rzeczywistego potencjału &lt;gap&gt; w całym przedziale zmienności R, bo oznaczałby nieskończenie silne wiązanie cząsteczki w całość (paraboliczna studnia potencjału jest nieskończenie głęboka). Tymczasem wiemy, że dostarczenie cząsteczce odpowiednio dużej energii powoduje jej dysocjację, to jest rozpad na atomy. Rysunek 4.4 demonstruje, <br><br>Rys. 4.4. Krzywa energii potencjalnej dla stanu &lt;gap&gt; cząsteczki KLi: a) krzywa wyznaczona doświadczalnie; b) potencjał Morse'a; c) potencjał paraboliczny<br>&lt;gap&gt;<br>jak nieadekwatne jest takie przybliżenie. Zasadnicze cechy krzywej &lt;gap&gt; oddaje lepiej potencjał Morse'a, pokazany na tym samym rysunku. Jego postać funkcyjną, <br>&lt;gap&gt;<br>dyskutowaliśmy już w rozdziale 3. Zaletą potencjału Morse'a jest fakt, że także w jego przypadku radialne równanie Schrödingera można rozwiązać