Cтраница 2
В дальней зоне связанных полей нет и имеется только свободное электромагнитное поле. [16]
Вполне аналогично тому, как это делается для свободного электромагнитного поля - ср. [17]
Вполне аналогично тому, как это делается для свободного электромагнитного поля - ср. [18]
Найти нетеровский и симметричный тензоры энергии-импульса в теории свободного электромагнитного поля. [19]
При отсутствии токов проводимости и зарядов эта система описывает свободное электромагнитное поле. [20]
Вот те динамические переменные, которые нужны для описания свободного электромагнитного поля. [21]
Аналогично тому, как производится переход от классического описания свободного электромагнитного поля к квантовой картине фононов-см. [22]
Первое слагаемое в правой части (4.50) есть лагранжиан для свободного электромагнитного поля. Второе слагаемое - лангранжиан для свободных частиц, а величина V описывает взаимодействие частиц и электромагнитного поля. [23]
Из сказанного следует, что построения углового момента для свободного электромагнитного поля относятся к симметрии, выполняющейся абсолютно; в соответствии с этим собственно фотонное поле может быть разложено по состояниям точного углового момента. Эти состояния являются мультиполъны-ми полями для уравнения Максвелла. Именно в анализе мультипольных полей аппарат углового момента играет наиболее значительную роль. [24]
I было показано, каким образом можно построить квантовое описание свободного электромагнитного поля, отправляясь при этом от известных свойств поля в классическом пределе и опираясь на представления обычной квантовой механики. Полученная таким образом схема описания поля как системы фотонов несет в себе многие черты, которые переносятся и на релятивистское описание частиц в квантовой теории. [25]
Мы уже видели, что каждая k, s - мода свободного электромагнитного поля ведет себя как гармониче ский осциллятор. Для классического гармонического осциллятора с комплексной амплитудой г; канони ческая переменная q s ( t) определяется формулой [ ср. [26]
Представив это краткое обоснование квантовой теории излучения, приступим к квантованию свободного электромагнитного поля. [27]
Ранее нами было установлено, что уравнения Максвелла допускают существование решений, описывающих свободное электромагнитное поле и представляющих собой суперпозицию электромагнитных волн, распространяющихся в вакууме со скоростью света с. Рассмотрим теперь электромагнитное поле в присутствии зарядов и токов. [28]
Они были основаны на том факте, что уже при el 1 влияние свободного электромагнитного поля оказывается, согласно равенству (1.3), пренебрежимо малым. Это обстоятельство делает очень правдоподобным что и при el 5 1 эффекты от свободного электромагнитного поля исчезают. Нужно отметить, что использование двухпределыюй процедуры значительно упрощает анализ уравнений квантовой электродинамики по сравнению с аналогичной ситуацией, когда используется однопредельная техника. Это в большой степени упрощает вычисление всех интегралов. Если мы вернемся к однопределыюй теории, весьма вероятно, что мы увидим, в качестве результата сложного рассмотрения, что ситуация здесь соответствует двух-предельной теории, когда оба предела одного порядка. Здесь вклад перекрывающихся графиков ( а также эффектов рассеяния света на свете) более не зависит от el, когда el больше единицы. Таким образом, однопредельная теория дает е2 0, так же как и двухпредельиая, но в последнем случае весь анализ становится совершенно очевидным. Обращение в нуль е возникает из-за того, что голый заряд ег окружается облаком противоположных зарядов под влиянием процесса интенсивной поляризации вакуума; в результате этого процесса полный заряд системы ( el поляризационные заряды) оказывается порядка единицы на расстояниях, едва превышающих размер голого заряда 1 / Л, причем это не зависит от того, насколько велик заряд ег. Область сильного взаимодействия отсутствует. [29]
Он имеет вид HH, HQ, где Я0 - сумма энергий свободных электронов и позитронов и свободного электромагнитного поля, a HQ - энергия взаимодействия. [30]