Слейтера потенциал

Эв равен 1,60-10" эрг, что соответствует 23,066 ккал/моль). Конкретные значения зависят от размеров атомов и от заряда ядра, экранированного промежуточными электронами (см. правила Слейтера, стр. 23). Для ионизации атомов с близкими эффективными зарядами ядер требуется тем меньшая энергия, чем больше размер атома. В свою очередь, чем больше заряд иона, от которого отрывается электрон, тем выше потенциал ионизации. Наконец, потенциал ионизации сильно зависит от электронной конфигурации й отчетливо обнаруживается повышенная устойчивость заполненных или наполовину заполненных оболочек. [c.38]

Эффективный заряд ядра 4,55 (по Слейтеру), 4,45 (по Клементи), 4,04 (по Фрезе-Фишеру) Стандартный потенциал восстановления Е°, В [c.86]

Метод Хартри — Фока используется для расчета распределения электронной плотности, орбитальных энергий и других физических характеристик в атомах и молекулах. В орбитальном приближении часто вместо сложно выражаемых АО Хартри — Фока применяют простые и хорошо аппроксимирующие их АО Слейтера. Наглядную картину многоэлектронного атома можно нарисовать на основе обобщения результатов квантовомеханических расчетов. Мысленно можно выделить в Л/-электронном атоме один рассматриваемый электрон. Остальные N — 1 электронов вместе с ядром составят атомный остов. Реальный потенциал, действующий на данный электрон, можно заменить суммой потенциала ядра и усредненного потенциала остальных N — 1 электронов. Эффективный заряд, действующий на электроны (2зфф), можно рассчитать, например, по правилам Слейтера. Эффективные заряды ядер атомов, по Слейтеру, приведены ниже. [c.35]

Эффективный заряд ядра 3,60 (по Слейтеру), 10,12 (по Клементи), 14,62 (по Фрезе-Фишеру) Стандартный потенциал восстановления Е°, В [c.158]

Эффективный заряд ядра 6,95 (по Слейтеру), 10,81 (по Клементи), 13,51 (по Фрезе-Фишеру) Стандартный потенциал восстановления Е°, В [c.188]

Причина быстрого увеличения потенциала ионизации при переходе от элементов группы I к группе О (благородные газы) заключается в том, что при каждом добавлении единицы ядер-ного заряда, связывающего внешние электроны в атоме, этот заряд лишь частично экранируется добавляемым электроном. Концепция эффективного заряда ядра в первые годы развития квантовой химии была общепринята при расчетах приближенных атомных волновых функций, и Слейтер дал правило вычисления величин эффективных зарядов. В табл. 4.3 приведены эффективные заряды ядра для 25- и 2р-электронов атомов [c.55]

Электронные оболочки валентно-несвязанных атомов взаимно отталкиваются. Силы дисперсионного притяжения между парой валентно-несвязанных атомов уравновешиваются отталкиванием электронных оболочек. Это отталкивание было аппроксимировано Леннард-Джонсом введением слагаемого, обратно пропорционального т-й степени расстояния [47]. Слейтер [48] описал отталкивание экспоненциальной функцией, которая была модифицирована Букингемом [49] и носит его имя. В расчетах белков наиболее часто используют аппроксимацию Леннард-Джонса с /и= 12. С учетом лондоновского члена для дисперсионных сил [45] это приводит к простому в вычислительном отношении потенциалу 6—12, пример которого приведен на рис, 3.1. Оба параметра, необходимых для определения этой функции, описаны в подписи к рисунку. Потенциал на рис. 3.1 имеет минимум в отрицательной области ири расстоянии. Поэтому атомы слабо связаны на этом расстоянии (Е — энергия притяжения). [c.39]

Интегрирование в (2.103) включает суммирование по спиновым переменным электрона (2), в результате остается только вклад от спин-орбиталей ф/ с тем же направлением спина, что и для фг. Слейтер отмечает [217], что хФ - можно интерпретировать как потенциал, обусловленный удалением единичного электронного заряда из области, окружающей электрон (1). Плотность этого за- [c.91]

Такая система зачастую хорошо описывается посредством модели независимых частиц (модель центрального поля, оболочечная модель, модель молекулярных орбита-лей). Каждый электрон здесь движется более или менее независимым образом под действием потенциала, который есть комбинация ядерного и внешнего потенциалов, а также некоторого усредненного потенциала, создаваемого другими электронами. Волновой функцией в такой модели будет тогда один-единственный детерминант Слейтера (или, если это диктуется соображениями симметрии, суммой нескольких таких детерминантов). Он образован из набора спин-орбиталей, описывающих движение индивидуальных частиц. [c.60]

В атомной теории известен подход, предложенный Слейтером [76] и связанный с упрощенным статистическим учетом обменного взаимодействия между электронами. Обменный потенциал, действующий в молекуле на каждый электрон, аппроксимируется потенциалом однородно заряженной сферы. Предполагается, что плотность заряда внутри этой сферы повсюду совпадает с плотностью заряда р (1), создаваемой в точке расположения рассматриваемого электрона только теми электронами системы (включая и данный электрон), которые обладают одинаковым с ним направлением спина. Радиус сферы определяется тем условием, что она должна содержать единичный заряд, т. е. [c.42]

Использование для обменного потенциала приближенного выражения (1.135] приводит к замене уравнений Хартри— Фока уравнениями Хартри—Фока—Слейтера [c.42]

Вторая идея АГ -метода рассеянных волн заимствована из физики твердого тела [78, 79]. Согласно этому методу, локальный потенциал уравнений Хартри—Фока —Слейтера, включающий статистический учет обмена, [c.43]

Аппроксимация молекулярного потенциала (1.138) указанным модельным потенциалом позволяет искать решения уравнений Хартри—Фока—Слейтера в следующей форме [c.44]

Разумеется, использование описанного выше модельного потенциала представляет собой лишь грубое приближение к учету истинного молекулярного потенциала (даже в аппроксимации Хартри—Фока—Слейтера) и, как показывают конкретные расчеты, приводит к удовлетворительным результатам лишь для высокосимметричных молекул, В связи с этим намечаются следующие направления усовершенствования метода рассеянных волн [c.46]

Эффективный заряд ядра 3,30 (по Слейтеру), 4,98 (по Кл(менти), 6,65 (по Фрезе-Фишеру) Стандартный потенциал восстановления Е°, В [c.40]

Радиус, пм Н 154, атомный 78, ковалентный 30, вандерваальсов 120 Н 10 Электроотрицательность 2,20 (по Полингу), д.о. (по Оллреду), 7,18 эВ (абсолютная) Эффективный заряд ядра 1,00 (по Слейтеру), 1,00 (по Клементи), 1,00 (по Фрезе-Фишеру) Стандартный потенциал восстановления Е°, В [c.44]

Радиус, пм Ре 82, Ре " 67, атомный (а-форма) 124,1, ковалентный 116,5 Электроотрицательносгь 1,83 (по Полингу), 1,64 (по Оллреду), 4,06 эВ (абсолютная) Эффективный заряд ядра 3.75 (по Слейтеру), 5,43 (по К/ементи), 7,40 (по Фрезе-Фишеру) Стандартный потенциал восстановления Е°, В [c.64]

Радиус, пм Sb 62, Sb 89, ковалентный 141, атомный 182, вандерваальсов 220 Sb 245 Электроотрицательность 2,05 (по Полингу), 1,82 (по Оллреду), 4,85 эВ (абсолютная) Эффективный заряд ядра 6,30 (по Слейтеру), 9,99 (по Клементи), 12,37 (по Фрезе-Фишеру) Стандартный потенциал восстановления Е°, В [c.182]

Эффективный заряд ядра 6,10 (по Слейтеру), 6,12 (по Клементи), 6,79 (по Фрезе-Фншеру) Стандартный потенциал восстановления Е°, В VII V III I 0-1 [c.212]

Думается, что формулировка и разработка расчетных схем ССП—Ха—МО для молекул и комплексов была логически неизбежной так же как метод МО ЛКАО Хартри — Фока — Рутана начинает применяться в зонных расчетах твердых тел, так и потенциал Ха, хорошо зарекомендовавщий себя при расчетах твердых тел, должен был пройти стадию апробации в расчетах молекулярных структур. Подобная преемственность особенно отчетливо проявляется в формализме расчетной методики Ха — РВ, предложенной Слейтером и Джонсоном [217]. Несколько иные подходы к формулировке расчетной схемы ССП—Ха—МО были развиты в работах Бае-рендеса и др. [218] и Самбе и Фелтона [219] фактически здесь в той или иной форме используется приближение ЛКАО с тем отличием от обычной схемы МО ЛКАО Хартри — Фока — Рутана, что для описания обменных взаимодействий вводится усредненный локальный потенциал. Последнее, во-первых, позволяет существенно упростить вычислительную процедуру (подробнее об этом будет сказано ниже), а, во-вторых, прямо сводит задачу на одноэлектронный уровень, что проявляется во многих аспектах применения метода. [c.90]

Наконец, в разд. 4 описаны соотношения между плотностью энергии и зарядовой плотностью и, в частности, обсуждена об- бщепная дифференциальная форма теоремы вириала. Если юлекула описывается модельным потенциалом , таким, как 1аффин-тин-модель Слейтера и Джонсона или суперпозицион-1ый потенциал Андерсона, то для плотности одночастичной ки-[етической энергии возможны некоторые упрощения, которые озволяют установить соответствие определенной кинетической нергии и определенного фрагмента молекулы. [c.135]

Изложенная закономерность в строении электронных оболочек позволяет понять, почему валентные электроны элементов, расположенных в периодической системе в начале периодов, связаны с ядрами плохо и их сравнительно легко удалить, а те же электроны в атомах на конце периодов привязаны прочно и удаляются с трудом. Простая оценка по приведенным правилам Слейтера показывает, что в атоме щелочного металла валентный электрон находится, грубо говоря, в поле единичного положительного заряда, а в атоме галогена — в поле пяти положительных нескомненсиро-ванных зарядов. Поэтому при продвижении вдоль периода размеры атома и сродство его к электрону убывают, а потенциал ионизации растет [10, 31—36]. [c.20]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология