Поляризация атомного остова

Предположим, по-прежнему, что часть электронов, входящих в состав атомного остова, можно в среднем заменить поверхностным отрицательным зарядом, расположенным на сфере радиуса р. Предположим, далее, что остальные электроны атомного остова располагаются настолько тесно к ядру, что их можно рассматривать вместе с ядром, как точечный заряд - -Zie, расположенный в центре сферы радиуса р. Тогда, отвлекаясь от поляризации атомного остова внешним электроном, можно заключить при г > р внешний электрон движется [c.47]

Лежандра, присоединенные 100 Поляризация атомного остова 46. 132 [c.638]

Отклонения от процесса образования многозарядных ионов в результате каскадной туннельной ионизации обусловлены рассеянием туннельного электрона, ускоренного полем излучения, на атомном остове. Рассеяние колеблющегося электрона атомным остовом трансформирует энергию колебаний в дрейфовую (поступательную) энергию электрона. Очевидно, этот процесс может происходить лишь при линейной (и близкой к линейной) поляризации излучения, когда при колебаниях во внешнем поле электрон [c.232]

Случай сложных атомов рассмотрен в работе [10.11] на примере поля циркулярной поляризации. В качестве потенциала атомного остова использовался модельный псевдопотенциал. В высокочастотном пределе построена система аналитических функций дискретного и непрерывного спектра во вращающейся системе Крамерса. Проведен расчет динамической поляризуемости атомов Ке, Кг и Аг в сильном поле излучения. Показано, что эффект сильного поля проявляется не только в изменении энергетического спектра (как выше в случае атома водорода), но и в перестройке одноэлектронного самосогласованного потенциала Хартри для атома в поле. Этот потенциал определяется параметрами лазерной волны. [c.259]

Для выяснения общей математической структуры зависимости между поляризацией Р. и напряженностью электрического поля Е. мы применили в разд. 1.11 модель диэлектрика, в которой точечные заряды упруго связаны с определенными положениями равновесия. В настоящем параграфе мы расширим эти представления и введем в рассмотрение для соотношения Р. [-Б.] модель оптического электрона в атомах и молекулах при этом точечные заряды соответствующим образом отождествляются с атомными остовами или оптическими электронами. Для получения количественной зависимости Р.[Е.] мы проведем оценки порядков величин встречающихся важнейших констант. [c.108]

Если сравнить методы определения ядерной намагниченности и электрической поляризации, например атомных электронов в 2.2, то легко заметить, что систему атомных ядер в постоянном магнитном поле Hg можно рассматривать как атомную систему , на которую действует внешнее поле (Нх, И у, Н г). Хотя поле Нд наложено извне, оно определяет характеристическое поведение ядер (резонансная частота Ыг или уровни энергии йюг в квантовомеханической интерпретации) аналогично тому, как создаваемое атомными остовами характеристическое поле атом определяет поведение атомных электронов (резонансная частота ые или уровни энергии йше). [c.156]

Потенциалом ионизации частицы называют ту минимальную энергию, которая затрачивается на перевод ее валентного электрона в непрерывный спектр. В табл. 19.1 представлены значения потенциала ионизации нейтральных атомных частиц, полученные главным образом в результате экстраполяции к границе непрерывного спектра атома серий оптических переходов, инициируемых с помощью различных источников возбуждения. При этом либо находят предельное значение известной функции (например, формулы Ритца), аппроксимирующей высоковозбужденные (ридберговские) уровни энергии атомной частицы, либо сравнивают реальные уровни с водородоподобными, внося поправки на поляризацию атомного остова [1]. Поэтому помимо потенциала ионизации атома, эВ, приведены также предельные значения для серий оптических переходов, см , отсчитанные от уровня основ- [c.411]

Поскольку электроны в металле обладают значительными скоростями, поляризация решетки не является статической. Возникающая при движении электрона поляризация зависит от того, насколько быстро решетка хможет откликаться на поляризующее воздействие электрона. Существенным является время, в течение которого в решетке атомных остовов может произойти сдвиг. Другими словами, поляризуемость решетки зависит от частоты собственных колебаний атомов. [c.267]

Существует расхождение между теоретически рассчитанной и экспериментально измеряемой величиной V z- Это расхождение в некоторой мере связано и с тем, что в расчет не принималась поляризация диэлектрика, но главным образом с тем, что не учитывался эффект поляризации электронов атомного остова в усиленном электрическом поле, создаваемом ядрами, —так называемый антиэкранирующий эффект Стернхеймера [20]. [c.274]

В противоположном случае, когда акол и ( шл) не малы, при столкнове НИИ колеблющегося электрона с атомами и ионами могут возникать различ ные вторичные эффекты (упругое и неупругое рассеяние электронов, его рекомбинация). Эти столкновения, в частности, могут приводить к транс формации колебательной энергии электрона в кинетическую дрейфовую энергию. В разд. 3.2. уже указывалось, что все эксперименты проводятся в условиях, когда вторичные эффекты исключены из-за малой плотности атомной мишени. Однако имеется один случай, когда вероятность столк новения колеблющегося электрона не зависит от плотности мишени — это процесс столкновения колеблющегося электрона, образованного при ионизации атома, с собственным атомным остовом (ионом) при линей ной поляризации излучения. Действительно, при линейной поляризации излучения электрон совершает колебательное движение вдоль вектора поляризации и после точки поворота возвращается к точке, в которой он был вырван из атома. [c.72]

Основными экспериментальными фактами, позволяюп] ими сделать второй вывод, — о роли процесса перерассеяния фотоэлектронов — являются наличие плато в энергетическом спектре и наличие быстрых элек-тронов лишь при линейной поляризации излучения (когда фотоэлектрон через половину периода лазерного поля может вернуться к атомному остову и упруго рассеяться на нем), а также максимальная энергия элек-тронов 10 кол — она может быть приобретена в процессе движения элек-трона к атомному остову, выбиванию им второго электрона с передачей энергии последнему, и в процессе движения второго электрона обратно на бесконечность после (е 2е)-процесса. Соответствуюш ая теория изложена в разд. 3.5, хотя там она относилась к режиму упругого рассеяния при туннельной ионизации, а не к (е — 2е)-процессу в промежуточном режиме, как в изложенных выше экспериментах. Сечение (е 2е)-процесса для быстрых электронов медленно убывает с энергией этих электронов и имеет порядок нескольких долей от геометрического сечения. [c.194]

Третий эффект — рассеяние электронов на атомном остове (ионе) при линейной поляризации лазерного излучения (см. выше, разд. 9.3). Легко оценить, что при любой частоте лазерного излучения, при минимально допустимой напряженности поля излучения для реализации туннельного эффекта, когда параметр адиабатичпости порядка единицы, максимальная энергия, приобретаемая туннельным электроном за один период лазерно го ПОЛЯ, имеет величину порядка атомной энергии, а при увеличении на пряженности поля быстро (квадратично по напряженности поля) растет. Таким образом, процессы упругого или неупругого рассеяния туннельного электрона всегда имеют место и приводят к искажению исходных энер гетических и угловых распределений туннельных электронов в области больших энергий. Очевидно, что эти искажения тем меньше, чем меньше напряженность поля лазерного излучения, при которой наблюдается про цесс туннельной ионизации. Напомним, что при циркулярной поляризации излучения этот эффект отсутствует, так как вероятность столкновения тун нельного электрона с атомным остовом пренебрежимо мала. [c.246]

Первое явление в научной литературе именуется надпороговой ионизацией в туннельном режиме и заключается в появлении небольшого чис ла электронов очень высокой энергии при туннельной ионизации атомов. Имеются две причины, обуславливающие образование электронов очень большой энергии. Первая причина — экспоненциальный хвост в рас пределении по энергиям туннельных электронов при линейной поляриза ции излучения (формула (9.21), рис. 9.11). Вторая причина — рассеяние туннельного электрона, ускоренного полем электромагнитной волны, на атомном остове. Как уже указывалось выше (разд. 3.5), максимальная ки нетическая энергия электронов во втором случае имеет величину = = 10 кол = 2,(при линейной поляризации излучения). В типичных условиях эксперимента частота = ОДс а, а интенсивность излучения по рядка атомной интенсивности, энергия электронов составляет несколько кэВ. При столь больших энергиях именно эти, перерассеянные электро ны доминируют над туннельными электронами. Это видно из результатов многочисленных экспериментов, в которых наблюдается четкая отсечка в электронном спектре при Е = 101 кол = 2,51 [c.249]

В случае постоянного электрического поля выполнение условия (10.5) означает, что электрон за атомное время покидает атом. В случае низкочастотного внешнего поля судьба надбарьерного электрона аналогична судьбе туннельного электрона, рассмотренной выше, в разделе 9.3. Именно, прн линейной поляризации поля надбарьерный электрон (в определенном диапазоне фаз поля в момент выхода из-под барьера) может возвратиться к атомному остову. Прн столкновении с ним может произойти упругое или неупругое рассеяние электрона (последнее сопровождается возбуждением или ионизацией других электронов), либо переход электрона в дискретный спектр атома с испусканием высокоэнергетиче ского спонтанного фотона (впрочем, последнее имеет весьма малую вероятность). [c.260]

Эффективные потенциалы, зависящие от орбитального квантового числа электрона, формируются на основе расчетов в приближении Хартри-Слэтера для основного и низколежащих возбужденных состояний атомов благородных газов. Так, р — потенциал ( = 1) находится из расчета основного состояния. В работе [5.63] рассматривались два р-электрона с = О (т.е. вдоль направления линейной поляризации излучения). Расчеты показали, что они вносят главный вклад в процесс ионизации. В работе [5.64 был использован более простой потенциал Херрмана-Скилмана для расчета сечения многофотоиной ионизации атома ксенона. Волновые функции валентных электронов рассчитывались численно в потенциале, представляющем собой сумму атомного потенциала и потенциала взаимодействия атома с внешним электромагнитным полем. В расчетах учитывались только 5s- и 5р-электроны. Остальные электроны учитывались в приближении среднего потенциала замороженного остова . [c.136]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...