Отрицательный молекулярный ион в сильном электрическом поле

• Автор: Борзунов, Сергей Викторович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2011
• Место защиты: Воронеж
• Количество страниц: 100 с. : ил.

Содержание
Список основных обозначений и аббревиатур
Введение
Обзор литературы
Глава 1. Метод эффективного радиуса для электрона в поле N короткодействующих центров и внешнем иоле
1. Основные соотношения теории эффективного радиуса для системы во внешнем поле
1.1. Постановка задачи
1.2. Формализм квазистационарных состояний
1.3. Приближение эффективного радиуса для одноцентровой задачи
1.4. Модель молекулярного иона
1.5. Метод эффективного радиуса для N атомных центров .
2. Обобщение метода эффективного радиуса для электрона в поле двух «-центров п монохроматическом световом поле
2.1. Квазистационарные квазиэнергетические состояния
2.2. Уравнение для комплексной квазиэнергии двухцентровой в — в системы в сильном световом поле
3. Выводы к первой главе
Глава 2. Молекулярный ион с двумя я-центрами в постоянном электрическом поле
1. Электронные термы системы с идентичными в-центрами
1.1. Точные уравнения для комплексной энергии

1.2. Сравнение с результатами предыдущих работ
1.3. Теория возмущений по обменному взаимодействию
1.4. Качественное сравнение с результатами численного решения уравнения Шрёдингера
2. Двухцентровая система с неэквивалентными я-центрами
3. «Зигертовскис» состояния
4. Выводы ко второй главе
Глава 3. Молекулярный ион с 5 и р-центрами в постоянном электрическом поле
1. Электронные термы двухцентровой в — р системы
2. Общие соотношения теории эффективного радиуса для расчета поляризуемости в — р системы
3. Штарковский сдвиг уровней и поляризуемость я — р системы:
аналитические и численные результаты
4. Штарковский сдвиг уровней р — р системы
5. Выводы к третьей главе
Заключение
Приложение А. Матричные элементы (1.18), (1.19)
Приложение Б. Функция Грина электрона в электрическом поле '
Приложение В. Функция Грина электрона в постоянном электрическом поле и её асимптотики
Литература
Список аббревиатур и основных обозначений
УШ — уравнение Шрёдингера
ФГ — функция Грина
ЭР — эффективный радиус
1—1'-система — система двух короткодействующих атомных центров,
поддерживающих слабосвязанные состояния электрона с моментами импульса / и V, соответственно е — комплексная энергия, e = Ree —
Г — ширина (или вероятность распада) уровня
■*/W(r) — волновая функция электрона с моментом импульса I
и его проекцией т F — напряжённость электрического поля
R — межъядерное расстояние
в — угол между осью симметрии молекулярной системы и
вертикальной осью U (г) — атомный потенциал
CKi — безразмерный асимптотический коэффициент
в волновой функции одноцентрового состояния öi(k) — фаза рассеяния
щ — длина рассеяния
г/ — эффективный радиус
Eq = — энергия связанного одноцентрового состояния
Ge(г, г7) — стационарная функция Грина электрона во
внешнем поле
А, т. — матричные элементы в матрице системы
уравнений (1.21)
d iv — постоянный дипольный момент I — /'-системы

где (?2(я-5) _ биномиальный коэффициент, а 3А1 - обобщенная гипергеометри-ческая функция. Разложение матричного элемента Ми,к' в аналогичный ряд можно найти в [5] 1:
М*,= (-£)',* £
3=Ь,к' 1/
у ( 4црУ (-1)р[е + рсн + (А; + п ^
V и + 5+р)и + 8+р)}
Хорошо известно, что в отсутствие внешнего поля обменное взаимодействие в молекуле экспоненциально затухает с ростом Д [46] (см. последнее слагаемое в (1.13)), однако ситуация кардинально меняется в сильном световом поле. Действительно, следуя соотношению (1.52), «обменные» матричные элементы 1Ук,к>,х определяются как экспоненциально затухающими (с ростом Д) слагаемыми в закрытых каналах фотоионизации Г1е (б + пи) < 0, так и осциллирующими (по Д.) слагаемыми в открытых каналах Яе (ё+пи) > 0. Очевидно, с ростом Д только осциллирующие слагаемые дают вклад в матричный элемент Щ,к’д и, в принципе, могут приводить к новым интерференционным явлениям во взаимодействии молекулы с сильным световым полем.
В качестве примера использования изложенных результатов рассмотрим динамическую поляризуемость молекулярного иона, ось которого перпендикулярна напряженности светового поля. Как обсуждалось выше, функции /(1,2)(£) содержат коэффициенты Фурье только одной четности, которые в пределе слабого поля степенным образом зависят от напряженности светового поля /Р’2^ ~ Д1*1. В соответствии с (1-45) и (1.53), разложение матричных элементов Мк.к' и Атк,к' в ряд по А начинается со степеней ~ рк-к'+2Ь,ь'. Поэтому для вычисления динамической поляризуемости достаточно рассмот-
1 В работе [5] был допущен ряд опечаток в записи матричного элемента М*, которые исправлены в выражении (1.53).