Sezione II. -
Capo II. -
Libro II
Capo II. -
II costo dell'energia
k è reale): nel tratto II,
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regione II, attraverso il punto critico B: il collegamento può farsi con lo stesso metodo seguito per il punto A e si trova che la u, nella regione II
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Lo sviluppo di una funzione in serie di funzioni ortogonali (v. § 9, p. II) ha una notevole interpretazione nello spazio hilbertiano. Consideriamo
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) La dimostrazione di questo si fa per un o. l. generico (purchè hermitiano) come fu fatta al § 5 p. II per l'o. l. (47). Se e appartengono a due
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integrali, e che come criterio di normalizzazione e di ortogonalità si debba adottare quello spiegato al § 10 p. II.
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funzione . Per esempio, la condizione di ortogonalità, e normalizzazione delle autofunzioni, espressa dalla (46) e dalla (46') del capitolo I, p. II
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(2) Il concetto di probabilità si deve intendere qui precisato nel modo spiegato nella nota al § 25 p. II.
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chiamato «stazionari» o «semplici» o «a energia definita» (§ 27 p. II), cioè quando la è una autofunzione dell'equazione di SCHRÖDINGER. Quando invece la è
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., sovrapponendo due stati stazionari col prendere come una combinazione lineare di due autofunzioni di Schrödinger, (v. § 29, p. II) si ha uno stato non
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Ricordando (v. nota al § 52, P. II) che l'espressione dell'energia in funzione delle q e delle p si è indicata genericamente con (q, p) e si è
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Ammetteremo ora che la del sistema soddisfi l'equazione seguente, generalizzazione dell'equazione temporale di Schrödinger, (v. (136) P. II):
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punto libero (v. § 44, P. II): ciò significa che il moto del baricentro si può trattare, anche in meccanica ondulatoria, come il moto di un punto di
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energia (che sola interessa la spettroscopia) valgono dunque gli autovalori trovati al § 48, p. II, con la sola lieve correzione della sostituzione
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della camera oscura, § 23, p. II) si comunica anche un impulso lungo le direzioni y e z. Ciò è rispecchiato nel fatto che l'operatore x è incompleto. Si
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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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movimento del nucleo, di cui si parlerà al § 58 p. II), P. es. lo ione He+ (Z = 2) presenta una serie detta di Pickering, data da
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angolare totale e prendendo questo uguale a , dove j è il quanto interno (v. § 62, p. II), cioè j = l + 1/2 nel caso (338) e j = l - 1/2 nel caso (341): la
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Se si trascura il termine in si ritrova la ben nota espressione dei termini balmeriani, data dalla teoria di Schrödinger (v. § 48, p. II): si
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approssimazione dalla teoria di Schrödinger. Riservandoci perciò di presentare la teoria di Bohr e Sommerfeld, da questo punto di vista, nella parte II
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di schermo), v. § 59, p. II): la perturbazione si riduce allora alla sola differenza tra l'interazione vera e questa. Ciò non altera nulla alla
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Accademia della crusca
