Cтраница 1
Асимптотическая форма калибровочного и скалярного полей, соответствующая монополю т Хофта - Полякова. [1]
Асимптотическая форма для заряженных частиц малых энергий с одинаковыми знаками зарядов была получена Островским, Брейтом и Джонсоном [32], которые основывались на модели комплексного потенциала, и более строго Вигнером [108], который использовал - матрицу. Результаты этих работ совпадают. Основное отличие от случая незаряженных частиц заключается в том, что кулоновские силы являются дально-действующими. При любом L энергия может быть сделана столь малой, что частицы не проникают в область, где сказывается влияние центробежного барьера. Таким образом, можно ожидать, что для всех L асимптотическая зависимость одинакова; это подтверждается при детальном рассмотрении. Мы можем снова использовать уравнение (2.14), так как оно применимо и к кулоновскому случаю. [2]
Асимптотическая форма функции Fn ( U) не может быть определена точно, и для решения такого рода задач используются приближения. [3]
Асимптотическая форма функции Fn ( U) не может быть определена точно, я для решения такого рода задач используются приближения. [4]
Асимптотическая форма функции Fn ( U) не может быть определена точно, и для решения такого рода задач используются приближения. [5]
Применение предельных асимптотических форм при условии отсутствия перекрытия вращательных линий безусловно приводит к завышенным значениям в. Таким образом, мы получили верхние пределы для излучателыюй способности при условии, что форма и ширина линии описываются правильно. [6]
Используя асимптотическую форму волновой функции, применить правило Фриделя для фазовых сдвигов и показать, что величина изменения энергии сводится к величине 2 / 3, где SF - энергия Ферми. [7]
Оно имеет очень полезную асимптотическую форму, когда п - очень большое число, так что при п - со, хъ. [8]
Лапласа сохраняют свою асимптотическую форму в максимальных секторах о настоящей теореме являются минимальными. [9]
Формула (11.72) представляет собой асимптотическую форму полного решения (11.58), найденного в предыдущем примере. С 1 формулы (11.58) и (11.72) должны приводить к одинаковым результатам. [10]
Настоящее рассмотрение дает правильную асимптотическую форму общих результатов, пригодную для промежуточных значений размеров осколков. [11]
Этот результат следует из асимптотической формы решения уравнения ( 46) для / ( / - ]) и асимптотического выражения для функции ошибок. [12]
Такие решения, предполагающие асимптотическую форму поля напряжений, которые следуют из теории упругости для непрерывной среды, дают разумные результаты для рассеяния, весьма близкого к брэгговским пикам, но меньше подходят для описания смещений атомов вблизи дефектов и для рассмотрения диффузного рассеяния. Расчеты смещений ближайших соседей точечного дефекта в твердом аргоне, проведенные Канзаки [246], и моделирование на ЭВМ окружения точечных дефектов в меди, проведенное Тевордтом [372 ], дали результаты, сильно отличающиеся от рассмотренных. Вдоль некоторых направлений, таких, как оси куба для аргона, смещения могут действительно менять знак с увеличением расстояния от дефекта. Флокен и Харди [143] установили, что асимптотическое решение справедливо только для расстояний от дефекта, более чем в несколько раз превышающих размеры элементарной ячейки. [13]
Сравнение полученной границы с асимптотической формой границы сферической упаковки ( уравнение (13.19)) показывает, что граница Элайеса равномерно более точная, хотя с увеличением скорости разница становится практически неощутимой. [14]
Так как R конечно и асимптотическая форма (19.93) неприменима при L больших, чем ( 2рт ]) 1 / 2, сумму (19.98) для больших L необходимо изменить. [15]