Автореферат (1143483), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Найдено аналитическое решение уравнения Шредингера дляаттосекундных импульсов, на основе этого решения рассчитаны неупругие процессы в атомах и рассеяние на таких импульсах [А25, А27]. Также рассмотренаионизация атома в сильном 2 модовом квантованном электромагнитном поле[A30], показано, что такие поля генерируют интенсивные квантово-запутанныефотоны [32].В разделе 5.1 развита теория по расчёту спектров переизлучения сложныхатомов при взаимодействии с ультракоротким импульсом электромагнитногополя [А15, A31]. В полученном выражении есть спектры переизлучения длянекогерентных (∼ N ) и когерентных частей спектра (∼ N 2 ), где N - числоэлектронов в атоме.
Показано, что спектр существенно зависит не только от22числа электронов в атоме, но и от распределения электронной плотности в нем.Выражение имеет вид22()dW| f0 (ω) |=N G(ω, n, n0 ) + N (N − 1)F (ω, n, n0 ) ,dΩk dω(2π)2 c3 ω(18)где F (ω, n, n0 ) и G(ω, n, n0 ) - полученные аналитические функции.В разделе 5.2 приведён вывод выражения по расчёту спектров переизлучения ультракоротких импульсов электромагнитного поля произвольныминаносистемами, составленными из изолированных сложных атомов [A12, A13].Итоговое выражение будет следующим22(| f0 (ω) |dW=N Ne G(ω, n, n0 ) + N Ne (Ne − 1)F (ω, n, n0 ) +dΩk dω(2π)2 c3 ω)+Ne2 Q(ω, n, n0 )gN (p) ,(19)гдеgN (p) =Xa,b(a6=b)ip(Ra −Rb )e=Xa,bip(Ra −Rb )e−N =|XeipRa |2 − N,(20)aОтметим, что число атомов N в системе произвольно, в частности, при N =1 формула (19) описывает спектр переизлучения одного атома.
F (ω, n, n0 ),G(ω, n, n0 ) и Q(ω, n, n0 )- рассчитанные функции. Фактор gN (p) - отвечает заинтерференцию и максимум этого выражения gN (p) = N 2 − N .Также рассмотрены различные наносистемы, где фактор gN (p) рассчитан в аналитическом виде. На основе этого фактора проведён анализ спектровпереизлучения на рассмотренных наносистемах.В разделе 5.3 развита теория переизлучения ультракоротких импульсовэлектромагнитного поля регулярными многоатомными системами, составленными из одинаковых сложных атомов с учетом хаотических тепловых колебаний [A23].
Показано, что учет тепловых колебаний приводит к заметнымизменениям "дифракционных"максимумов, характерных для регулярных мишеней с неподвижными атомами. В качестве примера рассмотрена одномернаярешетка и проведено обобщение на двухмерные и трехмерные решетки.
Общее23выражение по расчёту спектра такое же, как и для спектра без учёта тепловыхколебаний, за исключением фактора< gN (pd) >=X00e−ip(Ra −Rb ) ×R0a ,R0b (a6=b)()X (pes )2×exp −(2 < ns >T +1)sin2 [k(R0a − R0b )/2] ,NMωss(21)где < ns >T = (exp(ωs /T ) − 1)−1 - среднее число фононов, R0a - радиус-векторравновесного положения атома с номером a в мишени, s индекс моды нормальных колебаний, es - единичные векторы поляризации перпендикулярные волновому вектору k. Например, приведём рисунок 6, который показывает каксильно меняют спектр тепловые колебания одноатомной цепочкиРис. 6. Зависимость интерференционного фактора < gN (pd) > c учётом тепловых колебаний,от безразмерного параметра pd при v = 5km/s, для атомов углерода и при трех значенияхтемпературы, в градусах Кельвина, при межатомном расстоянии d = 2, а также результатырасчета без учета тепловых колебаний - тонкая сплошная линия; три более толстые сплошныелинии соответствуют росту температуры: толще линия - больше температура.В разделе 5.4 рассмотрено влияние присутствия дефектов в наноструктурированных мишенях на интерференционные спектры при переизлучение аттосекундных импульсов электромагнитного поля [А24].
Получены общие выражения для расчетов спектральных распределений одномерными, двухмернымии трехмерными многоатомными наносистемами, составленными из одинаковыхсложных атомов с дефектами типа изгибов, вакансий и разрывов. В качестве24примеров, допускающих простое аналитическое представление, проведены расчеты изменений интерференционных спектров: линейной цепочкой с удаленными несколькими атомами (цепочка с разрывами), линейной цепочкой с изгибом.Развито обобщение на двух- и трехмерные наносистемы. Предложенный подходнепосредственно может быть распространен на более общие типы дефектов.В разделе 5.5 найдено аналитическое решение уравнения Шредингера вприближении внезапных возмущений атома электромагнитными импульсамиаттосекундной и меньшей длительности [А27].
При этом поле ультракороткого импульса учитывается точно в рамках приближения внезапных возмущенийи не используется дипольное приближение. Развитая методика позволяет произвести точный учет пространственной неоднородности поля ультракороткогоимпульса на размерах мишени, в том числе и действие магнитной составляющейэлектромагнитного поля. Результаты представлены в виде простых аналитических формул.В разделе 5.6 рассмотрены неупругие процессы и переизлучение импульсов электромагнитного поля аттосекундной и меньшей длительности при взаимодействии с атомами на основе точного решения [А25] (см. радел 5.5).
Развита методика расчетов, позволяющая произвести точный учет пространственнойнеоднородности поля ультракороткого импульса и импульсов фотонов в процессах переизлучения. Результаты представлены в виде аналитических формул.В качестве примеров рассчитаны вероятности неупругих процессов и спектрыпереизлучения ультракоротких импульсов электромагнитного поля одноэлектронными атомами.В последнем разделе 5.7 рассмотрено взаимодействие сильного 2 модового квантованного электромагнитного поля с атомом. Найдено аналитическоерешение уравнения Шредингера для системы - электрон в двухмодовом квантованном электромагнитном поле.
Полученное решение позволяет рассчитыватьспектры фотоэлектронов и скорости ионизации атомов в сильных электромагнитных полях. Показано, как можно применить полученные выражения в случае ионизации атома в таких полях [A30]. В этой же разделе показано, что2 модовые квантованные электромагнитные поля могут генерировать высокоинтенсивные квантово-запутанные фотоны [A32].В шестой главе развита теория по расчёту спектров переизлучения ультракоротких импульсов электромагнитного поля на динамических мишенях,25таких как сталкивающийся атом водорода с протоном, релаксирующий атом,оже-переходы. Развитый подход распространён на столкновения ионов с динамическими мишенями, где рассчитываются сечения ионизации [A14, A16, A21].В разделе 6.1 рассмотрены процессы переизлучения ультракоротких импульсов электромагнитного поля и ионизации системами, находящимися в нестационарных состояниях, используя развитую теорию [A21].
В качестве примероврассчитаны вероятности переизлучения ультракоротких импульсов электромагнитного поля при резонансной перезарядке протона на атоме водорода, прираспаде квазистационарного состояния и вероятности переизлучения аттосекундных импульсов системой в резонансном внешнем поле, в двух последнихслучаях рассмотрены ещё и вероятности ионизации систем. Развитая методикадопускает распространение на более сложные мишени, в том числе, на находящиеся в состоянии столкновения и разного рода химические реакции. Показано, что спектры переизлучения и вероятности переходов динамических системв какое-либо стационарное состояние существенно зависит от момента действияультракороткого импульса электромагнитного поля на динамическую систему.В разделе 6.2 рассмотрены процессы ионизации при взаимодействии ультракороткого импульса электромагнитного поля с атомами, находящимися внестационарных состояниях, используя развитую теорию [A14, A16].
В качестве примера рассчитана вероятность и сечения ионизации водородоподобногоатома при распаде квазистационарного состояния и оже-распаде. Развитая методика допускает распространение на более сложные мишени, в том числе, нанаходящиеся в состоянии столкновения и разного рода химические реакции. Показано, что сечения переходов динамических систем в какое-либо стационарноесостояние существенно зависит от момента действия поля иона на динамическую систему. Получены следующие выражения:1) Сечения ионизации атома водорода, находящегося в состоянии радиационного распада ударом релятивистского ионаσion = σ2p e−Γt0 + σ1s (1 − e−Γt0 ),(22) 22αnl v 2 γ β 2Zλnl ln−.σnl = 8πvηZΩnl2(23)где26В (23) для 1s ионизации - λ1s = 0.2834, α1s = 3.264, Ωnl = 0.7113, для 2pионизации - λ2p = 0.5312, α2p = 41.38, Ω2p = 0.1699, γ и β 2 - соответственнорелятивистские гамма и бетта факторы, η = 1.781.
На рисунке 7 приведеназависимость относительного сечения σion /σ2p от безразмерного времени Γt0 длязаряда иона Z = 20 и скорости иона v/c = 0, 9. Следуем сказать, что если рассматриваем не атом водорода, а водородоподобный атом, то надо в выражении(23)Z заменить на Z/Zt .2) Если рассмотреть KLL переходы электронов при Оже-распаде для водородоподобных атомов, т.е. Оже-электрон в континууме, а другой электрон составляет водородоподобный атом, получим для сечения ионизации Оже-электронаσion12 2Z= 8π1.1886e−Γt0 + σ1s (1 − e−Γt0 ).v(24)Также представим график зависимости сечения (24), нормированного к сече2нию ионизации при t0 = 0 (до Оже-перехода) т.е. σt0 = 8π Zv 1.1886, от Γt0на рисунке 8.Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
