Cтраница 3
В тех случаях, когда происходит рождение пар или множественное рождение или когда имеет место диффузия нейтронов в делящихся веществах, а в каждом акте деления выделяется несколько дополнительных нейтронов, это требование не выполняется. [31]
В квантовом случае такой ситуации соответствует рождение пар гравитонов в изотропно расширяющейся космологической модели. [32]
Как показано выше, вычисление вероятностей рождения пар однородным электрическим полем (6.3) сводится к нахождению асимптотики решения уравнений осцилляторного типа с вещественной или комплексной переменной частотой. [33]
Проблема происхождения космических лучей, проблема рождения пар частиц в космических условиях и многие другие также находятся в тесной связи с проблемами ядерной физики. [34]
В столкновениях частиц высоких энергий наблюдается также рождение мюонных пар. [35]
С другой стороны, кинетика аннигиляции и рождения пар NN еще достаточно быстрая, так что равновесие действительно осуществляется. Лишь при более низкой температуре скорость аннигиляции оказывается недостаточной и концентрация антибарионов превышает равновесную. Однако эту кинетическую задачу мы рассмотрим отдельно ( § 3 гл. [36]
С помощью изложенных методов можно найти вероятности рождения пар и в других случаях, когда известно точное решение волновых уравнений во внешнем поле. [37]
Однако при этих энергиях существенную роль начинает играть рождение пар ( электронов и позитронов), в силу чего этот вывод проверить экспериментально весьма затруднительно. [38]
В ней было показано, что квантовый эффект рождения пар заряженных частиц в поле заряженной черной дыры приводит к уменьшению ее электрического заряда практически до его уничтожения. [39]
Важным частным случаем изложенной в предыдущей главе теории является рождение фермионных и бозонных пар пространственно-однородным электрическим полем. Как оказывается, предположение об однородности внешнего поля позволяет свести задачу о рождении пар к задаче о параметрическом возбуждении квантового осциллятора с переменной частотой и получить некоторые точные результаты для характеризующих процесс рождения величин. [40]
Экспоненциальное убывание вероятности при УС - 0 отвечает невозможности рождения пар в классическом пределе. [41]
Это свидетельствует в пользу предсказываемого квантовой электродинамикой подобия процессов рождения пар и тормозного излучения. [42]
Как видно из (5.9), в фейнмановском подходе вероятности рождения пар фактически выражаются через решения волнового уравнения во внешнем поле. Однако это выражение не вполне явное, так как функция Грина G сама является в общем случае достаточно сложным объектом, построенным из одночастачных решений. [43]
Точно так же при z108 можно пренебречь релятивистскими эффектами рождения пар е, е - и рассеянием фотонов на фотонах. [44]
В переходной области, следовательно, число рекомбинаций превосходит число рождений пар электрон-дырка. Разность между рекомбинациями и рождениями в р - л-переходе при установившемся токе покрывается за счет поступления электронов и дырок из р - и л-областей. Однако не все электроны и дырки, поступающие в переход извне, рекомбинируют в его пределах. Часть их, пройдя через переход, присоединяется на другой его стороне к имеющимся там неосновным носителям тока. Например, электроны, подходящие к р - л-переходу из л-области, проходят частично через него и, попав в / - область, оказываются там в положении неосновных носителей тока. Если решетка полупроводника имеет много дефектов, то число центров рекомбинации велико и внутри перехода успевает рекомбинировать большая часть проходящих извне электронов и дырок. [45]