Связь между волновыми функциями

Из сравнения (8.8.13) с (8.8.1) следует, что имеется следующая связь между волновой функцией г] и фазовой функцией ф [c.318]

Какова связь между волновыми функциями в координатном и им- [c.59]

Светоделитель, преобразование состояний 420 Связь между волновыми функциями в координатном и импульсном представлениях 59, 6 Сжатое состояние механического осциллятора 147 [c.754]

В этом разделе мы рассматривали пока только орбитальные волновые функции отдельных электронов, находящихся в поле ядер и усредненном поле других электронов. Теперь нам необходимо ответить на вопрос, как связана электронная волновая функция всей молекулы с функциями отдельных электронов. Другими словами, зная возможные орбитали отдельных электронов, можно теперь попробовать построить молекулу в том или ином состоянии, добавляя электроны но одному к остову молекулы. Основное электронное состояние молекулы получится, если электронами будут заняты низшие возможные орбитали. Как для атомов и двухатомных молекул, для многоатомных молекул мы сразу же столкнемся с ограничением, накладываемым принципом Паули на орбитали невырожденного уровня может находиться не более двух электронов, на орбитали дважды вырожденного уровня — не более четырех электронов, на орбитали трижды вырожденного уровня — не более шести электронов и т. д. Достаточно просто можно проверить, что эта форма принципа Паули приводит к тому же самому ограничению, которое получается при применении этого принципа в его первоначальной форме [22] к объединенному атому или разделенным атомам, так как, согласно адиабатическому принципу Эренфеста, число состояний не изменяется при изменении условий спаривания. К тому же мы уже использовали этот принцип неявным образом при проведении корреляции между молекулярными орбиталями и орбиталями объединенного атома или разъединенных атомов. [c.337]

Получая выражение для энергии основного состояния 2 о> просто следовали этапам построения зонной теории в частном случае твердого тела с JV = 2. Именно, вначале мы решили одноэлектронную задачу (32.7), а затем заполнили N12 наинизших одноэлектронных уровней, помещая на каждый из них по два электрона (с противоположно направленными спинами). Несмотря на это обнадеживающее сходство, волновая функция (32.8) явно оказывается очень плохим приближением для описания основного состояния точного уравнения Шредингера (32.3) в том случае, когда протоны отстоят далеко друг от друга. Действительно, в этом случае выражение (32.8) совершенно не дает возможности учесть кулоновское взаимодействие между электронами. Это становится очевидным при рассмотрении структуры одноэлектронных волновых функций (г) и ipi (г). Если электроны расположены далеко друг от друга, то метод сильной связи (гл. 10) позволяет с очень хорошей точностью получить решения уравнения (32.7) в частном случае iV = 2. В методе сильной связи одноэлектронную волновую функцию стационарного состояния твердого тела представляют в виде линейной комбинации одноэлектронных атомных волновых функций, взятых в соответствующих узлах решетки R. При N = 2 имеем следующие правильные линейные комбинации ) [c.291]

Задание волновой функции За(Р) означает точное задание величин -набора и вероятностное задание величин Р-набора. Соответственно задание функции ф (7) означает точное задание величин -набора и вероятностное величин 7-набора. Говорят, что функция iij (fi) описывает состояние > в Р-представлении, а функция сра(у) описывает то же состояние, но в -представлении. Естественно, что между указанными функциями существует связь. Ее как раз и [c.118]

У атома азота в оболочке 2р имеется три неспаренных электрона, находящихся в трех разных координатных состояниях т, = - 1, О, + I. Угловое распределение этих электронов определяется квадратами модуля волновых функций, нормированных к единице на сфере единичного радиуса. С помощью угловых собственных функций ротатора (см. 28) можно убедиться, что максимальные плотности вероятности углового распределения этих электронов образуют между собой углы 90 . Ясно, что и валентные связи, которые обеспечиваются соответствующими электронами, направлены под прямым углом друг к другу. Это заключение подтверждается экспериментом. Например, молекула NH3 имеет пирамидальное строение, а углы между ковалентны- [c.315]

Эта странность не нарушает наших общих построений. Как видно из изложенного, пространство uv является чисто математической конструкцией, созданной только для того, чтобы установить соответствие между определенными классами квадратных матриц третьего и второго порядка. Нельзя поэтому требовать или ожидать, чтобы такое пространство имело свойства, подобные свойствам физического трехмерного пространства. Нужно заметить, что изучению свойств пространства uv математики уделяли значительное внимание двумерный комплексный вектор, построенный в этом пространстве, называют спинором. Оказывается, что в квантовой механике спинорное пространство несколько больше соответствует физической действительности поэтому, чтобы учесть влияние спина электрона, нужно его волновую функцию или часть ее представить в виде спинора. Действительно, половинные углы и свойство двузначности внутренне связаны с тем фактом, что спин полуцелый ). Впрочем, дальнейшее изложение этого вопроса увело бы нас слишком далеко от классической механики. [c.135]

В этом месте удобно напомнить читателю связь между функцией Гамильтона—Якоби и волновой функцией Шредингера. Чтобы обнаружить эту связь, достаточно рассмотреть одномерный случай, когда гамильтониан задается выражением [c.155]

Большой вклад rf-электронов в связь приводит к тому, что исчезает однозначное (как в щелочных металлах) соответствие между величиной теплоты образования и атомным объемом. В таких переходных металлах с о. ц. к. решеткой, как ниобий, молибден, вольфрам и хром, теплота образования достигает максимума, хотя атомный объем велик. Следовательно, возникновение самых прочных связей не сопровождается самой плотной упаковкой. Аналогичная ситуация наблюдается для алмаза, германия и кремния. По-видимому, несмотря на отсутствие весьма плотной упаковки, концентрация электронов связи в переходных о. ц. к. металлах приблизительно такая же, как в алмазе. Это приводит к идее о существовании в них направленных связей ковалентного типа [6, 7]. Для гибридных волновых функций величина интегралов перекрытия вдоль некоторых преимущественных направлений (<111> для первой и <100> для второй координационных сфер о. ц. к. упаковки) оказывается наибольшей. [c.28]

Уравнение (4.77) может быть проинтегрировано, если задана функция О а), т. е. скорость ударной волны как функция о. Попробуем ее определить. Из уравнения состояния следует, что = =(иР + РоСо)/р. Присоединяя к этому выражению уравнения (4.75) л исключая из системы уравнений давление Р и плотность р, получаем связь между скоростью звука с, волновой и массовой скоростями [c.133]

Различие между этими задачами заключается лишь в том, что при рассмотрении рассеяния нейтронов протонами система нейтрон + протон имеет положительную энергию, в то время как при рассмотрении задачи об основном состоянии дейтрона мы имеем дело с отрицательной энергией. С этим связано различное асимптотическое поведение волновых функций обеих задач. В задаче о рассеяния волновая функция на бесконечности осциллирует и отлична от нуля, в задаче же об основном состоянии дейтрона она обращается в нуль. [c.24]

Читатель, уже знакомый с абстрактной теорией групп, использованием точечных групп и формой волновых функций молекул, может после гл. 2 сразу перейти к гл. 9, в которой дается определение группы молекулярной симметрии, а затем к гл. 10— 12, в которых обсуждается применение групп молекулярной симметрии. Центральной главой книги является гл. 11, в которой подробно рассматривается связь между группой молекулярной симметрии и точечными группами молекул (см., в частности, рис. 11.3—11.5). В этой главе подчеркивается полезность групп молекулярной симметрии для классификации состояний жестких молекул, т. е. молекул, не туннелирующих между различными конформациями. [c.10]

С целью упрощения уравнений рассмотрим классификацию по симметрии колебательно-вращательных волновых функций основного электронного состояния Л = О молекулы H N. В этом частном случае можно довольно легко проследить связь между группой МС и молекулярной точечной группой. [c.369]

Собственные значения и волновые функции уравнения Шредингера для иона Hj (см. задачу 3.18) нельзя получить в конечном виде. Тем не менее возможно установить количественную связь между энергиями электронов, соответствующими иону Н , и энергиями, соответствующими или единому атому , в котором два протона сливаются, или разделенным атомам , у которых один из протонов удален в бесконечность. Для этих двух случаев хорошо известны спектры, подобные спектру водорода, поэтому таким образом можно кое-что узнать и об электронной структуре молекулы. [c.21]

Когда волновые функции затухают, они соответствуют одному состоянию, локализованному около примесного атома, и другому, локализованному вблизи поверхности. В этой ситуации возможно формирование локализованных ковалентных поверхностных связей между примесным атомом и поверхностью кристалла. [c.311]

Вид волновой функции данной энергии в связывающем потенциале можно найти из независящего от времени уравнения Шрёдингера. Если потенциал как функция координаты медленно изменяется, можно аппроксимировать волновую функцию волной ВКБ. Такое поведение напоминает обсуждавшиеся выше адиабатические изменения. Действительно, существует тесная связь между волновой функцией ВКБ-при-ближения и фазой Берри. Мы уже видели, что волновая функция ВКБ-приближения содержит фазу, которая при движении от одной точки поворота к другой непрерывно изменяется на большую величину, кратную 2тг. Однако в точке поворота фаза скачком изменяется на —7г/2. [c.199]

В этой статье мы в дальнейшем не будем придерживаться данного способа вычислений. Он должен служить лишь для предварительной ориентировки при установлении внешней связи волнового уравнения с у. Г. Функция у> в действительности не находится в таком соотношении с функцией действия рассматривасмо10 движения, как это следует из фор щлы (2) первого сообщения. Напротив, связь между волновым уравнением и вариационной задачей очень проста-, подынтегральное выражение стационарного интеграла представляет собой функцию Лагранжа волнового процесса. [c.679]

Наконец, Гамильтон связал свою каноническую систему дифференциальных уравнений первого порядка с соответствующим дифференциальным уравнением в частных производных, которому, как выяснилось, удовлетворяет его характеристическая функция Н. Получилась обширная теория. Она дала новую удобную форму уравнений движения, новый подход к проблеме их решения (интегрирования). Она вскрывала более полно и глубоко аналогии между механикой и оптикой, выявила новые возможности геометрической интерпретации, наконец, она вела к выявлению связи между волновыми и кориуску- [c.208]

Преобраздя выражения (12) с учетом введенной вспомогательной функции и подставляя в них рененая (10), после соответствующих преобразований находим связь между волновыми числами [c.90]

Переход от передаточной функции типа (3.19), связывающий частотновременные импульсы вход-выход, к уравнениям (3.89) и (3.90), определяющим связь между волновыми импульсами вход-выход в продольном и поперечном направлениях соответственно, должен учитывать дисперсионное уравнение среды, устанавливающее функциональную зависимость со = И (хт ). Написанные уравнения предполагают эту зависимость линейной, т.е. со = txxi. Такой подход соответствует модели замороженной среды и справедлив для компонент с совпадающими фазовой и конвективной скоростями. Используя для взаимного спектра и его составляющих выражения в форме (4.54), получим на основании (3.92) две компоненты [c.99]

Конкретный смысл функции ф(г) и коэффициентов д, а также связь между волновыми векторами Ьа, кд и частотой со будут обсуждаться для электронов, фотонов и фононов после вывода дисперсионного уравнения для обобщенной квазичастицы в сверхрешетке. С этой целью мы воспользуемся методом матрицы переноса. Представим функцию ф(г) и ее производную в виде двухкомпонентного столбца [c.26]

Для того чтобы найти связь между Vo, а и AW, а также них волновой функции г15(г) дейтона, надо рещить уравнение Шре-дингера для каждого из перечисленных выше потенциалов V r). [c.21]

Названные специфические свойства, по-существу, обусловлены наличием в металлах свободных электронов. Металлическая связь возникает при взаимодействии атомов электрополоэ/сительных элементов, внешние валентные электроны которых связаны с ядром относительно слабо. При образовании твердого состояния в результате перекрытия волновых функций металлических атомов (например, атомов Na) движение электронов, как и в случае ковалентной связи, претерпевает радикальное изменение, и электроны обобществляются. При этом каждая соседняя пара электронов предпочла бы образовать молекулу, с тем чтобы поделить себя между двумя атомами. Но у кал<дого атома Na в твердом состоянии имеется в среднем восемь соседей и только один валентный электрон,, который должен быть поделен с каждым из этих соседей. В отличие от случая ковалентной связи, когда пара электронов, в основном, курсирует между двумя соседними атомами, коллективизированному электрону в металле приходится совершать довольно сложный путь, посещая по очереди каждый атом (положительный ион) твердого тела. В описанной ситуации все ионы обладают всеми электронами вместе, а электроны могут свободно перемещаться от одного иона к- другому. [c.82]

Примером квазичастиц другой группы служат электроны проводимости и дырки в полупроводниковых кристаллах (см. 6.2). Каждая такая квазичастица происходит (в одиночестве или в паре с другой квазичастицей) от реального электрона. Здесь налицо соответствие между квазичастицей и ее прообразом — реальной частицей. Однако и в этом случае движение квазичастиц имеет коллективный характер, хотя и не столь очевидный, как в случае фононов. Он проявляется в размазанности по пространству волновых функций электрона проводимости и дырки, в невозможности локализации их вблизи какого-либо узла решетки, т. е. в факте обобществления этих квазичастиц всем атомным коллективом, образующим кристалл. Заметим в этой связи, что если рассматривать действительно идеальный кристалл без каких-либо дефектов или примесей и, кроме того, исключить взаимодействие электронов с фононами, то в этом случае электроны проводимости и дырки будут распространяться по кристаллу беспрепятственно, совершенно не замечая атомов, сидящих в узлах кристаллической решетки. [c.147]

Связь между большой электронной теплоемкостью и структурой d-обо-лочек переходных металлов была впервые замечена Моттом [168]. Можно ожидать, что функция gaQ, а следовательно, и электронная теплоемкость будут иметь здесь большую величину. Действительно, волновые функции d-электронов отличны от нуля на значительно меньшем расстоянии от центра атома, чем волновые функции валентных s-электронов. Следовательно, перекрытие волновых функций соседних атомов будет незначительным и с -зона будет уже, чем s-зопа. Далее, d-оболочка должна вмеш ать по 10 электронов на атом, тогда как s-оболочка—только 2. Поэтому, если допустить, что в металлах переходных груин d- и s-зоны валентных электронов перекрываются [c.358]

Изотонический эффект свидетельствует о том, что сверхпроводимость обусловлена взаимодействием между электронами и колебаниями решетки, а теория показывает, что, когда взаимодействие электрон—решетка велико, можно ожидать заметного изменения электронных волновых функций. Для рассмотрения сильных взаимодействий необходимы более точные математические методы. Теория промежуточттой связи Томонага с успехом применялась к задаче нолярона [150—152] (электрона, движущегося в ионном кристалле), п можно надеяться, что такие методы могут быть применимы к электронам в металле. [c.777]

Таким образом, значение тока в некоторой точке определяется интегралом от значений потенциала поля в некоторой окрестности от этой точки. Такую связь мы и называем нелокальной. В старой теории Лондона функция К (г — т ) имела характер б-функции [/ (д) = onst], так что j (г) было пропорциопалыю А (г). Мы увидим, что такая пропорциональность имеет место лишь для малых значений волнового вектора. Нелокальный характер связи между j и А был предсказан Пипиардом [12]. [c.900]

Нам остается рассмотреть вопрос о связи между состоянием и измеряемыми на опыте физическими величинами. В классической физике этот вопрос не возникает, ибо в ней состояние частицы описывается заданием физических величин — координат и импульсов. В квантоЕой механике это не так. Волновая функция Ч (г) полностью описывает состояние, но не является непосредственно измеряемой физической величиной. Поэтому, решив уравнение Шредингера, мы хотя и найдем, как изменяется во времени состояние частицы, но не сумеем получить доступных опытной проверке соотношений, если не будем знать рецепта вычисления физических величин в данном состоянии. [c.23]

Ранее мы уже указывали, что движение системы можно представить некоторой непрерывной кривой в пространстве конфигураций. В настоящем случае эта кривая будет действительной траекторией материальной точки в обычном пространстве. Уравнение W = onst представляет семейство поверхностей в этом пространстве, а условие (7.61а) означает, что траектория материальной точки всюду нормальна к таким поверхностям. Это напоминает соотношения между волновыми поверхностями и лучами в оптике. Предположим, что движение материальной точки на самом деле связано таким образом с некоторой формой волнового движения. Если этот волновой режим характеризуется волновой функцией ф, удовлетворяющей уравнению, подобному скалярному волновому уравнению в оптике, то [c.103]

На возможное возражение, что группа сама по себе является априорным понятием, можно указать, что понятие группы является результатом абстрагирования от различных подвижных инструментов циркуль, линейка и т. д., являющихся орудием геометрического исследования ). Напомним, что уже в геометрии Евклида неявно предполагалось, что все геометрические построения следует проводить с помощью только циркуля и линейки. Смысл этого требования становится ясен только с точки зрения программы Клейна. Геометрические свойства тел выражаются, таким образом, в терминах инвариантов группы и допускают изоморфную подстановку элементов пространства, в котором реализуется группа, и, следовательно, совершенно не зависят от самих геометрических объектов. Укажем, например, на реализацию геометрии Лобачевского на плоскости, предложенную А. Пуанкаре. Приведенный пример указывает на большую методологическую ценность программы Клейна. Аналогичный подход возможен также и в физике, где различные законы сохранения интерпретируются как свойства симметрии относительно различных групп. Основными группами современной физики являются группа Лоренца, заданная в пространстве Минковского, и группа непрерывных преобразований, заданная в криволинейном пространстве общей теории относительности, коэффициенты метрической формы которого определяют поле гравитации. В релятивистской квантовой механике мы переходим от группы Лоренца к ее представлениям, определяющим преобразования волновых функций. Как было показано П. Дираком, два числа I и 5, задающих неприводимое представление группы Лоренца, можно интерпретировать как константы движения угловой момент и внутренний момент частицы (спин). Иначе говоря, операторы, соответствующие этим инвариантам, перестановочны с гамильтонианом (квантовые скобки Пуассона от гамильтониана и этих операторов равны нулю). Числа, обладающие этими свойствами, называются квантовыми числами. В работах Э. Нетер дается общий алгоритм, позволяющий найти полную систему инвариантов любой физической теории, формулируемой в терминах лагранжева или гамильтонова формализмов. В основу алгоритма положена указанная выше связь между инвариантами группы Ли и константами движения уравнений Гамильтона или Лагранжа. В качестве простейшего примера рассмотрим вывод закона сохранения углового момента механической системы, заданной лагранжианом Г(х, X, (). Вводим непрерывную группу вращения, заданную системой инфи- [c.912]

Из Паули теоремы следует теперь, что для п(ь лей целого спина, полевые функции к-рых осуществляют однозначное представление группы Лоренца, при квантовании по Бозе — Эйнштейну коммутаторы [и (z), м( /)] или [м(л ), ( (у)] пропорц. ф-ции D x—y) и исчезают вне светового конуса, в то время как для осуществляющих двузначные представления полей полуцелого сниыа то же достигается для антикоммутаторов [и(х), и у)] (или [i (a ), (у)] + ) при кваа- товании по Ферми — Дираку. Выражаемая ф-лами (6) или (7) связь между удовлетворяющими линейным ур-ниям лоренц-ковариантными ф-циями поля и или v, v и операторами л, ai рождения и уничтожения свободных частиц в стационарных квантовомеханич. состояниях есть точное магем. описание корпускулярно-волнового дуализма. [c.302]

СА2 и САЗ — это модели, согласно которым часть валентных электронов атомов фосфора заполняет вакантные состояния Зй(-зоны атомов никеля, СА соответствует отсутствию какого-либо перераспределения электрических зарядов между атомами никеля и фосфора. Как ясно из рис. 6.20, модель СА 2 наиболее хорошо согласуется с экспериментом. В этой модели часть 3s- и Эр-электронов атомов фосфора заполняет вакантные состояния Зй-зоны. Одновременно оставшиеся 3s- и Зр-электроны атомов фосфора и 4s-электроны атомов никеля дают свой вклад в электропроводность, как свободные электроны. Однако эта модель не может объяснить изменения А/ q) в области значений импульсов вблизи =1,0. Это, вероятно, связано с тем, что модель рассчитывается на основе упрощенного приближения свободных электронов и соответственно волновых функций для свободных атомов Клементи. [c.192]

В то же время в большинстве слз аев встречные генерационные волны BHjrrpH кристалла оказьтаются взаимно сопряженными, и рождающаяся волна автоматически является сопряженной по фронту по отношению к пучку накачки. Поэтому основной функцией рассматриваемых в данном разделе конфигураций лазеров на фоторефрактивных кристаллах является обращение волнового фронта падающей волны. Как станет ясно из дальнейшего, при достаточно большой константе связи между пучками коэффициент отражения идеального обращающего зеркала на фоторефрактивном кристалле может быть доведен до 100%. [c.134]

В методе Ха можно визуализировать химические связи, строя контурные карты распределения заряда валентных электронов. Например, для поверхности кубического Lig такие карты показывают наличие зарядовой плотности между ядрами, возрастающей по направлению к центру грани [429]. Контурные карты d-орбитальных волновых функций в плоскости грани простого кубического кластера u8 приведены в работе [732], где было показано, что большинство орбиталей вблизи дна й-полосы являются связывающими, тогда как большинство орбиталей около вершины этой полосы являются либо несвязывающими, либо разрыхляющими. [c.244]

Существование соотношения (1.4.17) ясно указывает на то, что описание при помощи волновой функции (1.4.16) содержит избыточную информацию. Волновая функция (1.4.16) дает ответ на вопрос На каком уровне находится частица 1, частица 2 и т. д. Но, как вытекает из принципа неразличимости, такой вопрос лишен смысла. Вместо этого нам следует поставить вопрос следующим образом Сколько частиц находится на уровне тех, на уровне и т. д. Итак, в квантовой многочастичной задаче естественными переменными являются числа заполнения Пт, указывающее число частиц, занимаюпщх уровень те (например, число частиц с импульсом Rk). Легко найти связь между двумя представлениями. В самом деле, плотность вероятности с (пх, Пг, ) 1 того, что 1 частиц будут находиться на уровне 1, щ — я уровне 2 и т. д., равна сумме вероятностей конфигураций, получаю-пщхся из данной конфигурации путем всех перестановок частиц 1, 2,. . ., JV, совместимых с нашим требованием [c.35]

Здесь следует обратить внимание на аналогию между такой интерпретацией статистической механики и интерпретацией обьга г ной квантовомеханической теории. Квантовая механика также утверждает, что теоретически предсказуемы только средние значения наблюдаемых. Однако статистический характер квантовой теории определяется совершенно иными физическими причинами. Этот немаловажный факт можно понять, если опять о15ратиться к уже рассматривавшемуся простому эксперименту с потоком тепла, но дать ему на сей раз квантовомеханическую интерпретацию. Пусть теперь металл характеризуется микроскопически некоторой определенной волновой функцией, удовлетворяющей уравнению Шредингера. Для данного состояния можно вычислить квантовомеханическое среднее значение энергии и проследить эволюцию во времени этого значения. Однако волновая функция системы многих тел чрезвычайно сложна. Если в нулевой момент времени заданы лишь макроскопические условия (например, градиент температуры), то в нашем распоряжении имеется огромное число возможных волновых функций данной системы, совместимых с заданными макроскопическими условиями. Каждой из этих разрешенных функций, т.-е. состояний, соответствует вполне определенное квантовомеханическое среднее значение энергии эти значения обычно отличаются одно от другого. Следовательно, мы оказываемся в том же положении, как и в классическом случае. Рассуждая далее по аналогии, припишем соответствующ ша образом подобранные веса каждому возможному состоянию системы. Определим теперь наблюдаемое значение энергии как усредненное по ансамблю значение квантовомеханических средних величин микроскопической энергии. Таким образом, ясно, что описание квантовостатистической системы подразумевает два последовательных процесса усреднения первое усреднение связано с принципом неопределенности Гейзенберга, а второе — с неопределенностью начального состояния системы многих тел. [c.51]

При значительном сближении ионов, атомов и молекул между ними начинают действовать силы отталкивания, значительно превышающие силы притяжения. Баланс этих сил приводит к установлению равновесных расстояний между частицами. Силы отталкивания обусловлены кулоновским отталкиванием ядер с их концентрированными положительными зарядами. Отталкивание возрастает при проникновении ядер внутрь -электронных оболочек из-за уменьшения экранировки ядер периферийными оболочками. Кроме того, при наложении волновых функций электронов атомных остовов вступает в действие принцип Паули, требующий перемещения излишних электрон-нрлх пар на верхние разрыхляющие уровни. Это-было бы связано с таким увеличением потенциальной и кинетической энергии электронов, которое сделало бы атомную систему неустойчивой. [c.36]

Расчеты по методу ячеек энергии связи щелочных металлов дали удовлетворительные результаты. Наиболее хорошее согласие с экспериментом получено для натрия. На рис. 1.14 показаны результаты расчета энергии связи металла в зависимости от междуатомного расстояния г. С уменьшением г возрастает перекрывание волновых функций валент-йых электронов соседних атомов и убывает потенциальная энергия системы ионсУБ и электронов за счет увеличения электронной плотности между ионами. Увеличение электронной плотности сопровождается в то же время ростом кинетической энергии электронов. Сумма энергий притяжения и отталкивания изображается кривой с минимумом, определяющим равновесное состояние металла (штриховая кривая). Расчет дал энергию связи 24,4 ккал/моль, а экспериментальное значение 26ккал7моль. Период элементарной ячейки из опыта а=4,25 А, из расчета с поправками на обмен и корреляцию а=4,51 А. [c.45]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...