Автореферат (1149432), страница 2
Текст из файла (страница 2)
- vol.96. - p.052702-1 – 012511-14.6. A. A. Bondarevskaya, D. V. Chubukov, E. A. Mistonova, K. N. Lyashchenko et al.,Considerations towards the possibility of the observation of parity nonconservation inhighly charged ions in storage rings // Physica Scripta - 2018. - vol.93. - 025401-1 –025401-16.Личный вклад автораНа основе результатов, представленных в диссертации, совместно с соавторамибыло опубликовано шесть статей в индексируемых Web of Science и Scopus журналах (Physical Review A и Physica Scripta).
Персональный вклад автора в работы 2 –5 является определяющим. Все новые результаты, представленные в диссертации,получены лично автором.Структура и объем работыДиссертация состоит из введения, 2 глав, заключения, 2 приложений и содержит119 страниц, 33 рисунка и 5 таблиц. Список литературы включает 65 наименований.КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫВведениеДиссертация начинается с Введения, в котором обозначена мотивация исследования, сформулированы его основные цели и дано краткое содержаниенижеследующих глав.Глава 1.
Электронная рекомбинацияПервая глава полностью посвящена первой части исследования – электронной рекомбинации. Глава состоит из трех разделов. Первый раздел содержит краткий7обзор существующих теоретических и экспериментальных работ в данной тематике, начиная с первого эксперимента 1942 года [1] и заканчивая самыми недавнимиработами [2, 3, 4].Далее в разделе дается определение процесса электронной рекомбинации, имеющего место быть в электрон-ионных столкновениях.
В результате такого столкновения электрон может захватиться ионом в одно из связанных состояний с испусканием одного или нескольких фотонов. Причем есть несколько каналов этогозахвата, конкурирующих между собой: прямой захват электрона, в котором электрон переходит напрямую в рассматриваемое конечное состояние иона, и резонансный (непрямой) захват, который протекает через образование и последующийрадиационный распад автоионизационного состояния иона.Прямой захват электрона (radiative electron capture) схематически можно изобразить какe− + AZ+ (i) → A(Z−1)+ (f ) + γr → · · · → A(Z−1)+ (g) + γr + γ ,(1)где e− и AZ+ обозначают электрон и ион, изначально имеющий заряд Z, а i, fи g обозначают начальное состояние, состояние, в которое произошел захват, иосновное состояние иона, соответственно.
В результате захвата излучается фотонγr . Если f не является основным состоянием, далее оно радиационно распадаетсяв основное состояние g с излучением некоторого количества фотонов γ.Резонансный захват электрона, в свою очередь, можно схематически изобразить какe− + AZ+ (i) → A(Z−1)+ (a) → A(Z−1)+ (f ) + γr → · · · → A(Z−1)+ (g) + γr + γ ,где a – это промежуточное состояние, в которое произошел захват, и которое распалось радиационно в состояние f с излучением одного фотона γr . В зависимости отколичества возбуждаемых ионных электронов при образовании состояния a различают диэлектронную рекомбинацию (если был возбужден одни ионный электрон),триэлектронную рекомбинацию (если два) и т.д.
Сечение такого захвата проявляетрезонансную структуру, и каждый резонанс соответствует определенному автоионизационному (промежуточному) состоянию. При этом резонансная энергия налетающего электрона (в системе покоя иона) определяется как εres = Ea − Ei , где Ea8и Ei энергии автоионизационного состояния и начального состояния электроновиона, соответственно. При проведении экспериментов по изучению рекомбинацииобычно регистрируется только фотон γr [5] (его еще называют резонансным), энергия которого вблизи резонанса определена как Eγr ' Ei + ε − Ef , где Ef – этоэнергия состояния f и ε – энергия налетающего электрона.
Так как интерференция между γr и γ пренебрежимо слаба [6], при теоретическом описании процессаразумно рассматривать следующие "обрезанные" процессы:e− + AZ+ (i) → A(Z−1)+ (f ) + γr ,(2)e− + AZ+ (i) → A(Z−1)+ (a) → A(Z−1)+ (f ) + γr .(3)Во втором разделе главы представляется теоретические методы, которые используются для осуществления расчетов сечений диэлектронной рекомбинации содно- и двухэлектронными МЗИ. На начальном этапе многоэлектронные системырассматриваются в рамках картины Фарри. При этом используются одноэлектронные волновые функции, являющиеся решениями уравнения ДиракаαZ∂+ 1)ϕ(t, r) ,(4)iγ 0 ϕ(t, r) = (−iγ∇ − γ 0∂trгде γ µ = (γ 0 , γ) обозначают гамма матрицы Дирака (µ = 0, 1, 2, 3), Z – этоатомный номер иона, а α – постоянная тонкой структуры.
В уравнении (4) идалее, если не указано обратное, используется релятивистская системе единиц(h̄ = c = me = 1). Рассматриваются стационарные решения уравнения Дирака,общий вид которых записывается какϕηjlm (t, r) = ψηjlm (r)e−iεt ,(5)наборы индексов ηjlm определяют электронные состояния с конкретными значениями энергии (η либо главное квантовое число n для дискретной части спектра,либо энергия ε для непрерывной части спектра) и квантовыми числами полногоуглового момента (j(j + 1)), орбитального углового момента (l(l + 1), для верхнегоспинора) и проекции полного углового момента (m).Из одноэлектронных волновых функций строятся двух- и трехэлектронные, которые сначала берутся в виде детерминантов Слэтера в j-j связи:(0)ΨJM η1 j1 l1 η2 j2 l2 (r1 , r2 ) = NXm1 m2j1 j2CJM(m1 , m2 )× det{ψη1 j1 l1 m1 (r1 ), ψη2 j2 l2 m2 (r2 )} ,9(6)(0)ΨJM j12 η1 j1 l1 η2 j2 l2 η3 j3 l3 = NXm1 m2 m12 m3j12 j32CJM(m12 m3 )Cjj121 jm(m1 m2 )12(7)× det{ψη1 j1 l1 m1 , ψη2 j2 l2 m2 , ψη3 j3 l3 m3 } .В уравнениях (6) и (7) J и M обозначают полный угловой момент двух- и трехj1 j2электронных систем и его проекцию, соответственно, CJM(m1 , m2 ) – коэффици-енты Клебша-Гордана, а N – нормировочный множитель.Для учета взаимодействия с электрон-позитронным и электромагнитным полями использовался метод контура линии [7, 8], с помощью которого произвольноемногоэлектронное состояние ng описывается в рамках квазивырожденной КЭДтеории функциями ΦngΦng =X(0)Dkng Ψk .(8)kМатричные элементы Dkng строятся с применением стандартной теории возмущений КЭД.
В диссертации в них учтены поправки на одно- и двухфотонный обмен,вакуумную поляризацию и собственную энергию электрона.Амплитуда процесса рекомбинации дается выражением [7]Uif = hΦf |Ξ|Φi i .(9)Вид оператора Ξ заранее не известен. Он выводится в рамках теории возмущенийпорядок за порядком [7].Сечение электронной рекомбинации, дифференцированное по телесному углувылета фотона Ωk , записывается как1 2dσ=ω |Uif |2 ,2dΩk(2π) p(10)где и p обозначают энергию и импульс налетающего электрона, соответственно.В последнем разделе первой главы представляются результаты численного расчета сечений диэлектронной рекомбинации с изначально одно- и двухэлектронными МЗИ на примере ионов урана (Рис. 1).
Производится детальный анализэнергетически-углового сечения диэлектронной рекомбинации. Исследуется интерференция между резонансным и нерезонансным каналами электронного захвата. Особое внимание уделяется роли брейтовского межэлектронного взаимодействия, вклад которого существенен в резонансных областях. Приводятся результаты точного КЭД расчета положений и ширин резонансов, а также уровней10энергий и ширин автоионизационных состояний, соответствующих этим резонансам.
Рассматриваются различные поляризационные эффекты как налетающегоэлектрона, так и вылетающего фотона.2 .21 8 02 .01 6 01 9 81 4 01 7 62 2 0b a rn /s trp o la r e m is s io n a n g le ( d e g r e e )1 .8s e c tio n ( k b a r n )1 .61 .41 .21 .00 .80 .60 .40 .20 .01 5 41 2 01 3 21 0 01 1 08 08 86 06 64 04 42 02 2006 7 .56 7 .66 7 .76 7 .86 7 .96 8 .06 7 .5k in e tic e n e r g y ( k e V )6 7 .66 7 .76 7 .86 7 .96 8 .0k in e tic e n e r g y ( k e V )Рис. 1: Диэлектронная рекомбинация с U90+ (1s2 ) в системе покоя иона. Полное сечениекак функция энергии налетающего электрона и дифференциальное сечение как функцияэнергии налетающего электрона и полярного угла вылетающего фотона. Область энергийсоответствует резонансам с автоионизационными KL1/2 L3/2 состояниями.Глава 2.
Ионизация МЗИВторая глава, состоящая из двух разделов, посвящена ионизации одно- и двухэлектронных МЗИ в столкновениях с электронами, ядрами и легкими атомами.Первый раздел содержит исследование по прямой ионизации широкого спектраодноэлектронных МЗИ (от Fe25+ (1s) до U91+ (1s)) в столкновениях с атомами Hи He. Т.к. рассматриваются только такие столкновения, в которых импульс, передающийся от атома ионному электрону, много больше, чем типичный импульслюбого атомного электрона, сечение ионизации МЗИ в столкновениях с атомамиможет быть выражено через сечения ионизации МЗИ ударами равноскоростныхпротонов и электронов.Выражения для этих сечений выводятся в рамках квантовой механики. Взаимодействие электронов с ионным ядром учитывается во всех порядках, за счетвключения соответствующего потенциала в уравнение Дирака.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
