Потенциал жесткий

Потенциал жестких сфер [c.174]

Потенциал жестких упругих сфер может быть получен как следствие особого случая потенциала с обратной степенью, когда п- оо. Почти все выведенные ранее формулы можно [c.179]

Потенциал Сюзерленда представляется полезным благодаря тому, что эта модель при выборе т = 6 дает теоретически правильную асимптотическую форму потенциальной кривой для больших значений г. Отталкивательная часть потенциала — жесткая сфера— нереальна, однако это часто несерьезный дефект при высоких температурах. [c.186]

Суперпозиция потенциала жестких сфер и зависящего от ориентации потенциала. Самая простая модель получается внесением точечных диполей или квадруполей в центры жестких сфер. В качестве более совершенной модели могут быть рассмотрены электрически поляризующиеся сферы. В частном случае г>ст аналитические выражения для указанных моделей записываются следующим образом [c.226]

Сравнение параметров потенциала жестких сфер, рассчитанных из различных [c.262]

Потенциал жесткой сферы, основанный на следующих допущениях силы притяжения отсутствуют, а силы отталкивания бесконечно велики, если молекулы со- [c.89]

Третий и последующие вириальные коэффициенты были оценены, исходя из нескольких потенциальных функций. Библиографические данные о таких расчетах содержатся в работе [106]. Потенциал жесткой сферы был применен для расчета вириальных коэффициентов вплоть до седьмого, результаты этих расчетов помещены в табл. 1.24. Точное вириальное уравнение, выведенное из потенциала жесткой сферы, приведено в первой строке табл. 1.25, в которой также показаны сте- [c.92]

Потенциал является жестким, если V (5) изменяется от минимального значения до бесконечности, и мягким, если V (5) изменяется от максимума до нуля. Отметим, что потенциал жесткого ядра, рассмотренный в задаче 5.4, включается в класс жестких потенциалов, так как для него V (5) возрастает как для больших Для взаимодействий по закону обратной степенной зависимости (см. задачу 4.39) С и при N функция V (5) является монотонно возрастающей функцией 5, изменяющейся с ростом от своего минимального значения V (0) до бесконечности. Следовательно, взаимодействия такого рода относятся к классу жестких потенциалов. Для N <С,Ъ частота V (5) монотонно убывает от своей максимальной величины V (0) до нуля, когда неограниченно растет (рис. 5.3). Для особого случая максвелловских молекул N = Ъ иг = Го не зависит от I. [c.290]

Рис. 3.6.2. Вид временной корреляционной функции С (t) для жидкости с потенциалом взаимодействия частиц в виде потенциала Леннарда-Джонса (7) или потенциала жестких эллипсоидов (2) [224, 228]

Рис. 2.1. Общий вид потенциалов невалентных взаимодействий а — функция, не имеющая разрыва производных (пунктиром показан ложный максимум, характерный для потенциала 6-ехр) б — стенка бесконечной высоты При г г (потенциал жестких сфер).

Метод расчета третьего вириального коэффициента для любого потенциала, который может быть представлен в виде суммы обратных степеней, и потенциала жестких сферических центров был разработан Алдером и Поплом [151]. Этот метод может быть обобщен на случай включения зависящих от ориентации членов, квантовых эффектов, смесей молекул, однако подробные расчеты до настоящего времени не были выполнены. Мак-Квари и Левин [151а] выполнили расчеты второго и третьего вириальных коэффициентов применительно к системе неполярных аксиальных молекул. [c.235]

Третий вириальный коэффициент для разнородных молекул исследовался только в случае парной аддитивности центральных сил. Для других случаев интегрирование представляет собой достаточно сложную задачу. Для случая парно аддитивных сил Кихарой [190а, б] детально рассматривалась лишь прямоугольная потенциальная яма. Получаемые при этом формулы слишком громоздки, поэтому здесь они не приводятся. Ниже рассматриваются результаты для потенциала жестких сфер, являющегося [c.253]

Наконец, при дальнейшем уменьшении лм1. обнаруживается принципиальный дефект этой модели Е уменьшается до —не проходя через минимум при равновесном расстоянии металл — лиганд (л = Гра ). Таким образом, из модели следует, что лиганд должен упасть на катион. Эту трудность преодолевают, дополняя модель потенциалом отталкивания т — функцией, ведущей к резкому возрастанию энергии при лм1,—>-0. Наиболее употреби-гельны так называемый потенциал жестких сфер, который равен нулю при г>Граш1 И +00 —при г<Г ,ат,, И иотсициалы вида [c.51]

Чтобы задать потенциал жестких сфер, нужно знать Грави, а для задания остальных потенциалов отталкивания — коэффициенты в уравнениях (2.1) —(2.2), значение же Гранн в этом случае получается из условия ( <9 /drj г = гра = 0. Коэффициенты в (2.1)—(2.2) не всегда удается оценить правильно, если исходить только из характеристик индивидуальных частиц. [c.51]

Если задан потенциал жестких сфер, то предсказываемая энергия системы равна + дис1г, т. е. сумме электростатической энер- ии и дисперсионных поправок при Л = Л , ,Н1Г- При других формах потенциала отталкивания предсказываемая энергия по модулю меньше + диси- Таким образом, модель мультипольных взаимодействий, дополненная дисперсионными поправками и потенциалом отталкивания, неспособна прогнозировать энергии взаимодействия, превосходящие пл + ди( и- [c.51]

Накамура, Бридвельд и Праузниц [509] вывели уравнение для потенциала жесткой сферы, имеющее следующий вид [c.94]

Ишивака, Чанг и Лу [369] предложили более простой, чем в уравнении потенциала жесткой сферы, член, учитывающий действие сил отталкивания. Разработан- [c.94]

Таблицы численных решений этого уравнения включены, например, в книгу [106] [(приложение Ж)], которая также содержит список литературы по вопросам расчетов виpиaJ ьныx коэффициентов на основе различных потенциальных функций. Применяя потенциал жесткой сферы [c.94]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология