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Abstract

Bei der theoretischen Behandlung der γ−γ-Winkelkorrelationen tritt das Problem auf, den Zustand eines Kerns quantenmechanisch zu beschreiben, der unmittelbar vorher ein erstes γ-Quant bestimmter Ausbreitungsrichtung n1 und Polarisation p1 emittiert hat. Zu seiner Lösung wird zunächst die (aus der Wigner-Weisskopf-Lösung der Schrödinger-Gleichung leicht zu erhaltende) Dichtematrix für einen Kern berechnet, der sich — nach einer irgendwann vorher stattgefundenen Emission eines γ-Quants (n1p1) — im Zwischenzustand der γ−γ-Kaskade befindet. Die zeitliche Änderung dieser Dichtematrix läßt sich als Summe von drei Termen schreiben, die sich auf die drei Prozesse: a) Übergang aus dem Ausgangszustand der Kaskade in den Zwischenzustand unter Emission eines γ-Quants (n1p1), b) Übergang aus dem Zwischenzustand in den Endzustand unter Emission eines γ-Quants beliebiger Richtung und Polarisation und c) ungestörte (bezüglich der Strahlungswechselwirkung) zeitliche Änderung der Dichtematrix jeweils beziehen. Der a) entsprechende Term charakterisiert den Zustand eines Kerns unmittelbar nach der Ausstrahlung eines γ-Quants (n1p1). Damit ist die Anfangsbedingung für die Schrödinger-Gleichung bekannt, die den zweiten Emissionsprozeß beschreibt. Ihre Lösung liefert den bekannten Ausdruck für die γ−γ-Korrelationsfunktion bei verzögerten Koinzidenzen.