Геомагнитные и ионосферные возмущения в высоких широтах: сборник статей. Ленинград, 1973.

E 0-\-E' да E 0. В сумме по т остается лишь слагаемое т — 0. При этих предположениях легко видеть, что а ~ Т~Ч\ Это известный результат, который был получен в работе [7] при учете лишь основного колебательного уровня молекулярного иона. Если в качестве Фт (Д) выбраны функции гармонического осциллятора, а в качестве Ф е (Щ — функции (8), то для матрич­ ного элемента | (Фт(R) Фва+Е' (R)"} |2 после взятия интеграла по dR получим |<Фт (R) ФЕе+Е, (Д)> I2= t1 + ( ~ 1)МC0S (2^ + 2x»g)l’ где g = р — “j > a H m(g) — полиномы Эрмита. Поскольку мы рассматриваем не слишком высокие темпера­ туры, то очевидно, что основной вклад в а будут давать колеба­ тельные уровни молекулярного иона с небольшими квантовыми числами. Очень высокие колебательные уровни, кроме того, нет смысла рассматривать, так как гармоническое приближение для них будет неудовлетворительно. При рассмотрении низких колебательных уровней (маленькие ш) легко заметить, что если g ^> 1, то с хорошей точностью можно записать H 2m (g) да (2 g)2m. В этом случае расчет скорости диссоциативной рекомбинации сведется к вычислению интегралов типа СО j exp { - g 2( £ r + 1)} g2,n [1 + ( - 1 T cos (2P + 2x0g)], д т = ( ^ + 2т) Іг и поскольку g 1, то эти интегралы можно оценить следующим образом: СО j exp {—g2 ( щ г + l ) j • g2m [1 + (— 1)“ cos (2(3 + 2x0g )] dg д а X [ l + ( - i r c o s ( 2 p + 2aw-J]. (10) После выполнения всех выкладок для скорости рекомбинации получим 1 - в х Р { - ^ } ) ( ^ + 1 ) и х х 2 " Р { ~ ж - 2 т } ■ г “ "‘ I 1 + < -* > ■ 008 <2Р + 2 x' s ->l' < " ) т Эта формула показывает, что а, уменьшаясь с увеличением температуры, имеет не просто степенную зависимость. Этим,