Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Мотт Н. -> "Теория атомных столкновений " -> 102

Теория атомных столкновений - Мотт Н.

Мотт Н., Месси Г. Теория атомных столкновений — М.: Иностранная литература, 1951. — 446 c.
Скачать (прямая ссылка): teoriyaatomnihstolknoveniy1951.djvu
Предыдущая << 1 .. 96 97 98 99 100 101 < 102 > 103 104 105 106 107 108 .. 160 >> Следующая

1гА) от скорости электронов. Эти кривые были получены Лисом [22] с
помощью оптических методов (см. гл. IX, § 1). Если энергия возбуждающих
электронов превышает 100в, то возбуждение триплетных состояний
наблюдается очень редко по сравнению с возбуждением сингулетного
состояния; однако при значениях энергии, лишь слегка превышающих
потенциал возбуждения, может иметь, место обратное. Аналогичная картина
наблюдается при возбуждении различных двухэлектронных систем [22, 23,
42]. Во всех случаях вероятность возбуждения триплета очень быстро
достигает максимума, имеющего место при значени# энергии, приблизительно
на Is превышающем потенциал возбуждения, тогда как соответствующая кривая
для сингулета достигает максимума значительно"
304 ГЛ. XI. НЕУПРУГИЕ СТОЛКНОВЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ С АТОМАМИ
медленнее (за исключением случая ^-состояний). Численные значения
соответствующих максимумов при этом во всех случаях одного порядка
величины.
Если связь между спином и орбитальным движением слаба, то возбуждение
триплета может иметь место лишь в том случае, когда столкновение
сопровождается обменом электронами, приводящим к изменению симметрии
спиновой функции атомных
Энергия падающего электрона ie вольтах)
Фиг. 45. Возбуждение 3*Р- и 33/>-уровней в гелии.
Кривые. получены путем измерения зависимости интенсивности возбуждения
спектральных линий при оптических переходах к уровням 2Щ и 23S.
электронов. Экспериментальные данные свидетельствуют о том, что
электронный обмен играет существенную роль в случае медленных
столкновений. Его слёдует принимать во внимание также и при анализе
данных, относящихся к возбуждению син-гулетных состояний.
Интересные результаты были получены Мором и Николлем, которые исследовали
угловое распределение электронов с энергиями от 5 до 120в, рассеянных в
различных газах. Эти результаты частично иллюстрируются кривыми,
приведенными на фиг. 46. Для наиболее тяжелых газов максимумы и минимумы
на кривых выражены очень заметно. Сходный характер диффрак-ционных
явлений, наблюдаемых при угловом распределении упруго и неупруго
рассеянных электронов, обладающих одной и той же начальной скоростью,
свидетельствует о том, что в обоих случаях эффект обусловлен одной и той
же причиной - искажением электронных волн полем атома. Этот вопрос будет
рассмотрен подробнее в п. 3.
1. Применение теории столкновений. Пока еще не существует вполне
удовлетворительйЪго метода исследования медленных неупругих столкновений
электронов с атомами; с помощью общей теории столкновений, изложенной в
гл. VIII, можно, однако,
§ 5. НЕУПРУГИБ СТОЛКНОВЕНИЯ МЕДЛЕНН. ЭЛЕКТРОНОВ С АТОМАМИ 305
определить приближенные значения вероятностей этих процессов. Рассеяние
электронов, возбудивших при столкновении п-е состояние атомов водорода и
гелия, может быть описано с помощью двух волновых функций: Рп(гг) и
Gn(г2), имеющих асимптотические формы
Gn(r2)^gn(^, ъ)г2*е1кпГ2. (11.74)
А Б
Фиг. 46. Вычисленные (А) и наблюденные (В) угловые распределения
электронов, рассеянных атомами аргона.
Сплошная кривая-упругое рассеяние, пунктирная-для электронов, возбудивших
резонансный уровень аргона.
Дифференциальные сечения для возбуждения п-то состояния в случаях
водорода и гелия даются соответственно следующими выражениями:
1п (9) = {3 | /" (0, 9) + gn (0, 9) I2 + I fn (0, ?) - gn (0,
9) I2}.
/"(0) = ^l/"(0.9)~gn(0,?)|2- (11-75)
В гл. VIII было показано [уравнения (8.38) и (8.39)], что эти функции
удовлетворяют уравнениям
[7J+*)i]^n(r1)= (тг-^)'Г(г1' г2)^Ы^2,
[Vi + *S]G"(rI)= (11.76)
20 н. Мотт и Г. Месси
306 ГЛ. XI. НЕУПРУГИЕ СТОЛКНОВЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ С АТОМАМИ
Функция ? является решением волнового уравнения для всей системы,
состоящей из атома и падающего электрона. Для решения уравнений (11.76)
мы должны, подобно тому как это было сделано в гл. X, § 6, подставить в
правую часть этих уравнений какую-либо приближенную форму функции ?.
Положим
? = F0{ri) % (r2) + Fn (гг) ф" (г2) + Gn (г.) ф" (п). (И .77)
Здесь функция F0 (г) описывает падающую и рассеянную волны и, как было
показано в 2'л. II, является решением уравнения
(v4-A2--^F0o)f0 = O. (11.78)
Заметим, что приближение (11.77) несколько отлично от того приближения,
которым мы пользовались в гл. X, § 6, при рассмотрении упругих
столкновений. Появление членов, содержащих ф", обеспечивает в правой
части уравнений (11.76) присутствие всех диагональных элементов FSJ
энергии взаимодействия. Из недиагональных матричных элементов V0n
останутся только относящиеся к исходному состоянию атома.
Подставляя функцию (11.77) в уравнения (11.76) и пользуясь тем же
методом, что и ири рассмотрении упругих столкновений, получаем уравнение
.
[я + ". - т? Vnn (Г,) ] U7. (Г,) ± G" (rj] =
= -n? {S (тr-ns) 1^(ЫЬ(Ы"(Ы±
± Fo (гг) ФоО^) ф? (Г2) + {Gn (r2) ± Fn (г,)} Ф" (гг) ф* (г2)] *2}.
(11.79)
Присутствие третьего члена в правой части этого уравнения делает
следующее приближение затруднительным, за исключением случая быстрых
Предыдущая << 1 .. 96 97 98 99 100 101 < 102 > 103 104 105 106 107 108 .. 160 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

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

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed