Товаров:
На сумму:

Электронная библиотека диссертаций

Доставка любой диссертации в формате PDF и WORD за 250 руб. на e-mail - 20 мин. 800 000 наименований диссертаций и авторефератов. Все авторефераты диссертаций - БЕСПЛАТНО

Расширенный поиск
Интерференционная теория одноэлектронных квазистационарных состояний и обратная задача этой теории
  • Автор:

    Мигаль, Юрий Федорович

  • Шифр специальности:

    02.00.04

  • Научная степень:

    Докторская

  • Год защиты:

    1998

  • Место защиты:

    Ростов-на-Дону

  • Количество страниц:

    260 с.

  • Стоимость:

    250 руб.

Страницы оглавления работы


СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
1. МНОГОЦЕНТРОВЫЕ СИНГУЛЯРНЫЕ РЕШЕНИЯ В КВАНТОВОЙ ТЕОРИИ РАССЕЯНИЯ
1.1. Асимптотические условия
1.2. Многоцентровое и одноцентровое представления сингулярных решений. Каналы рассеяния
1.3. Сингулярные решения в случае нулевого потенциала
1.4. Сингулярные решения в случае МТ — потенциала
1.5. Многоцентровые решения Йоста и Б —матрица.
Аналитические свойства сингулярных решений
1.6. Выводы
2. СИСТЕМЫ ТОЧЕЧНЫХ РАССЕИВАТЕЛЕЙ
2.1. Общий вид волновой функции в системе ТР
2.2. Система из двух ТР. Нерезонансное решение
2.3. Система из двух ТР. Резонансное решение
2.4. Система из четырех ТР
2.5. Взаимовлияние резонансов
2.6. Система из восьми ТР. Геометрические и
гибридизационные резонансы
2.7. Периодическая цепочка точечных рассеивателей.
Образование энергетической зоны в цепочке
2.8. Системы из большого числа ТР
2.9. Выводы
3. СИСТЕМЫ ОБЪЕМНЫХ РАССЕИВАТЕЛЕЙ. МНОГОАТОМНЫЕ СИСТЕМЫ
3.1. Резонансы в прямоугольной и сферической кольцевой потенциальных ямах
3.2. Классификация резонансов формы
3.3. Принципы теории резонансов формы
3.4. Моделирование резонансов
3.5. Резонансы в двухатомных молекулах
3.6. Резонансы в Ц з — спектрах поглощения серы
3.7. Два вида резонансов формы в соединениях А1 В182(А1 =1л, Ка)
3.8. О расчетах резонансов методом МО ЛКАО
3.9. Выводы
4. ОБРАТНАЯ ЗАДАЧА В ТЕОРИИ МНОГОЦЕНТРОВЫХ РЕЗОНАНСОВ
4.1. Многоямная модель
4.2. Метод решения обратной задачи
4.3. Определение межатомного расстояния в молекуле N
4.4. Определение валентного угла в молекуле S
4.5. Метод регуляризации в решении обратной задачи
4.6. Молекула N2 с вакансией
4.7. Молекула N
4.8. Молекула CH3N
4.9. Твердотельное соединение NaNOz
4.10. Определение локальной структуры молекул, адсорбированных на поверхности твердых тел
4.11. Выводы
5. ОБРАТНАЯ ЗАДАЧА В ТЕОРИИ МНОГОЦЕНТРОВЫХ РЕЗОНАНСОВ: ПОСТРОЕНИЕ ЭМПИРИЧЕСКОГО
MUFFIN-TIN ПОТЕНЦИАЛА
5.1. Многопараметрическое представление МТ потенциала
5.2. Модифицированный потенциал Юкавы
5.3. Выбор числа варьируемых параметров
5.4. Зависимость характеристик многоцентровых резонансов
от радиусов валентных состояний отдельных центров
5.5. Зависимость характеристик многоцентровых
резонансов от формы потенциала отдельных центров
5.6. Моделирование ХфС — потенциала атома
потенциалом Юкавы, зависящим от /
5.7. Моделирование ХФС потенциала атома
многопараметрическим потенциалом Юкавы
5.8. Определение параметров модифицированного
потенциала Юкавы по данным эксперимента
5.9. Потенциал и волновые функции валентных
состояний атома меди
5.10. МТ — потенциал кристаллической меди

5.11. Определение параметра элементарной ячейки и одноэлектронного модельного потенциала соединения КС
5.12. Определение параметра элементарной ячейки и одноэлектронного модельного потенциала соединения CdS
5.13. Выводы
6. ПОЛЮСА S-МАТРИЦЫ И ОБРАТНАЯ ЗАДАЧА ДЛЯ
MUFFIN-TIN-МОДЕЛИ СО СФЕРОЙ ВАТСОНА
6.1. Сингулярные решения и полюса S—матрицы
для МТ—модели со сферой Ватсона
6.2. Молекула N2: обработка данных электрон —
молекулярного рассеяния
6.3. Молекула S02: обработка данных рентгеновского
спектра поглощения
6.4. Выводы
7. РАЗВИТИЕ ОДНОЦЕНТРОВОГО МЕТОДА СВЯЗАННЫХ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫХ УРАВНЕНИЙ
7.1. Описание метода. Учет гармоник с большими угловыми моментами
7.2. Расчет 2s —состояния атома кислорода в смещенной
системе координат
7.3. Выводы
8. МНОГОЦЕНТРОВЫЕ МЕТОДЫ ИНТЕГРИРОВАНИЯ УРАВНЕНИЯ ШРЕДИНГЕРА В СЛУЧАЕ МОЛЕКУЛЯРНОГО ОДНОЭЛЕКТРОННОГО ПОТЕНЦИАЛА ОБЩЕГО ВИДА
8.1. Основные уравнения
8.2. Разбиение пространства
8.3. Методы интегрирования уравнений. Преобразование к системе дифференциальных уравнений
8.4. Ортогонализация к функциям остова
8.5. Преобразование к системе алгебраических
уравнений
8.6. Сингулярные решения в случае произвольного многоцентрового потенциала при учете обмена и
ортогонализации
8.7. е — Н2—рассеяние
8.8. е — N2 — рассеяние: расчет в одноэлектронном

Сходство барьеров для системы из двух ТР и прямоугольной потенциальной ямы объясняет сходство рассеяния на них.
Введение центробежного барьера как проявление общего интерференционного эффекта возможно также в классическом случае рассеяния на сферически симметричном потенциале. Для этого нужно рассмотреть общую волновую функцию как бесконечную сумму в —волн, испускаемых точечными источниками, которые размещены по определенному закону на сфере или в объеме (см. формулу (1.11)).
Введение центробежного барьера в многоцентровой проблеме позволяет легко оценить размеры области подавления волновой функции при фиксированном значении к (это сферический интервал Р.<г<4/к) и, кроме того, энергетический интервал, в котором возможны резонансы формы (0<Е<1д. (1я.+ 1)/К2).
Обратимся теперь к системе ТР с неодинаковыми рассеивателями. Из (2.8) следует, что если отношение а,/ а2 близко к единице, то основной вклад в Тг вблизи системы по-прежнему вносит слагаемое с /= 1. Однако на больших расстояниях, когда кг>1 и ан <х2, основным членом ряда в (2.8) может стать член с /==0.
Например, если ах = 1.0538, а2 = 0.9485, и=1, то кг ==0.0217. При к = кг ф =0.97, (4 = 0.23, в точке г=211 э —компонента Тг равна 45, ар — компонента — 852. Таким образом, хотя на асимптотике в этом Случае преобладает э —волна, вблизи системы основным является слагаемое с 1=1. Система в этом состоянии окружена центробежным р —барьером, обеспечивающим задержку электрона. Преобладание же в —волны на асимптотике обусловлено тем, что распад состояния в основном осуществляется через безбарьерный в — канал.
На другом примере (рис. 2.1) покажем, что число 4, приписываемое волновой функции 44 по ее асимптотике, в общем случае не является константой при изменении к. На рисунке приведены фазы и плотность Рх для симметричной и несимметричной систем. (Здесь значение кг не мало и т|г ф к/2.) В случае симметричной системы во всем рассматриваемом диапазоне к одно из решений является в —решением, другое — р — решением. В случае несимметричной системы у одного из решений при малых к <40 >с!|, при к«кг эти величины сравнимы, при к>кг б0<с!1.

Рекомендуемые диссертации данного раздела

Время генерации: 0.102, запросов: 962