Cтраница 1
Квантовое распределение Ферми - Дирака крайне нечувствительно к температуре. [1]
С понижением температуры квантовые распределения все более и более отклоняются от классического и притом в противоположные - стороны. В обоих случаях кривые / соответствуют классической статистике, кривые 2 - статистике Паули - Ферми, а кривые 3 - статистике Бозе - Эйнштейна. [2]
Формула (118.02) выражает равновесное квантовое распределение Ферми и характеризует распределение по состояниям частиц, подчиняющихся принципу Паули. [3]
Так как 1, то квантовое распределение переходит в классическое. [4]
Для медленно меняющихся во времени квантовых распределений и для случая слабой пространственной неоднородности это выражение может быть упрощено ( ср. [5]
Для этого выполним переход от квантового распределения к классическому. [6]
Если пренебречь туннельным эффектом в случае квантового распределения энергии, то предположение о существовании равновесия между начальным и переходным состояниями необходимо для обоснования этого уравнения. [7]
В настоящей работе делается попытка решить эту задачу в случае квантового распределения энергии колебательного движения вдоль координаты реакции в начальном состоянии системы. При этом не делается особых предположений о свойствах поверхности энергии и о существовании равновесия между начальным и переходным состояниями системы. [8]
При больших квантовых числах ( рис. 5) в согласии с принципом соответствия квантовое распределение вероятности приближается к классическому. [9]
Используются и другие условия нормировки для функции распределения, которые не согласованы с квантовым распределением. [10]
Без сомнений, первоосновой является электростатическое взаимодействие микрочастиц, однако не при классическом, а при квантовом распределении зарядов в пространстве, определяемом в конечном итоге той волновой функцией квантового состояния, которая удовлетворяет уравнению Шредингера. О характере образующейся химической связи можно судить по изменению электронного распределения относительно такового у невзаимодействующих подсистем. Часто, однако, такой информации бывает недостаточно, поскольку распределение электронной плотности отражает влияние межэлектронного отталкивания, т.е. электронной корреляции, лишь косвенно. А эта корреляция в большинстве случаев оказывается существенной. На языке орбитальных представлений корреляция означает необходимость введения ( натуральных) орбиталей с дробными числами заполнения, причем для той подсистемы спин-орбиталей, где числа заполнения равны 1, с высокой точностью приемлемо од-ноэлектронное приближение, тогда как для остальных спин-орбита-лей учет корреляции является весьма важным. [11]
Мы теперь вычислим среднее значение ( О ( х р)) квантово-механи-ческого оператора О, используя квантовое распределение в фазовом пространстве по аналогии с классическим распределением. Так как два оператора х и р не коммутируют, не ясно, как мы должны записать оператор О в с-числовом представлении, фигурирующим в написанном выше интеграле. Очевидно, мы должны обратиться к упорядочению операторов. [12]
В тех случаях, когда число состояний намного превышает число частиц, то ость g / n 1, квантовые распределения ( 1 - 2) переходят в классич. [13]
В тех случаях, когда число состояний намного превышает число частиц, то есть gi / ni j 1, квантовые распределения ( 1 - 2) переходят в классич. [14]
Мы показали, что попытка сделать квантовую механику похожей на классическую требует, чтобы было установлено соответствие между классическими вероятностями и функциями теории квантовых распределений, которые не являются положительно полуопределенными. Таким образом, мы видим ( на этом примере), каким образом в квантовой механике нарушается теорема Белла. [15]