Se si calcola, mediante la (36), l'integrale di ff* esteso a tutto l'intervallo (-l, l), si trova facilmente
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(1) Si potrebbe pensare che, essendo l'integrale (40) esteso ad un intervallo infinitesimo Δλ, esso si riduca ad un solo elemento, e si possa
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λ = λ0 + ɛ e trascurando i quadrati di ɛ si trova facilmente (scrivendo λ invece di λ0) (1) Si potrebbe pensare che, essendo l'integrale (40) esteso
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progressivo ed una che si propaga in senso opposto, abbiamo esteso, nella (57), l'integrale da [simbolo eliminato] a [simbolo eliminato] , con la
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le quali esprimono che: quanto meno pacchetto è esteso nello spazio, tanto più, debbono differire tra loro i vettori di propagazione dei treni che lo
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(dove l'integrale è esteso a tutto il campo S, e dS = dx dy), la quale si dimostra in modo perfettamente analogo a quello seguito nel caso di una
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Rileviamo fin d'ora che l'integrale di P esteso a tutto lo spazio esprime la probabilità totale che la particella venga trovata in un punto qualsiasi
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lo spazio: inoltre, perchè si possa applicare la condizione di normalizzazione (132), occorrerà che l'integrale di , esteso a tutto lo spazio (1) In
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dove l'integrale è esteso a tutta, la, superficie sferica.
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semioscillazione contraria, il primo membro può interpretarsi come l'integrale di pdx (dove p indica ora l'impulso preso col suo segno) esteso ad una
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indicando con l'integrale esteso ad un periodo. La condizione di quantizzazione è dunque, in questo caso, esattamente la (303') anzichè la (303).
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esteso ad un intero periodo della coordinata stessa: poichè la dipende solo dalla (per ipotesi) e dalle f costanti questo integrale sarà una funzione
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dove si è indicato, come faremo sempre, con un semplice segno di integrazione l'integrale, generalmente multiplo, esteso a tutto il campo S, e con dS
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(73) va intesa nel senso che l'integrale del primo membro rispetto ad x, esteso a un intervallo qualunque (anche piccolo quanto si vuole) è nullo.
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dove, al solito, , e l'integrale si intende esteso a tutto lo spazio delle q. Come si vede, a un determinato stato dei sistemi corrisponde un
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esteso, mentre nelle considerazioni che ci hanno condotto all'equazione di SCHRÖDINGER nella p. II ci riferivamo al caso limite di un pacchetto
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esteso a tutta la regione S di spazio, occupata da C. Esso in base alla (2) non differisce da
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A partire da questa funzione μ , si ritrova la massa m come l’integrale di μ esteso ad S. Basta a tale scopo riflettere che, se si designa con ε una
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esteso al volume S di C. D’altra parte, per note considerazioni di Calcolo, la seconda sommatoria, in cui ε è infinitesimo con ΔS, tende allo zero
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’integrale esteso al campo S
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esteso ad un processo in cui il corpo viene riscaldato in modo reversibile dalla temperatura o alla temperatura T; dQ è il differenziale della
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Accademia della crusca
