 0 р) выражается через нулевую функцию 0() р) для свободного возбуждения и вершинную часть Г уравнением Дайсона [c.35]

Возвратимся теперь к общей формуле (15.17). Как уже отмечалось в начале этого параграфа, фигурирующие в ней функции и Ге относятся к равновесной системе, и в кинетических задачах их формально можно считать известными. Фактически функцию Грина надлежит определять из уравнений 9, 10 с другой стороны, замкнутое уравнение для вершинной части, как мы сейчас покажем, можно сформулировать только приближенно. Будем рассматривать систему заряженных частиц, взаимодействующих с медленно меняющимся классическим электромагнитным внешним полем и, кроме того, с неким квантовым бозевским полем, характеризуемым потенциалом Ф (х) и константой связи g (именно это последнее взаимодействие и обусловливает процессы релаксации, приводящие к конечной электропроводности). Причинную функцию Грина для этого поля, как и раньше, обозначим через массовый оператор, описывающий взаимодействие электронов с ним, — через М, вершинную часть — через Г (в отличие от электромагнитной вершинной части Г ). Задача о движении электронов в поле Ф считается решенной, т. е. функции и Г известны. Уравнение движения для Ос(х, х ) в данном случае имеет вид (ср. (9.7)) [c.151]

В настоящем параграфе мы дадим формулы, связывающие термодинамический потенциал системы 2 непосредственно с простейшими функциями Грина — одно- и двухфермионной и однобозонной (а также с вершинной частью). Явные выкладки будут проделаны для системы ферми-частиц. Перенос результатов на случай бозе-системы требует лишь изменения некоторых знаков (что будет в должном месте указано). Возможность такого представления термодинамического потенциала обусловлена специфическим характером энергии взаимодействия это — либо парное взаимодействие, либо взаимодействие через квантовое поле. Удобно рассматривать эти два случая порознь. [c.112]

В квантовой электродинамике Л,—М, у.— основа для квантового обобщения эл,- йагн. процессов. Здесь е и / , становятся операторами, а р и pv выражаются через операторы полей частиц, взаимодействующих с эл.-магн. полем (напр., электронов). Получаем[.ю при этом [c.612]

Для описания электромагнитных полей, возникающих при прохождении заряженной частицы через вещество, воспользуемся микроскопическими уравнениями Максвелла. В эти уравнения входит плотность полного тока, который состоит из свободного тока (внешних источников) и тока Усвяз связанных (или индуци-зованных) зарядов. Последний представляет собой квантово-статистическое среднее оператора плотности тока связанных зарядов, которое, в свою очередь, зависит от электромагнитных полей в данной задаче. Явное выражение для ус яз можно найти с помощью стандартной теории возмущений, имея в виду, что электромагнитное взаимодействие вещества с полем пропорционально малому параметру—постоянной тонкой структуры е Ъс. Можно показать [71.4], что в линейном (по полю) приближении [c.175]

В этой главе мы ввели нелинейную поляризацию и выразили ее через приложенные поля, которые предполагались заданными. Следующий логический шаг заключается в рассмотрении этой нелинейной поляризации как дополнительного источника полей. Этот второй шаг будет сделан в гл. 3. Читатель, не желающий прерывать изучение классической трактовки нелинейных оптических эффектов, может опустить следующую главу, в которой нелинейная восприимчивость рассчитывается квантовомеханически с целью дальнейшего выяснения атомного механизма нелинейности. В гл. 2 мы не будем ограничиваться рассмотрением чисто дипольного взаимодействия. В ней установлены некоторые общие соотношения, связывающие действительные и мнимые части нелинейных вооприимчивостей и основные квантовые процессы кратко обсуждаются также пределы применимости полу-класснческого рассмотрения полей. [c.55]

ОПТИКА [ асферическая содержит элементы, поверхности которых, не имеют сферической формы просветленная обладает уменьшенными коэффициентами отражения света у отдельных ее элементов путем нанесения на них специальных покрытий) как оптическая система (волновая изучает явления, в которых проявляется волновая природа света волоконная рассматривает передачу света и изображений по световодам и пучкам гибких оптических волокон геометрическая изучает законы распространения света в прозрачных средах на основе представлений о световых лучах интегральная изучает методы создания и объединения оптических и оптоэлектронных элементов, предназначенных для управления световыми потоками квантовая изучает явления, в которых при взаимодействии света и вещества существенны квантовые свойства света и атомов вещества когерентная изучает методы создания узконаправленных когерентных пучков света и управления ими нелинейная изучает распространение мощных световых пучков в оптически нелинейных средах (твердые тела, жидкости, газы) и их взаимодействие с веществом силовая изучает воздействие на твердые тела интенсивного светового излучения, в результате которого может нарушаться механическая цельность этих тел статистическая изучает статистические свойства световых полей и особенности их взаимодействия с веществом тонких слоев изучает прохождение света через прозрачные слои вещества, толщина которых соизмерима с длиной световой волны физическая изучает природу света и световых явлений) как раздел оптики электронная занимается вопросами формирования, фокусировки и отклонения пучков электронов и получения с их помощью изображений под воздействием электрических и магнитных полей корпускулярная изучает законы движения заряженных частиц в электрическом и магнитном полях нейтронная изучае взаимодейс вие медленных нейтронов со средой) как раздел физики] [c.255]

КВАНТОВАЯ ЭЛЕКТРОНИКА — область физики, охватывающая исследования методов усиления, генерации и преобразования частоты эл.-магн. колебаний и волн (в широком диапазоне длин волн, включающем радио- и оптич. диапазоны), основанных на вынужденном излучении или нелинейном взаимодействии излучения с веществом. Осн. роль в К. э. играют вынужденное испускание и положит, обратная связь. В обычных условиях вещество способно лии1ь поглощать или спонтанно (самопроизвольно и хаотически) испускать фотоны в соответствии с Больцмана распределением частиц вещества по уровням энергии. Вынужденное испускание при этом не существенно. Оно начинает играть роль лигнь при отклонении ансамбля микрочастиц от распределения Больцмана. Такое отклонение может быть достигнуто воздействием эл.-магн. поля, электронным ударом, неравновесным охлаждением, инжекцией носителей заряда через по-тенц. барьер в полупроводниках и т. п. В результате таких воздействий (накачки) поглощение эл.-магн. волн веществом уменьшается и при выравнивании населённостей на. энергетич. уровнях, подвергающихся действию накачки, интенсивности поглощения и вынужденного испускания сравниваются и взаимно гасятся. При этом эл.-магн. волна, частота к-рой резонансна но отношению к частоте перехода между этими, энергетич. уровнями, распространяется в веществе без поглощения. Такое состояние наз. н а-сыщением перехода. [c.319]

УФ-расходимости возникают в квантовополевой теории возмущений при вычислении интегралов в пространстве 4-импульсов соответствующих Фейнмана диаграммам, содержащим замкнутые петли. Путём введения всломогаг. регуляризации такие расходящиеся интегралы делаются конечными и вычисляются в явном виде нри этом в простейших случаях сингулярные составляющие выделяются в аддитивные структуры, имеющие вид полиномов невысокой степени по внеш. имиульсам (см. ф-лу (3) в ст. Регуляризация расходимостей). Для нек-рого класса КТП степень этих полиномов не зависит от порядка теории возмущений и не превышает двух. Такие теории допускают процедуру П., с помощью к-рой удаётся полностью устранить все УФ-расходимости и выразить результаты вычислений через небольшое число параметров, физически близких параметрам (массам, константам связи) исходного лагранжиана рассматриваемой системы взаимодействующих полей. Эти теории наз. перенормируемыми. В класс перенормируемых теорий (с нек-рыми оговорками) входят модели с безразмерными константами связи, в т. ч. теории калибровочных полей, такие как квантовая электродинамика (КЭД) И квантовая хромодинамика (КХД). [c.563]

Количеств. теория П, я. р. была предложена С. Т. Батлером (S. Т. Butler) в 50-х гг., впервые применительно к реакциям срыва. Она основывалась на представлении о потенциальном взаимодействии налетающей частицы с нуклонами ядра. В 60-х гг. была сформулирована дисперсионная теория, основанная на использовании методов квантовой теории поля фейн-мановской диаграммной техники). Она даёт возможность выразить вероятность П, я. р. через константы, характеризующие ядро (вапр., эфф. число частиц данного сорта на периферии ядра) и амплитуды вероятности элементарного акта взаимодействия налетающей и внутриядерной частиц. [c.172]

Наиб, важное квантовое свойство всех Э. ч.—их способность рождаться и уничтожаться (испускаться и поглощаться) при взаимодействии с др. частицами. В этом отношении они полностью аналогичны фотонам. Э. ч.— это специфич. кванты материи, более точно—кванты соответствующих полей физических. Все процессы с Э. ч. протекают через последовательность актов их поглощения и испускания. Только на этой основе можно понять, напр., процесс рождения я -мезона при столкновении двух протонов (р+р->р+п+тс ) или процесс аннигилящси электрона и позитрона, когда взамен исчезнувших частиц возникают, напр., два у-квакта (е -f-e - у-(-у). Но и процессы упругого рассеяния частиц, напр. е +р->е +р, также связаны с поглощением нач. частиц и рождением конечных частиц. Распад нестабильных Э. ч. на более лёгкие частицы, сопровождаемый выделением энергии, отвечает той же закономерности и является процессом, в к-ром продукты распада рождаются в момент самого распада и до этого момента не существуют, В этом отношении распад Э, ч. подобен распаду возбуждённого атома на осн. состояние и фотон. Примерами распадов Э. ч. могут служить [c.598]

Развитие флуктуационной теории критических явлений ло Связано с использованием методов квантовой теории по. [118, 119]. Вильсон [120, 121], исходя из аналогии квантов( теории поля и статистической механики фазовых переходе развил метод ренормализационной группы — последовательно сокращения числа степеней свободы системы путем изменен масштаба. Оказалось, что критические показатели завис только от размерности пространства d и числа компонент (ра мерности) параметра порядка п. Переходы с одинаковой ра мерностью параметра порядка относятся к одному классу ун. версальности. Так, жидкости, растворы, бинарные сплав ориентационные фазовые переходы" в кристаллах галогенид аммония, анизотропные ферро- и антиферромагнетики вход, в один класс универсальности с моделью Изинга, поскольку всех этих объектах п= (параметр порядка — скаляр лж. однокомпонентный вектор). В сверхтекучем Не комплексщ параметр порядка — волновая функция — двухкомпонентнь. вектор (п=2), в изотропном ферромагнетике п=3 и т. д. Э другие классы универсальности. Важно отметить, что критич ские показатели зависят только от статистических свойств с стем , т. е. они не выражаются через константы фундаме тальных взаимодействий. Можно сказать, что критические пок затели сами являются своеобразными мировыми постоянным В этом состоит уникальность главного результата совр менной теории критических явлений. [c.88]

Строгое квантово-механическое описание процесса сверхизлучения состоит в учете взаимодействия атомов друг с другом через поле спонтанного излучения в исходном гамильтониане, описывающем когерентный ансамбль возбужденных атомов. В рамках строгого описания [1, 3, 8] удается получить выражения для мощности и длительности сверхизлучения с учетом динамики развития этого процесса. Это позволяет дополнительно установить значение времени задержки Тмд между возбуждающим импульсом и импульсом сверхизлучения. Физической причиной задержки является То обстоятельство, что процесс сверхизлучеиия развивается из процесса спонтанного излучения отдельных атомов. [c.182]

Обычно гамильтониан системы тем или иным образом представляется в виде суммы кинетического члена (свободного гамильтониана) и взаимодействия с некоторым параметром малости К. При этом полное решение квантовой задачи для гейзенберговских операторов выражается в виде функционалов операторов свободного поля. Подобная ситуация имеет место и в классической области, где полное решение нелинейной системы выражается через решения линейных (свободных) уравнений с X = О, т. е. через асимптотические значения полей в теоретикогрупповом смысле. [c.6]

Напомним, что нелинейные члены уравнений Навье — Стокса (включая градиент давления, квадратично выражающийся через поле скорости) описывают силы инерционного взаимодействия между пространственными неоднородностями поля скорости. Если перейти в этих уравнениях к безразмерным переменным у = х/Ь, V = иЦ и т = vинерционного взаимодействия. Если Не мало, то силы инерционного взаимодействия будут создавать лишь малые возмущения основного потока , описываемого линейными уравнениями (получающимися из уравнений Навье — Стокса отбрасыванием нелинейных членов). В этом случае решение полных уравнений Навн е — Стокса с помощью рядов по степеням Не будет представлять собой применение обычного метода теории возмущений, и мы сможем использовать все ее общие результаты, включая и разработанные в квантовой теории поля (см., например, Швебер, Бете и Гофман (1955)) способы графического изображения слагаемых ряда по степеням константы взаимодействия в виде некоторых диаграмм . Если же Не велико, так что инерционные взаимодействия очень сильны, то непосредственное использование рядов по степеням константы взаимодействия будет, как н всегда в теории систем с сильными взанмодейетвиями, неэффективным, но формальные ряды по степеням Не все же будут полезными для целей, указанных выше. [c.270]

Необходимость эквидистантности зеемановских уровней для установления спиновой температуры путем взаимных переворачиваний спинов, начиная от небольцмановского распределения населенностей, можно сопоставить с аналогичным требованием сохранения больцмановского распределения, когда параметр системы (магнитное поле) изменяется адиабатически. Оба требования являются следствием общего требования статистической механики для существования температуры в большой системе, а именно, ее эргодичности, т. е. отсутствия любых интегралов движения (хорошие квантовые числа в квантовой механике), кроме общей энергии. Ясно, что в системе 5, состоящей из большого числа N одинаковых элементарных систем взаимодействующих друг с другом, неэквидистант-ность их энергетических уровней ведет к существованию для общей системы дополнительного интеграла движения — населенностей Р , индивидуальных энергетических уровней. Действительно, эти населенности можно выразить через средние значения операторов, усредненных по всей системе 5 [c.141]

Нельзя не отметить, наконец, что приведенная модель взаимодействия позволила Боголюбову в 1958 г. построить микроскопическую теорию сверхпроводимости. Согласно этой теории элекгрон-фононное взаимодействие индуцирует взаимодействие электронов (типа притяжения) через поле фононов, и эти корреляции электронов приводят к качественной перестройке как структуры основного состояния (пропадает резкая фаница Ферми), так и возбуждений (возбуждаются не частицы, а коррелированные пары электронов), отделенных от основного состояния энергетической шелью. Но все это уже из области квантовой статистики, которая в нашу профамму не входит. [c.344]

Тем не менее бывает удобно исключить из явного рассмотрения ббльшую часть электромагнитных взаимодействий, связанную с поддержанием атомной и молекулярной структуры вещества или с обеспечением наблюдаемой стабильности твердых тел, — их адекватное описание все равно возможно лишь в квантовой механике — и считать поэтому движение зарядов заданным через некоторые феноменологические параметры — с точностью до малых возмущений, вызываемых явно рассматриваемой частью электромагнитного поля. [c.245]

ГЛЮОНЫ (от англ. glue — клей), гипотетич. электрически нейтр. ч-цы, со спином 1 и нулевой массой покоя, являющиеся переносчиками сильного вз-ствия между кварками. В совр. теории сильного вз-ствия — квантовой хромодинамике предполагается существование восьми Г., обладающих квант, хар-кой цвет . Обмен Г. между кварками меняет цвет кварков, но оставляет неизменными все остальные квант, числа (электрич. заряд, странность, очарование , красоту ), т. е. сохраняет тип кварков (их аромат ). Так как Г. обладают цветом , они могут непосредственно взаимодействовать друг с другом путём порождения и поглощения Г. (глюонного поля). Экспериментально Г. проявляются в глубоко неупругих процессах. На долю Г. должно приходиться, напр., ок. 50% всей энергии покоя протона. Вследствие удержания цвета Г. не существуют в свободном состоянии, и, напр., ири аннигиляции кварка и антикварка, образующих мезон, родившиеся Г. превращаются в адронные струп. Такие струи были обнаружены прп распаде ипсилон-частицы. -А- В. Ефремов. ГОД, промежуток времени, соответствующий периоду обращения Земли вокруг Солнца. Тропический Г.— промежуток времени между двумя последоват. прохождениями Солнца через точку весеннего равноденствия — равен 365,242 ср. солн, суток, т. е. равен 31556925,9747 с. ГОДОГРАФ (от греч. ho dos — путь, движение и grapho — пишу) в механике, кривая, представляющая собой геом. место концов переменного (изменяющегося со временем) вектора, [c.129]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...