Cтраница 1
Ядерная многочастичная система отличается от электронной в нескольких отношениях. В отличие от электронов нуклоны обладают внутренней структурой, наличие которой ясно проявляется в фоторождении пионов при энергиях фотонов со тя. При более низких энергиях пионные степени свободы возникают в виде обменных токов, которые, как будет показано, изменяют ядерное дипольное правило сумм по отношению к атомному. [1]
Однако многочастичная система с нулевым зарядом может оказаться собственным состоянием С. Ведь действие оператора С сводится к замене частиц и античастиц друг на друга, после чего можно перевести их в исходные состояния перестановкой координат. [2]
Описание многочастичных систем на основе решения уравнения Шредингера является столь же безнадежной задачей, как и описание классических многочастичных систем на основе решения уравнений Гамильтона. С математической точки зрения ясно, что точные решения уравнения Шредингера в большинстве случаев не могут быть получены в явном виде. Физическая же причина невозможности динамического описания состоит в том, что невозможно экспериментально привести макроскопическую систему в чистое квантовое состояние. Кроме того, реальные системы не являются полностью изолированными и в гамильтониане никогда не удается учесть вклад всех степеней свободы, связанных с внешним воздействием на систему. Поэтому в квантовой статистической механике приходится вводить ансамбли более общего типа, чем чистые ансамбли, а именно, - смешанные ансамбли ( или смеси), которые основаны на неполном наборе данных о системе. [3]
Геометрически состояние многочастичной системы ( фаза) изображается точкой в ( q, p) - пространстве, которое называется фазовым Г - пространством, а изменение состояния - движением изображающей ( фазовой) точки по фазовой траектории. Фазовое пространство одной частицы называется - пространством. [4]
Важными примерами конечных многочастичных систем являются полумакроскопические структуры в полупроводниках [84] и атомные ядра. [5]
Характерная особенность плотной пион-ядерной многочастичной системы состоит в появлении низкочастотной спин-изоспиновой моды, включающей в себя одновременно механизмы переворота спина нуклона и перезарядки и называемой спин-изоспиновым звуком. Это коллективное состояние является следствием природы яНМ - связи, пропорциональной а к т, и порождается физическим механизмом, похожим на механизм, ответственный за плазменные осцилляции или ядерный гигантский дипольный резонанс. [6]
Вычисление термодинамических функций многочастичных систем в общем случае связано с большими трудностями. Поэтому в статистической физике существуют различные приближенные методы их вычисления. Здесь мы изложим два таких метода. [7]
Для классичности свойств многочастичной системы существенна сильная пространственная локализация частиц, при которой можно пренебречь интерференцией одночастичных волновых функций. [8]
Хорошо известной особенностью разнообразных многочастичных систем, таких как жидкости или ядра, являются моды с низкой энергией возбуждения. Аналогично, пион может рассматриваться как коллективная мода возбуждения вакуума КХД. [9]
Отметив общность подхода к многочастичным системам на основе жестко-связанной с телом системы отсчета, мы теперь ограничимся изучением жестких молекул, используя эккартову систему отсчета. [10]
Известно, что уравнение Шредингера для многочастичных систем не допускает точного решения в конечном виде. Возможным способом решения было бы численное табулирование, однако такая таблица даже при очень грубом шаге табулирования должна быть колоссальных размеров. Хартри [44] приводит такой пример. [11]
Метод самосогласованного поля - метод расчета многочастичной системы, в котором взаимодействие каждой частицы системы с остальными учитывается в виде потенциальной энергии, получающейся усреднением взаимодействия по состояниям остальных частиц. [12]
Было показано [1, 93], что при рассмотрении многочастичной системы, образованной из макроскопических частиц, или газовой смеси молекул с различными массами методы механики сплошной среды можно применять как к изучению движения индивидуальных компонентов, так и к исследованию движения компонента макроскопических частичек или молекул, существенно отличающихся по массе от других молекул или частиц смеси, взаимодействующих с остальными компонентами смеси. [13]
Рассмотрим теперь весьма многосторонний способ описания поведения многочастичных систем как в равновесном, так и в неравновесном состояниях. Как известно, недостаток любой статистической теории состоит в том, что она дает лишь общее или усредненное описание, не обеспечивая нас всей необходимой информацией относительно поведения системы. Характерная особенность подобных систем заключается в наличии флуктуации. Для изучения явлений, связанных с флуктуациями, необходимо усовершенствовать статистическую теорию, что и будет рассмотрено в данной главе. Строго говоря, в нашей книге мы уже имели дело и с флуктуациями, и с корреляциями, однако до сих пор мы не занимались их исследованием в наиболее общей форме. Чтобы понять эту проблему, перечислим возникающие в ней вопросы, расположив в их порядке возрастающей степени сложности. [14]
В качестве первого примера, где проявляется специфика многочастичных систем, рассмотрим квантовое туннелирование. [15]