Метод кулоновской поправки

Метод кулоновской поправки. В многофотонном пределе ионизации корректный учет поля атомного остова в конечном состоянии в рамках модели Келдыша нереалистичен. Здесь лучше численными методами вычислять многофотонный матричный элемент с известными атомными волновыми функциями дискретного и непрерывного спектра и вычислять вероятность многофотонной ионизации на основе золотого правила Ферми . Так же можно поступать и при вычислении составных матричных элементов для надпороговой ионизации. [c.44]

Было найдено, что 3-фотонное сечение равно 2 10 см с . Полученные результаты приведены на рис. 5.5 вместе с результатами различных расчетов — в рамках нестационарной теории возмущений [5.22], методом Келдыша (см. разд. 2.2) как без учета, так и с учетом кулоновской поправки, и методом Флоке [5.23] (см. разд. 2.4). Видно, что все расчеты дают правильный порядок величины сечения. Однако на данный момент нельзя отдать предпочтение какому-либо из методов. Необходимы более точные измерения, в частности, с монохроматическим излучением (разд. 3.5). [c.124]

Квантовам теории надбарьерного развала атома. После этих вводных качественных замечаний обратимся к квантовой теории процесса надбарьерного развала атома. В работах [10.14-10.15] она развивается в рамках метода Келдыша.-Файсала-Рнса (см. разд. 2.3) с учетом кулоновской поправки для низкочастотного электромагнитного поля. Опуская детали расчета, приведем лишь окончательные выражения для вероятности надбарьерной ионизации атома в единицу временн. В поле низкочастотного циркулярно поляризобаиного излучения (или в случае постоянного электрического поля) имеем [c.260]

Кулоновские поправки к термодинамическим функциям при слабой неидеальности можно вычислить, воспользовавшись методом Дебая — Хюккеля так, как это сделано в книге Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшица [1 ] (см. также работу Б. Л. Тимана 111]). Вокруг каждого из ионов или электронов образуется неравномерно заряженное облако из соседних частиц, причем распределение плотности заряда в этом облаке определяется законом Больцмана в соответствии с электростатическим потенциалом, создаваемым совместным действием центрального заряда и облака. Решение уравнения Пуассона для распределения электростатического потенциала по радиусу г около центрального иона с зарядом в первом приближении приводит к формуле [c.186]

Искусственное введение легкоионизирующейся добавки, например К2СО3, ставит задачу определения оптимальных но коэффициенту электропроводности количеств присадки, что существенно связано с определением температурных режимов сжигания твердого топлива. Расчеты состава и термодинамических функций проведены по методике и программе, составленной в работе [1], т. е. в приближении двухфазной реагирующей системы (газовая фаза — смесь идеальных газов, конденсированная фаза — идеальный реагирующий раствор жидких и твердых компонентов). Такое приближение кроме аддитивности внутренней энергии и объемов веществ при растворении подразумевает также пренебрежение силами поверхностного натяжения на границе раздела фаз. Оценки, выполненные по известной формуле Гиббса — Томсона для ряда веществ, показывают, что при температурах Т 2000—3000° К для частиц радиуса г > 10 -г--н Ю" см давление насыщенного пара практически не зависит от размеров частиц. Другим ограничением метода следует считать пренебрежение учета взаимодействия между заряженными частицами. Оценки дебаевского радиуса и среднего расстояния между заряженными частицами показывают, что Го > Гор при р — атм, поэтому можно считать, что поправки на кулоновское взаимодействие между заряженными газовыми частицами невелики. В приближении плоской поверхности частиц можно считать, что плотность электронов, полученная расчетом равновесного состояния такой [c.161]

Второй вклад в полную энергню — так называемая электростатическая энергия. Она определяется как электростатическая энергия точечных положительных зарядов, расположенных в точках, соответствуюш,их истинным положениям ионов, и окруженных однородно распределенным компенсирующим отрицательным зарядом. Обычно в расчетах заряд этих ионов отличается от истинного заряда ионов последнее связано с ортогонализацией псевдоволновой функции к функциям внутренних оболочек ионов. Поправка к величине валентного заряда обычно бывает порядка 109о. Введение для описания ионов такой эффективной валентности — целиком дело удобства. Если в качестве этой величины мы будем пользоваться другим эффективным зарядом или даже истинным зарядом ионов, это просто изменит оставшиеся члены в энергии, но полная энергия будет математически той же самой. Из-за дальнодействующего характера кулоновского взаимодействия вычисление электростатической энергии представляет собой довольно тонкую проблему. Однако с математической точки зрения она хорошо определена, и соответствующий вклад в энергию можно найти аналитическими методами. Наиболее распространенный подход к решению этой задачи был первоначально развит Эвальдом [161 применительно к вычислению электростатической энергии ионных кристаллов и обобщен на случай металлов Фуксом [17]. Иногда более удобной оказывается другая модификация метода Вальда (см. 131). [c.483]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...