WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

получить зависимость положения этой особенности от радиуса рассеивающего поля (рис. 3). Причем при увеличении радиуса эта особенность смещается в сторону больших энергий, а при уменьшении радиуса модельного потенциала — смещается в сторону меньших энергий.

При стремлении радиуса поля R к нулю фаза рассеяния переходит в кулоновскую. Таким образом, результаты модельных расчетов подтверждают дифракционный характер особенности в поведении фаз рассеяния.

Кроме того, в работе были получены фазы упругого рассеяния с использованием следующего локального параметрического потенциала, учитывающего поляризацию остова налетающим электроном:

Vpol = -, (14) (r2 + r2)где — дипольная поляризуемость, r0 —радиус действия потенциала.

Рис. 2. Зависимости фазы рассеяния от энергии для парПараметры подбирались таким образом, чтобы повециальной d-волны в различных приближениях. Модельные дение p-фазы наилучшим образом совпадало с поведерасчеты: 1 — кулоновское поле отталкивания, 2 — равномерно заряженный шар. Расчеты рассеяния на ОИ Li-: 3 —прибли- нием фазы в динамическом потенциале. При этом дижение Хартри, 4 — приближение Хартри-Фока, 5 —метод польная поляризуемость в вычислениях оказалась близуравнения Дайсона. кой к дипольной поляризуемости атома Li = 162 a.u., Журнал технической физики, 2005, том 75, вып. 28 В.В. Семенихина, В.К. Иванов, К.В. Лапкин а параметр r0 = 5.2 a.u. Результаты вычисления фазы с использованием параметрического потенциала (14) представлены на рис. 1 (кривая 4).

Результаты вычислений фазы рассеяния p- и d-волн в рамках уравнения Дайсона, т. е. с учетом динамической поляризации остова налетающим электроном, также представлены на рис. 1, 2. Видно, что учет поляризационного потенциала существенно изменяет поведение парциальных фаз рассеяния. Если для p-волны (рис. 1) его учет просто усиливает скачок фазы до величины порядка /2, то для парциальной d-волны (рис. 2) скачок фазы, достигающий величины /3 при энергии порядка 13.6 eV, получен практически только за счет влияния многоэлектронных эффектов. Однако для парциальных волн рассеяния высшей мультипольности влияние поляРис. 5. Зависимость полного сечения упругого рассеяния ризационного потенциала быстро ослабевает с ростом l.

электронов на ОИ лития от энергии: 1 — кулоновское Вычисление парциальных и полного сечений прополе отталкивания, 2 — равномерно заряженный шар, 3 — водились по формуле (1). Скачки фазы в p-волне приближение Хартри-Фока, 4 — учет поляризации в рамках практически не сказываются на парциальном сечении метода уравнения Дайсона.

рассеяния, однако меньший скачок фазы в d-волне заметно изменяет свое парциальное сечение рассеяния выше энергии 2.7 eV. На рис. 4 для сравнения показано парциальное сечение рассеяния d-волны, полученное в различных приближениях. Видно, что сечение, полученное с учетом многоэлектронных эффектов, имеет дополнительный интерференционный минимум при энергии 2.7 eV, при которой фаза d-волны приближается к значению. Аналогичная интерференционная структура проявляется и в полном сечении упругого рассеяния электронов на ОИ лития (рис. 5). Наибольшее отличие сечения, полученного по методу уравнения Дайсона, от хартри-фоковского наблюдается как раз при энергиях налетающих электронов 2.7-20 eV. Такое поведение свидетельствует о том, что при этих энергиях налетающего электрона существенными становятся эффекты, связанные с динамической поляризацией остова [11].

Рис. 6. Дифференциальное сечение упругого рассеяния электронов на ОИ при энергии электронов E = 5 (1), 15.5 (2), 36 eV (3).

Очевидно, что особенности в поведении фаз рассеянных волн должны проявиться сильнее для дифференциального сечения упругого рассеяния [6] d = 2 sin | f ()|2d, (15) где амплитуда рассеяния электронов на угол записывается обычным образом f () = (2l + 1) exp(2il) - 1 Pl(cos ). (16) 2ik l=Амплитуда рассеяния электронов максимальна при = 0 и спадает с увеличением, меняя при этом Рис. 4. Зависимость парциального сечения рассеяния от знак, так что в дифференциальном сечении проявляются энергии для d-волны в различных приближениях. Модельные дифракционные максимумы и минимумы.

расчеты: 1 — кулоновское поле отталкивания, 2 — равномерно заряженный шар. Расчеты рассеяния на ОИ Li-: 3 —прибли- Результаты расчетов дифференциального сечения жение Хартри-Фока, 4 — учет поляризации в рамках метода упругого рассеяния с учетом многоэлектронных эффекуравнения Дайсона. тов представлены на рис. 6. Основные особенности в диЖурнал технической физики, 2005, том 75, вып. Упругое рассеяние электрона на отрицательном ионе лития фракционной картине проявляются при тех же энергиях [5] Амусья М.Я., Чернышева Л.В. Автоматизированная система исследования структуры атомов. Л.: Наука, 1983. 182 с.

(на рис. 6 при 3.5 и 15.5 eV), при которых наблюдается [6] Mott N.F., Massey H.S.W. The Theory of Atomic Collisions.

немонотонность в поведении в p- и d-волн. ИнтенOxford, 1965. 759 p.

сивность дифракционных максимумов второго порядка [7] Бабиков В.В. Фазовые уравнения в квантовой механике.

оказывается больше интенсивности первого максимума М.: Наука, 1967. 256 с.

при этих энергиях электронов. Расчеты показывают [12], [8] Друкарев Г.Ф. Столкновение электронов с атомами и что учет динамической поляризации усиливает разницу молекулами. М.: Наука, 1978. 255 с.

в интенсивности максимумов первого и второго порядка.

[9] Цюлике Л. Квантовая химия. М.: Мир, 1976. 860 с.

При малых энергиях (E < 2.7eV) и энергиях выше [10] Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Квантовая механика. Нереля34 eV интенсивности максимума второго и последующих тивистская теория. М.: Наука, 1974. 754 с.

порядков всегда меньше интенсивности первого макси[11] Semenikhina V.V., Ivanov V.K., Ipatov A.N., Lapkin C.V. // мума.

Proc. SPIE. 2003. Vol. 5127. P. 41–43.

[12] Semenikhina V.V., Ivanov V.K., Lapkin C.V. // Proc. PSIE.

2004. Vol. 5400. P. 46–50.

Заключение Упругое рассеяние электронов на отрицательных ионах является еще малоизученной областью физики столкновений. Однако результаты исследований фотоотрыва электронов от отрицательных ионов и результаты по рассеянию электронов, полученные в настоящей работе, обнаруживают интересные эффекты. В частности, они показывают, что структурные особенности отрицательного иона приводят к немонотонности в поведении фаз p- и d-парциальных волн, которые являются следстием дифракции электронных волн на объеме конечного радиуса. Эти особенности не проявляются в рассеянии сферически симметричной s-волны. Расчеты показывают важность учета многоэлектронных корреляций в описании упругого рассеяния медленных электронов, в частности динамической поляризации электронов остова налетающей частицей. Возникновение дифракции электронов при рассеянии на отрицательно заряженных ионах приводит к существенным качественным изменениям в характеристиках рассеяния. Полученные результаты могут быть применены для изучения процессов рассеяния на других отрицательных ионах и различных отрицательно заряженных кластерах, в том числе и фуллеренов.

Эта работа выполнялась при поддержке гранта Министерства образования и науки (грант № E02-3.2-267), Швейцарского национального научного фонда (грант SNSF 7IP 062585) и INTAS (грант № 03-51-6170).

Авторы благодарны Р.Г. Полозкову, А.Н. Ипатову, Б.Д. Агапьеву и А.В. Королю за постоянные консультации при выполнении численных расчетов и полезные обсуждения.

Список литературы [1] Buckman S. Clark C.W. // Rev. Mod. Phys. 1994. Vol. 66 (2), P. 539–655.

[2] Ivanov V.K. // Rad. Phys. and Chem. 2004. Vol. 70 (1–3), P. 345–370.

[3] Хартри Д. Расчеты атомных структур. М.: ИЛ, 1960.

165 с.

[4] Gribakin G.F., Gul’tsev B.V., Ivanov V.K., Kuchiev M.Yu. // J.

Phys. B. 1990. Vol. 23 (24). P. 4505–4519.

Журнал технической физики, 2005, том 75, вып.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.