Кулоновский потенциал классический

Когда nv <С 2% , обменный член как функция угла рассеяния очень быстро осциллирует и, следовательно, не дает вклада в экспериментально наблюдаемое сечение. Отметим, что для кулоновского потенциала классический результат получается в пределе малых скоростей, т. е. больших длин волн, в то время как обычно переход от квантовой механики к классической аналогичен переходу от физической оптики к геометрической, т. е. классические результаты соответствуют коротковолновому пределу (гл. 18). [c.395]

Отметим, что в теории тяготения кулоновский потенциал имеет обычный классический вид, в то время как по [c.57]

Однако в туннельном режиме указанный подход невозможен из-за большого числа поглощенных фотонов. Зато в этом случае оказывается, что для учета потенциала атомного остова пригодна квазиклассическая теория возмущений [2.17]. В этой теории используется первый порядок теории возмущений по потенциалу атомного остова (например, по кулоновскому потенциалу) в классическом действии, т.е. в показателе экспоненты волковской волновой функции [c.44]

Для описания изменения потенциала сил отталкивания с расстоянием широко используются и другие эмпирические формулы ), в частности, формула Хехр(—Rip), где р — размер области взаимодействия. Формулу, содержащую экспоненту, так же легко обрабатывать аналитически, как и формулу, содержащую обратную степенную функцию. На рис. 3.8 показан график зависимости классической кулоновской энергии взаимодействия двух нейтральных атомов со статическим электронным распределением, имеющим форму сферы, от расстояния между атомами. На малых расстояниях взаимодействие между атомами является взаимодействием отталкивания, которое обусловлено электростатическим отталкиванием двух протонов. [c.123]

I. Дебаевская экранировка. Исследуем на уровне макроскопических представлений, как видоизменяется кулоновское поле электрического заряда q, если он окружен находящимся с ним в состоянии равновесия полностью ионизованным классическим нерелятивистским газом (этим зарядом может быть какая-либо из частиц этого газа). Если обозначить потенциал эффективного поля, действующего на заряд е (т. е. поле электростатической индукции), находящийся на расстоянии Я от возмущающего систему заряда д, как (7 ( ) = еф(/ ), то условие равновесия каждой из компонент газа, находящихся в данном случае в сферическом внешнем поле и Я), запишется как (см. гл. I, 6, п. б)) [c.642]

Отличие этого интеграла столкновений от получаемого при пренебрежении эффектами динамической поляризации заключается в том, что вероятность перехода определяется матричным элементом не кулоновского потенциала заряда в вакууме, а электрическим потенциальным полем заряда в среде (ср. формулу (31.16)). Такой интеграл столкнопений был получен в работах [6,24] и (для слабых отклонений от термодинамического равновесия) в работе [5] (см. также книги [25, 291). В пределе й = О полученный интеграл столкновений переходит в классический, найденный в 55. [c.266]

Однако можно значительно лучше аппроксимировать физическую ситуацию, используя более реалистический выбор и таким образом получить значительно лучшую оценку Е. Следующий, наиболее очевидный выбор состоит в том, чтобы принять величину 5о равной интегралу действия для электрона, находящегося в поле классического потенциала V (X). Как можно показать, такой выбор эквивалентен использованию некоторой пробной волновой функции в обычном вариационном методе (методе Ритца). В частности, если выбрать в качестве V X) кулоновский потенциал, то для Е получается такой же результат (при больших значениях а), как и при выборе пробной волновой функции в виде. Если в качестве V (X) выбрать гармонический потенциал, то для Е получается улучшенная [c.266]

С точки зрения квантовой механики эти силы возникают вследствие опускания низколежащих потенциальных кривых за счет отталкивания со стороны более высоколежащих кривых той же самой симметрии (ср. правило непересечения в разд. 4.7.2). Классически для нейтральных атомов и молекул кулоновское отталкивание между двумя электронными облаками и двумя ядрами индуцирует дипольный момент в каждом атоме или молекуле (т. е. разделение центров отрицательного и положительного зарядов). Эти два дипольных момента ориентируются так, что начинают притягивать друг друга. Для одинаковых атомов или молекул, находящихся в одинаковых состояниях, потенциал взаимодействия [12] равен [c.129]

Дебаевская экранировка. Исследуем на уровне макроскопических представлений, как видоизменяется кулоновское поле электрического заряда д, если он окружен находящимся с ним в состоянии равновесия полностью ионизованным классическим нерелятивистским газом (этим зарядом может быть какая-либо из частиц этого газа). Если обозначить потенциал эффективного поля, действующего на заряд е (т. е. поле электростатической индукции), находящийся на расстоянии Я от возмущающего систему заряда д, как и Я) = е1р Я), то условие те рмодинамического равновесия каждой из компонент газа, находящихся в данном случае в сферическом внешнем поле и Я) (сумма локального значения химического потенциала и потенциала внешнего статического поля постоянна для любой точки внутри системы, см. том 1, 6, п. б), запишется как [c.313]

Естественно, в столь большом труде, посвященном к тому же интенсивно развивающейся области знания, трудно рассмотреть все задачи с одинаковой степенью потноты. Поэтому вряд ли можно всерьез упрекать автора за отсутствие в книге тех или иных разделов, которые хотелось бы там видеть, можно лишь сожалеть об этом. Следует также принять во внимание, что книга была закончена, судя по дате на предисловии автора, в 1958 г. В это время только создавались современные методы решения кинетических задач, основанные непосредственно на уравнениях квантовой механики и потому свободные от ряда дефектов классического кинетического уравнения. Не удивительно поэтому, что данное в книге изложение вопроса о гальваномагнитных явлениях в сильных магнитных полях, когда квантовые эффекты особенно существенны, не может полностью Удовлетворить современного читателя. То же относится и к вопросу об условиях применимости кинетического уравнения, получившему более или менее удовлетворительное решение лишь после написания книги, и особенно к задаче о кулоновском взаимодействии между электронами. Ей посвящена в книге специальная гл. IV, базирующаяся в основном на известном методе лишних переменных . В настоящее время на смену ему пришел гораздо более убедительный и эффективный метод квантовых функции Грина при этом часть результатов, изложенных в гл. V, претерпела известные видоизменения. Это относится, в частности, к вопросу о предельном плазменном волновом числе кс, к точному виду экранированного потенциала, к выражению для эффективной массы носителя тока. Связанные с этим изменения в различных формулах слишком многочисленны, чтобы их можно было отразить в подстрочных примечаниях. Более современную трактовку вопроса можно найти, например, в книге [1]. Вместе с тем основные качественные выводы гл. IV остаются в силе и поныне справедливы также выведенные там формулы для основной плазменной частоты и для дебаевского радиуса. [c.6]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...