Cтраница 2
Приняв, что для странных частиц справедливы зарядовая независимость взаимодействий и вытекающее из нее описание частиц с помощью изотопического спина, они предположили, что для / ( - мезонов и гиперонов выполняется закон сохранения изотопического спина. [16]
При а2 5 и у5 3 - 10б модель сплющенного эллипсоида неприменима, и для описания частицы в этом случае лучше пользоваться моделями вытянутого эллипсоида, стержня или непроницаемого клубка. [17]
В Рассуждении о брожении и некоторых внутренних движениях тел содержится образное, характерное для картезианцев, описание разветвленных частиц, сцепляющихся наподобие крючков. [18]
Раз волны амплитуды вероятности в кристалле ведут себя как частицы, то естественно ожидать, что общее квантовомехани-ческое описание частицы выявит такое же волновое поведение, какое мы наблюдали в решетке. Предположим, мы взяли одномерную решетку и вообразили, что постоянная решетки b становится все меньше и меньше. В пределе получилось бы, что электрон может оказаться в любой точке линии. [19]
Полученная таким образом схема описания поля как системы фотонов несет в себе многие черты, которые переносятся и на релятивистское описание частиц в квантовой теории. [20]
Так же как и в случае волнового уравнения для частиц со спином 0, только решения с kQ 0 соответствуют физическим состояниям. Таким образом, для описания частиц конечной массы со спином Vi требуется четырехкомпонентное ( а не двухкомпонент-ное) релятивистское волновое уравнение. [21]
До сих пор говорилось о неопределенностях, которые возникают в акте измерения. В этих случаях уравнение Шредингера неприменимо для описания частицы хотя бы потому, что она не изолирована, а взаимодействует с другой системой, играющей роль измерительного прибора. [22]
В противоположность этому измерение координаты х в том же начальном состоянии может с равной вероятностью дать любое значение, поскольку l l2 const. Это - хорошо известный результат: при описании частицы плоской монохроматической волной импульс частицы имеет определенное значение, а ее положение является полностью неопределенным. [23]
Спин несколько ослабляет релятивистский эффект расщепления уровней. Это еще раз подтверждает, что уравнение Клейна - Гордона непригодно для описания частиц с ненулевым спином. [24]
Для ряда представляющих интерес случаев одно из этих требований или оба могут не выполняться. В частности, эти требования отчасти ограничивают применение солитонов и инстантонов к описанию адронных частиц, физические свойства которых, как сейчас принимается, описываются КХД. Рассмотрим сначала солитоны: КХД есть SU ( З) - калибровочная теория, в которой калибровочные бозоны взаимодействуют с ферми-кварками. Существуют различные способы квазиклассического разложения в присутствии фермионов ( гл. Простейший путь - начать с классических решений, для которых ферми-поле равно нулю. В случае КХД это сводится к нахождению решений для самодействующей системы калибровочных полей. К сожалению, доказано, что чисто калибровочная теория в ( 3 1) измерениях не может иметь солитонных решений. [25]
И лишь в нерелятивистском пределе, как это будет показано далее, возможно описание частицы, близкое к тому, что имело место для решения уравнения Шредингера. [26]
Это соотношение не следует из каких-либо других, первичных соотношений. Исходными положениями при формулировке соотношения (7.3) являются как корпускулярно-волновой дуализм свойств частиц, так и необходимость использовать для описания частиц ( за неимением других) величины, традиционно используемые в классической физике - координаты и импульс частицы. [27]
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. [28]
С увеличением прицельного параметра р угол квантовомеха-нической дифракции 0Д уменьшается медленнее, чем угол классического рассеяния 0КЛ, так что начиная с определенных значений ppi условия классичности рассеяния не выполняются. Начиная с этих значений прицельного параметра следить за траекторией рассеянной частицы лишено смысла. Если воспользоваться для описания частицы моделью волнового пакета [23] и проследить за ним начиная с момента рассеяния - и до момента регистрации, то можно было бы заметить следующее: при больших значениях р, начиная с некоторого пакет-частица, двигаясь к детектору, успеет настолько расплыться, что детектор не в состоянии будет различить частицы, рассеянные на разные углы. Таким образом, мы пришли к дополнительному требованию для выпол. [29]
Построим теперь спиноры, соответствующие произвольному состоянию движения дираковской частицы. Мы сделаем это почти тем же методом, что и при выводе выражений (2.85), (2.86) и (2.91), но теперь мы будем искать явные выражения для спиноров и не будем придерживаться представления (2.91), которое можно назвать киральным представлением ( поскольку рл и cpL являются собственными состояниями оператора киральности у) - Мы будем работать в так называемом стандартном представлении, в котором матрица 7 диагональна. Из уравнений (2.107) явствует, что данное представление удобно для описания частиц в состоянии покоя. [30]