MAGYAR FIZIKAI FOLYÓIRAT - A MTA III. OSZTÁLYÁNAK FIZIKAI KÖZLEMÉNYEI 9. KÖTET (1961)
9. kötet / 1. sz. - GYÖRGYI GÉZA-MENYHÁRD NÓRA: A multipol-sugárzás forrásainak szemléletes leírása
2 GYÖRGYI G. ÉS MENYHÁRD NI. ezért a jelen közleményben a multipól-sugárzás forrásainak olyan tárgyalását kívánjuk ismertetni, amely heurisztikus természetű ugyan, ugyanakkor azonban alkalmas arra, hogy segítségével szemléletes képet alkossunk magunknak a sugárzási folyamatokról. Tárgyalásunk elvileg újat természetesen nem tartalmaz. Mégis érdemesnek látszik közreadni az alábbi megfontolásokat; úgy véljük, az ilyen jellegű tárgyalás (amint azt nemrég C. Dean is hangsúlyozta munkájában [2]) előnyösen alkalmazható az oktatásban a szerzett formális tudás elmélyítésére és bizonyára azon kollégáink érdeklődésére is számot tarthat, akik a multipól-sugárzás szövevényes kvantumelektrodinamikai formalizmusára idegenkedéssel tekintenek. Megemlítjük, hogy megfontolásaink során érintjük a reducibilis és irreducibilis multipólusok közötti kapcsolatot; arra törekedtünk, hogy ezen, a magspektroszkópiában sűrűn szereplő fogalmak kapcsolatát ezúttal csoportelméleti ismeretekre való hivatkozás nélkül, — a lehetőségekhez képest — szemléletes képekhez kapcsolva tegyük világossá. Stacionárius állapotok szuperpozíciójának sűrűségfüggvénye, mint a sugárzás forrása Az elektromágneses sugárzási folyamatokra vonatkozó legpontosabb törvényszerűségeket ismereteink jelenlegi fokán a kvantumelektrodinamika egyenletei fejezik ki. Mindazonáltal bizonyos heurisztikus értéket tulajdonítanunk kell a Schrödinger által annak idején javasolt felfogásnak is, amely feltételezi, hogy a sser,t Schrödinger-féle állapotfüggvénnyel leírt töltött részecske által kibocsátott sugárzás ugyanolyan tulajdonságokkal rendelkezik (irányeloszlás, polarizáció), mint a p(r, /)ρ | V(r, 0|2 sűrűségfüggvényű klasszikus töltéseloszlás sugárzási tere. Céljainknak megfelelően a következőkben ezt az utóbbi felfogást vesszük alapul. Vegyünk szemügyre egy a q*(r, 0 = 9>*(r)e~TAV (1) stacionárius kezdeti állapotból a «Mr,0 = 9>»(r)<fTÍV (2) végállapotba vezető sugárzásos átmenetet. Az átmenet közben a részecske állapotát az (1) és (2) stacionárius sajátfüggvényeknek valamilyen f(r, t) = a„(t)i v(r, t) + ak(t)xfjk(r, t) (3) szuperpozíciója írja le. Képezzük most a (3) szuperpozícióhoz tartozó p(r, t)