Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Компанеец А.С. -> "Физико-химическая и релятивистская газодинамика" -> 85

Физико-химическая и релятивистская газодинамика - Компанеец А.С.

Компанеец А.С. Физико-химическая и релятивистская газодинамика — М.: Наука, 1977. — 287 c.
Скачать (прямая ссылка): fizikohimirelyagazodinamika1977.pdf
Предыдущая << 1 .. 79 80 81 82 83 84 < 85 > 86 87 88 89 90 91 .. 93 >> Следующая

Приближение (8) тем лучше, чем выше лежат возбужден-иые состояния k и т, что физически хорошо понятно. Отношение поляризационной поправки к основному матричному элементу перехода имеет следующий порядок;
энергия оптического электрона /______радиус остова \2
энергия возбуждения остова Храдиус внешней оболочки/ '
Это отношение обычно ис превышает 2-3%. Но если частота падающего излучения близка к одному из потенциалов возбуждения оболочки, то роль поляризации оболочки становится весьма важной. Можно ожидать, что в спектре мягких фотоэлектронов (с энергией порядка нескольких десятков электронвольт) должны наблюдаться максимумы в соответствующих местах.
При выводе формул нигде .не считалось, что <о"<а>ОП1 так что наличие максимумов поглощения в спектре мягких фотоэлек-тронов не вызывает сомнения. Но, разумеется, в непосредствен-ной близости от максимумов нельзя применять простую теорию возмущений. Для вычисления формы линий необходимо, как всегда, учитывать затухание.
В заключение приношу благодарность А. В. Ивановой за указание литературы.
262
Литература
1. И. Б. Берсукер, Уч. зап. Кищиневск. ун-та (физмат), 1956, 24, 63.
2. И. Б. Берсукер. Опт. и спектр., I960, 9, 6?5; Изб. АН СССР, сер. физ., 1958,
22, 750.
3. И. Б. Берсукер, М. Г. Веселов. Изв. АП СССР, серия физ.. 1958. 22, 662.
4. А. В. Иванова и А. И. Иванова, Опт. я спектр., i964, 16, 917.
РЕЗОНАНСНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ФОТОЭФФЕКТЕ *
Когда электромагнитная волна падает на оптический электрон атома, поведение электрона нельзя рассматривать строго, не учитывая влияния поля на атомный остаток. Иначе говоря, приближение самосогласованного поля для расчета волновых функций наружного электрона несправедливо при нахождении вероятности радиационных переходов. Берсукер [I, 2J показал, что влияние остова можно описывать в терминах поляризуемости или величины, напоминающей поляризуемость, создающей дополнительное линейное и когерентное слагаемое электромагнитного поля, действующего на электрон. В заметке [3] было показано, что эффект влияния па оптический электрон со стороны остатка обладает дисперсией. Некоторые ограничительные предположения, налагавшиеся при выводе Берсукером, могут быть сняты, и результат зависит от динамической поляризуемости атомного остатка.
Когда частота падающего излучения близка к энергии уровней возбуждения остатка, эффект приобретает резонансный характер. Так как соответствующие уровни могут лежать при энер-гиях порядка нескольких десятков электронвольт, резонансная шляризацияосгатка должна сказываться на вероятности фотоэлектрического вырывания внешнего электрона световой волной. Грубо говоря, остаток сперва поглощает квант с энергией, близкой к своей энергии возбуждения, а затем передает ее оптическому электрону, который вылетает из атома. На самом деле, однако, имеет место интерференция между обоими механизмами фотоэффекта (прямым и через возбуждение остова), подобно тому, как в ядерной физике интерферируют потенциальное и резонансное рассеяния нейтронов, В настоящей работе будет рассмотрен резонансный фотоэффект.
Переменные, описывающие состояние атомной системы, обозначим двумя индексами: из них первый относится к остатку, а второй - в внешнему электрону. Соответственно вводим три ам-
* ЖЭТФ, 1968, 54, вып. 3.
263
плитуды: Соо^пойСой, Индекс потносится к возбужденному состоянию остатка, энергия 'которого близка к энергии падающих квантов; Е означает энергию фотоэлектрона. Матричные элементы оптических переходов обозначим соответственно Я0п и Я0Е, полагая, что они относятся или к остову, или к внешнему электрону. Зависимость от времени не включена в них. Недиагональный матричный элемент взаимодействия остова и внешнего электрона назовем К"о, ов- Он был выписан, например, в[3], но здесь его явный вид не имеет значения. Для амплитуд спЬ и с0в имеем уравнения
Здесь (о" и с"* - соответствующие частоты переходов, w - часто* та кванта.
Задачу можно решать методом возмущений по отношению к сй(Ь считая с00-1. Тогда система (1) -(2) имеет строгое решение. Избавимся прежде всего в уравнениях от явной зависимости от времени, полагая
Тогда уравнения для величин со штрихами выгладят так:
?'
с начальными условиями С(л'(0)=0, с"/(0)=0. Согласно уравнению (3) представляем в виде квадратуры:
(
Это выражение надо подставить в (4) и просуммировать по Е\ Для этого второй член под интегралом справа удобно сперва проинтегрировать по частям с учетом начального условия:
После этого надо изменить порядок суммирования по Е* и интегрирования по t. От суммы по Е' перейдем к интегрированию.
te9 в = V,Einoe
0)
(2)
- ?
Е + (<*>? - СО) ^o?*noCno + ^oEt
I ^п0 ""t"" ^по Уrt^nE'CoE'
(3)
(4)
(5)
о
0)? - со
С0? - Cii
о
о
f 4("p-a) (Г-0
I* 1- fi
о
264
вводя дифференциал числа состояний р(Е') dEf. Так как в дальнейшем потребуется решение, справедливое при больших временах, применим следующую асимптотическую формулу:
f dEy (?') И"
J Wg' ' ' 0)
откуда получаем окончательно
2 Vno>oE'ciEr = -^ {VG&P (й) + 1 р (w) ctl(i (/)). (б)
Е*
Таким образом, сп/удовлетворяет обыкновенному дифферен-циальному уравнению
Предыдущая << 1 .. 79 80 81 82 83 84 < 85 > 86 87 88 89 90 91 .. 93 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed