Дирак

В 1930 г. английский физик Пауль Адриен Моррис Дирак (род в 1902 г.) теоретически обосновал предположение о том, что I протоны и электроны должны иметь свои античастицы. Анти электрон должен обладать массой электрона, но должен быт [c.171]

V — объем введенного индикатора и объем реактора от точки ввода, м б(т)б ( о — — функции Дирака [c.50]

Импульсный метод. При импульсном вводе трассер вспрыскивается в колонну в течение весьма короткого промежутка времени. Оценка времени вспрыска при импульсном вводе будет приведена ниже. Приближенно импульсный ввод трассера описывается функцией Дирака. [c.153]

Введя в уравнения (IV.153) —(IV.156) безразмерные переменные и отразив условия импульсного ввода трассера в первую зону [введением функции Дирака 6(0], получим [c.129]

Заметим, что слишком близкое расположение сечения регистрации функции отклика от места ввода в колонну исследуемого фазового потока также может вызвать значительную ошибку. Это связано с более сильным влиянием начального участка аппарата (на входе потока) и неидеальности импульсного ввода трассера (его отклонением от б-функции Дирака). Номограммы, подобные приведенной на рис. IV-20, позволяют выбрать минимальное расстояние от отстойной зоны, обеспечивающее достаточную точность расчета Рер по уравнению (IV. 197). [c.138]

При импульсном вводе весь индикатор вводится в основной поток в короткое время. В теоретических работах часто принимают, что индикатор вводится мгновенно в форме б-функции Дирака. Поскольку, однако, экспериментальный ввод требует определенного времени, иногда его описывают прямоугольной волной (постоянная скорость ввода в течение небольшого промежутка времени) или кривой Гаусса. [c.101]

Поступление частиц в систему с входным потоком и выход их из аппарата учитываются членами типа источника и стока в правой части уравнения БСА д (ш, т, t)=ш [тЬ (х)—р (т, 1 )], где шщЗ (т) — скорость ввода частиц с нулевым возрастом изр 1,1) — скорость выхода частиц из аппарата 8 (т)—8-функция Дирака. [c.74]

Первый член в уравнениях (IX, 46) отражает прохождение потока через активную зону аппарата. При этом среднее время пребывания Второй член в уравнениях (IX, 46) характеризует байпасный поток, в данном случае функция Дирака показывает, что импульс имеет единичное значение в момент времени = О и нулевое значение в любые моменты времени, отличные от нуля. Сама модель и характерные для нее функции распределения приведены на рис. 1Х-37. [c.288]

В (19), (22) 6(2 — а ) — дельта-функция Дирака. [c.166]

Это означает, что средняя вероятность выхода нейтронов из объема V, в котором имеется неизменное раснределение изотропных источников, может быть определено по среднему потоку нейтронов в том же объеме, если он помещен в постоянное поле фо . Вероятность выхода чаще всего более удобно вычислять при помощи метода хорд, развитого Дираком [54]. [c.265]

Этот простой вывод был предложен Килпатриком [16]. Член Б(0) (/ )) не является вторым вириальным коэффициентом какого-либо реального газа, так как частицы с нулевым спином не следуют статистике Ферми—Дирака, а просто представляют собой некоторую сумму по уровням энергии. [c.49]

Структуру потока в таком аппарате описывали по аналогии процесса перемешивания с процессом диффузии, то есть использовали диффузионную модель. Исследования вели на модельных жидкостях в однофазном и двухфазном потоке, используя импульсное возмущение 8 — функции Дирака [3]. [c.64]

В релятивистской квантовой механике, развитой Дираком, спиновое квантовое чИсло выводится как следствие математических соотношений наряду с другими тремя квантовыми числами. [c.19]

Вид функции Рпр можно получить при измерении отклика на выходе на возмущения на входе. Возмущения могут быть ступенчатой функцией или импульсной функцией Дирака, рассмотренной Данквертсом [24], а также синусоидальной функцией, рассмотренной Крамерсом и Алберда [31]. [c.122]

Если трассер вводится в начальное сечение колонны (гт=0), а кривая отклика фиксируется в концевом сечении (z=L), возможно иное решение уравнения (III.71) с получением более простой расчетной зависимости [26]. При этом воспользуемся уравнением (III.71), введя в него вместо п эффективный ксвффици-ент продольной турбулентной диффузии эф=( Бп)и=о и учтя импульсный ввод трассера в виде б-функции Дирака б(т). Получим [c.63]

Конечность импульса р в силу закона сохранения можно учесть введением дельта-функции Дирака 6[Е — Е,-], где Е , Е — начальная и конечная энергии соответственно. Обозначив PjjT, = Р, P kiij = Р, где Р, Р — вероятности перехода соответственно для прямого и обратного процессов, и (Sijki = о, < huj = где а, а — сечения соударения соответственно для прямого и обратного процессов, имеем для прямого процесса [c.61]

Обозначим матрицу В = д]Х11дс 1 с=с - С учетом этого обозначенид (3.191) приобретает вид ю с) = = —ю (хз), 5(с—с ) + 0( с—с П), где (, ) — обычное скалярное произведение. Так как В — симметричная положительно определенная матрица, введем скалярное произведение в V <а Ь> = (я, ВЬ). Отсюда и> с) = = , и окончательно матрица линейного приближения К как для кинетики Аррениуса, так и для кинетики Марселина — Де-Донде с использованием бра-кет обозначений Дирака имеет вид [43, 85] [c.242]

Уравнение Шредингера описывает состояния электрона, движущегося в трехмерном пространстве. При этом требования теории относительности никак не учитываются. Если же их учесть, то уравнение Шредингера следует заменить другим, релятивистским уравнением Дирака, из которого непосредственно вытекает существование у электрона собственного момента импульса, а следовательно, и собственного магнитного момента. Собственный момент электрона (S) называют также спиновым (от английского глагола to spin — прясть, плести, крутить(ся), вертеть(ся)) или просто спином. [c.57]

Таким образом, по отношению к перестановочной симметрии одинаковых частиц в природе существуют системы только двух видов I) системы, состояние которых описываются всегда полными, т. е. учитывающими все движения в системе, симметричными функциями-, и 2) системы, состояния которых описываются всегда полными антисимметричными функциями. Это и составляет содержание так называемого принципа реализации перестановочной симметрии, который является фундаментальной особенностью систем, содержащих одинаковые частицы. Из этого принципа следует, что частицы могут быть двух видов 1) частицы, системы которых описываются симметричными функциями. Они подчиняются статистике Бозе — Эйнштейна (бозоны)-, 2) частицы, которые описываются антисимметричными функциями (фермионы). Они подчиняются статистике Ферми — Дирака. Большинство элементарных частиц, например электроны, протоны, нейтроны, является фермионами. К бозонам принадлежат фотоны и некоторые ядра, например дейтон. [c.22]

Принцип реализации перестановочной симметрии оказался также полезным и при изучении систем, построенных из бозонов. В отличие от фермионов в таких системах, описываемых полными симметричными функциями, квантовая ячейка может вместить любое число частиц. Системы, подчиняющиеся статистике Бозе — Эйнштейна, ведут себя совсем иначе, чем системы, подчиняющиеся статистике Ферми — Дирака. [c.24]

При суммировании в (92.3) каждое допустимое г-е микросостояние считается отдельно. Однако эти допустимые -е состояния, по которым производится суммирование в (92.3), зависят от статистики, которой подчиняются частицы системы. Множества допустимых состояний в статистике Бозе — Эйнштейна или статистике Ферми — Дирака будут более узкими, чем в полной статистике (см. 5 и 88), естественно, что при вычислении I во всех трех статистиках получатся существенно разные результаты. Если уровни энергии вырождены, при суммировании в (92.3) появятся одинаковые слагаемые, причем, если уровень энергии Еп вырожден 2 -кратно, появятся одинаковых слагаемых вида Поэтому выражение (92.3) можно записать в виде [c.296]

Точный учет требований симметрии существенно сказывается при вычислении термодинамических свойств систем, подчиняющихся статистике Ферми —Дирака или Бозе — Эйнштейна, и это влияние обнаруживается экспериментально, как, например, при изучении электронного газа в металлах или фотонного газа. [c.310]

Для неразличимых частиц. Рассмотрим систему, состояние которой определяется просто указанием числа частиц, находящихся в возможных энергетических состояниях. Б отличие от статистики Максвелла — Больцмана здесь безразлично, какие именно частицы находятся в том или ином состоянии. Иными словами, частицы считаются неразличимыми и здесь применяется квантовая статистика (Бозе — Эйнштейна и Ферми —Дирака). [c.100]

Для двух одинаковых молекул, находящихся в сосуде, существует два типа состояний, четное и нечетное, в зависимости от того, изменяет или нет знак полная волновая функция системы из двух молекул (включая ядерный спин), когда молекулы меняются местами (переставляются индексы). В зависимости от ядерного спина разрешены (в соответствии с принципом Паули) только четные или только нечетные состояния. Четные состояния и интегралы величин 5 (статистика Бозе—Эйнштейна), а нечетные состояния и полуинтегралы величин 5 (статистика Ферми— Дирака) учитываются вместе [21, стр. 135, 172]. Кроме того, ядерно-спиновая часть полной волновой функции сама может быть четной или нечетной для спина 5 существует 5(25 + 1) нечетных и (5+1) (25+1) четных ядерно-спиновых состояний. Часть волновой функции, исключая ядерный спин, должна подтверждать это, чтобы полная волновая функция была нечетной или четной. Например, если полная волновая функция должна быть четной, а ядерно-спиновое состояние — нечетным, то рассмотренная часть волновой функции должна быть нечетной, чтобы в результате получить четное состояние [21, стр. 135, 172]. Функцию распределения, полученную суммированием всех уровней энергии, соответствующих четному бесспиновому состоянию, обозначим через 2№(В ), а нечетному состоянию — через [c.48]

Таким образом, при очень низких температурах даже идеальный газ имеет отличный от нуля второй вириальный коэффициент. В соответствии со знаком В газ Бозе—Эйнштейна характеризуется эффективным притяжением , а газ Ферми—Дирака — эффективным отталкиванием . [c.50]

Аналитическая химия. Т.1 (2001) -- [ c.46 ]

Действующие ионизирующих излучений на природные и синтетические полимеры (1959) -- [ c.35 ]

Химия справочное руководство (1975) -- [ c.403 ]

Самоорганизация в неравновесных физико-химических системах (1983) -- [ c.29 ]

Химическая литература и пользование ею Издание 2 (1967) -- [ c.101 ]

Химическая литература и пользование ею (1964) -- [ c.102 ]

Успехи общей химии (1941) -- [ c.18 , c.51 , c.59 , c.85 ]

Электрические явления в газах и вакууме (1950) -- [ c.87 ]

Теория абсолютных скоростей реакций (1948) -- [ c.170 , c.171 , c.178 ]

Эволюция основных теоретических проблем химии (1971) -- [ c.252 ]

Термодинамика реальных процессов (1991) -- [ c.26 ]

Теоретические основы органической химии Том 2 (1958) -- [ c.111 , c.410 ]

От твердой воды до жидкого гелия (1995) -- [ c.245 ]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология