Теплофизические свойства атомарных веществ в экстремальных условиях : сверхвысокие давления, температуры, внешние поля

• Автор: Петров, Юрий Васильевич
• Шифр специальности: 01.04.14
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2006
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 207 с. : ил.

Глава I. МОЛЕКУЛЯРНЫЙ КРИСТАЛЛ ВОДОРОДА ПРИ ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЯХ.

1. Кластерное разложение энергии молекулярного кристалла водорода

2. Молекулярный кристалл водорода в многочастичном приближении

3. Изотопы водорода в твердой молекулярной фазе при высоких давлениях

Глава II. КРИСТАЛЛЫ ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ В МЕГАБАРНОЙ ОБЛАСТИ.

1. Статические и упругие свойства твердого гелия при высоких давлениях

2. Низкотемпературное уравнение состояния твердого неона в области мегабарных

давлений
3. Иерархия давлений фазового перехода диэлектрик-металл легких молекулярных кристаллов

Глава III. ДИНАМИКА РЕШЕТКИ КРИСТАЛЛОВ ПРИ ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЯХ.

1. Функционал Томаса-Ферми и статические термодинамические функции кристалла при высоких давлениях
2. Фононный спектр кристаллов при высоких давлениях
3. Колебательные термодинамические функции в области высоких давлений
Глава IV. ТВЕРДЫЕ ТЕЛА ПРИ ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЯХ В СИЛЬНЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ.
1. Функционал энергии кристалла в области высоких давлений и сильных магнитных полей
2. Статическая энергия твердых тел при высоких давлениях в сильном магнитном поле
3. Динамика решетки кристаллов, находящихся в сильных магнитных полях,
в области высоких давлений
Глава V. СИЛЬНО НЕРАВНОВЕСНАЯ ЭЛЕКТРОН-ФОНОННАЯ СИСТЕМА МЕТАЛЛА.
1. Неравновесная электрон-фононная система твердого тела, возникающая под действием ультракоротких лазерных импульсов
2. Свободная энергия металлического кристалла при высоких давлениях
3. Динамика решетки металла в зависимости от электронной температуры
4. Термодинамические функции фононного спектра металла в зависимости от электронной температуры
5. Обмен энергией между электронами и решеткой в металле, находящемся под действием фемтосекундных лазерных импульсов

Глава VI. ПОТЕНЦИАЛЫ ИОНИЗАЦИИ АТОМОВ И ИОНОВ И ЭНЕРГИИ ДИССОЦИАЦИИ МОЛЕКУЛ И МОЛЕКУЛЯРНЫХ ИОНОВ В НЕИДЕАЛЬНОЙ ПЛАЗМЕ.
1. Уровни энергии в потенциале Хюльтена с учетом центробежной энергии
2. Теория возмущений для центробежного члена с потенциалом Хюльтена
3. Снижение потенциалов ионизации атомов щелочных металлов и инертных газов
4. Энергии диссоциации и потенциалы ионизации молекул и молекулярных ионов в водородной плазме
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Поведение вещества при экстремально высоких значениях характеризующих его параметров, таких, как давление, температура или воздействующих на него внешних полей всегда было предметом интенсивных исследований. В последнее время даже экспериментальные исследования в лабораторных условиях вторгаются в область таких больших энергий (порядка ГэВ на фундаментальную частицу) при больших плотностях (порядка Фм3 на частицу), в которой невозможно уже существование связанных за счет сильных взаимодействий состояний кварков (адронов) и осуществляется состояние кварк-глюонной плазмы. Такие исследования представляют интерес в космологии, моделируя ранние стадии развития Вселенной. Но и более умеренные значения плотности энергии, при которых не только существуют адроны, а значит, и атомные ядра, но вещество сохраняет свою атомную структуру, образуя за счет электромагнитных взаимодействий связанные состояния электронов и ядер, представляют значительный интерес. Это важно и для астрофизических исследований таких объектов, как звезды и планеты, и в лабораторных исследованиях по сильному сжатию вещества, например, при инерционном термоядерном синтезе, создании новых материалов. Экспериментальные лабораторные исследования ведутся с применением как динамического, ударно-волнового сжатия [1,2], так и статического, при самых больших, мегабарных, давлениях - на алмазных наковальнях [3,4]. Эксперименты по ударному сжатию, как и статическое сжатие, дают возможность получения уравнений состояния конденсированных тел в области высокой плотности энергии и другие их термодинамические характеристики [5-7], изучать полиморфные превращения в твердых телах под влиянием давления [8-12], вызванные изменеием электронных спектров в них.
Естественным объектом изучения в области больших сжатий является водород, простейший химический элемент, атом и молекула которого являются эталонами соответствено в атомной физике и физике молекул. Теория атома водорода вообще допускает точное решение, а наиболее совершенные приближенные методы для молекулы водорода имеют очень высокую точность, так что рассчитанные с их помощью величины совпадают с самыми строгими экспериментальными результатами. Интерес к исследованию водорода при больших давлениях обусловлен и тем, что

Е(у) будем вычислять аналогично Е°(у) в кластерном приближении с учетом неаддитивных трехчастичных взаимодействий. При вычислении неаддитивного трехчастичного вклада будем принимать во внимание следующие имеющие форму равнобедренных треугольников кластеры:
а) кластеры, конфигурацией которых в ГЦК решетке являются правильные треугольники со стороной, равной расстоянию между ближайшими соседями До (их полное число для выбранного как центр атома 0 на Рис.8 равняется 24)
б) кластеры, которые в ГЦК решетке имеют конфигурацию прямоугольных равнобедренных треугольников с катетом До и соответственно гипотенузой ао = До а/2 (число таких кластеров, содержащих атом 0, равняется 36).
При тетрагональной деформации все эти кластеры, вносящие основной вклад в неаддитивное трехчастичное взаимодействие, сохраняют форму равнобедренных треугольников (но с новыми боковой стороной Д и основанием X, т.е. с изменяющимся углом при вершине), и в этом состоит преимущество тетрагональных деформаций при нашем рассмотрении. Расчеты показывают, что отрицательный вклад в Е(у) от таких равнобедренных треугольников, как (0,5,6), пренебрежимо мал и вдобавок почти полностью компенсируется положительным вкладом от кластеров линейной конфигурации типа (0,4,5). Окончательно различные члены кластерного разложения энергии деформированного кристалла на атом могут быть записаны в следующем виде:
Д2(£,7) = 4е(0,1) + 2е(0,3) + 2е(0,7) + е(0,8), (94)
7) = 8е(0,1,2) + 4е(0,1,4) + 4е(0,1,5) + 4е(0,3,6). (95)
Раскладывая Д2(£, 7) из(94) в ряд по £ и 7 и сравнивая результат этого разложения с равенством (93), получаем упругие модули первого и второго порядка в приближении парного взаимодействия:
«4* = °) = 2До4(До) + ао4(ао), (96)
УС{Ху = ^(о,о) = Д&'(До) + Яо4(Яо), (97)
«^, = ^(0,0)-^(0,0)
(98)
= Д^4(До) + По£,/(ао) - #о4Ы - ао4(7?о).