| poi | |
Fondamenti della meccanica atomica -
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massa totale. Sarà | poi | |
Lezioni di meccanica razionale. Volume primo -
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| poi | soddisfa l'equazione di Schrödinger |
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| poi | aggiungere che la relazione |
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che fissa il rapporto tra α e β: si può | poi | disporre del valore di uno di essi per far sì che anche |
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che anche risulti normalizzata. Dalla coppia se ne possono | poi | ottenere infinite altre mediante le formule |
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| poi | la costante in modo che risulti |
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| poi | il coefficiente di r si trova: |
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perchè sia , deve essere . Si ha | poi | |
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| poi | p è costante, si ricava di qui |
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| poi | il momento risultante M rispetto ad O. |
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| poi | che, per la (51') del § 12, è |
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ricordi | poi | che il momento angolare è dato da |
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| poi | dividere tutta l'equazione per , con che essa diviene |
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si evolve | poi | col tempo obbedendo l'equazione differenziale di |
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verifica | poi | immediatamente il teorema di ortogonalità poichè, per , si |
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generato da un’areola elementare dx dy di σ e integrare | poi | a tutto σ. Il volume generato da dxdy, si puòconsiderare |
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generato da A'B'DC e quello generato da ABDC; ciascuno sarà | poi | la frazione del corrispondente cilindro. |
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dividendo per ds e passando | poi | al limite per ds → 0, |
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| poi | alla matrice le regole di permutazione (151) e (152) si |
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| poi | G è una funzione delle q e delle p della forma |
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| poi | comodo introdurre, in luogo delle coordinate cartesiane x, |
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nel verso positivo, con che Δs comincia negativo, | poi | s’annulla e poi diviene positivo. |
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positivo, con che Δs comincia negativo, poi s’annulla e | poi | diviene positivo. |
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hamiltoniano così formato, permette | poi | di scrivere, nel modo solito, l'equazione per la , e cioè |
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| poi | n, nel caso più favorevole, ha il valore 1, si ritrovano le |
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arbitraria Cn. La condizione di normalizzazione ci dà | poi | |
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AB, entro il quale esso cresce fino ad un massimo e | poi | decresce fino a 0: andamento qualitativamente rappresentato |
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provenga p. es. da sinistra trova forza nulla fino ad A, | poi | incontra una forza ritardatrice da A a C', indi forza |
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da A a C', indi forza acceleratrice da C' a B, e | poi | di nuovo forza nulla. |
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| poi | evidente che la osservabile F così definita è compatibile |
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prima, le componenti rispetto agli assi Ωξηζ, | poi | quelle rispetto agli assi Ωx yz, si ha per k |
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si annullano tanto yn che , la prima parte è nulla: siccome | poi | si è supposto , resta |
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| poi | a τ e v 0, ricordando che essi sono legati dalla relazione |
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designata col nome d i tensione. È | poi | sempre la stessa per tutti i punti P del filo. |
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che, derivando la (15) rispetto a ζ e dividendo | poi | per ρ, si ha |
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evidente | poi | che rappresenta la probabilità che la particella abbia |
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le componenti della velocità vettoriale rispetto ad Oxyz e | poi | eseguire la trasformazione di coordinate che fa passare ad |
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ad Ωξηζ, quanto eseguir prima questa trasformazione e | poi | calcolare le componenti della velocità vettoriale rispetto |
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studiare | poi | la (228) conviene assumere come variabile cos , che |
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| poi | si ricorda che si è designato con ψ l’angolo di R 2 colla |
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| poi | C contiene linearmente un parametro λ, come nella (8), sarà |
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| poi | che, perchè la u si conservi finita anche per , dovrà |
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dirà | poi | che più osservabili contemporanee A, B, C,... sono |
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interesse hanno | poi | gli elementi delle tre matrici , rappresentanti le |
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a e b sono due costanti; l'espressione di C(v) è | poi | data dalla (119), che si può scrivere, usando la (120), |
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| poi | alla tensione T, basta quadrare e sommare la prima delle |
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riduzione per tutti i vettori del sistema; e comporre | poi | i vettori che concorrono in ciascuno dei punti assegnati. |
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la a un tempo t qualunque, e in particolare la . Si ponga | poi | l'equazione |
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| poi | An è un autovalore multiplo, a cui corrispondono le p |
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| poi | potenza nell’istante t il limite, per Δt → 0, di codesta |
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riconosce | poi | immediatamente che un o. l., funzione di uno o più o. l. , |
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