Диссертация (1149434), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Такая зависимость становится понятной, если рассматривать брейтовское взаимодействие как дополнитель-27ный канал, по которому может заселятся автоионизационное состояние.В таблице 2.1 представлены положения резонансов вместе с соответствующими им энергиями и ширинами автоионизационных состояний. В данномрасчете межэлектронное взаимодействие включает точно однофотонный обмен, который дает вклад и в сдвиг энергий состояний, и в радиационнуючасть ширин. Также учитывается и двухфотонный обмен, важным физическим отличием которого от однофотонного является то, что от содержитавтоионизационные ширины. Основной вклад в ширину резонансов, представленных в таблице, дает мнимая часть поправки на собственную энергиюэлектрона.
По сравнению с ней вклад в ширину от мнимой части межэлектронного взаимодействия пренебрежимо мал. Так же мал в данном случаевклад от автоионизационных ширин.Результат расчета дифференциального сечения диэлектронной рекомбинации с U91+ (1s) для неполяризованного налетающего электрона и неполяризованного иона представлен на рисунке 2.3. Сечение дифференцированнопо полярному углу вылетающего фотона, который отсчитывается от направления влета электрона.
В связи с аксиальной симметрией системы, сечениене зависит от азимутального угла вылетающего фотона. Угловое распределение, как можно видеть из рисунка, не только количественно, но и качественно меняется от резонанса к резонансу и сильно зависит от того, какие именноавтоионизационные состояния дают определяющий вклад в резонанс. Угловая зависимость в резонансах меняется от почти изотропной (как, например,для группы резонансов, в которой наиболее существенный вклад дает состояние (2p21/2 )J=0 ) до почти полностью симметричной относительно излученияв 90◦ (например, для резонансов, где существенный вклад дают (2s2 )J=0 ,(2s2p3/2 )J=2 и (2p1/2 2p3/2 )J=1 состояния) или до полностью асимметричной28с максимумами в 180◦ (для резонансов с (2s2p3/2 )J=1 и (2p23/2 )J=2 ).Следует отметить, что, как и в случае полного сечения, дифференциальное сечение так же сильно зависит от брейтовского взаимодействия, котороев данном случае может менять сечение не только количественно, но и качественно.Дополнительно исследовались поляризационные эффекты.
Дифференциальное сечение диэлектронной рекомбинации с U91+ (1s) для одинаково поляризованных налетающих и связанных в ионе 1s электронов представленона рисунке 2.4. Для исследований поляризаций излученного фотона использовались параметры Стокса◦P1 =dσ 0dΩ◦dσ 0dΩ◦−+◦P2 =P3 =dσ 45dΩ◦dσ 45dΩdσ +dΩdσ +dΩdσ 90dΩ◦dσ 90dΩ,(1.41)◦−+−+dσ 135dΩ◦dσ 135dΩdσ −dΩdσ −dΩ,,(1.42)(1.43)где P1 и P2 отвечают двум парам линейных поляризаций испущенного фотона, вектора поляризаций которых направлены под 0◦ , 90◦ (ур.
(1.41)) и 45◦ ,135◦ (ур. (1.42)) к плоскости (pk), соответственно. В уравнении 1.43 P3 соответствует паре циркулярных поляризаций с векторами поляризаций фотонаe+ и e− (см. уравнение (1.38)). Значения параметров Стокса в резонанснойобласти энергий налетающего электрона изображены на рисунках 2.5 – 2.7.1.4.2Рекомбинации с двухэлектронными иономиСледующим шагом в исследовании электронной рекомбинации стало рассмотрение этого процесса с (изначально) двухэлектронными МЗИ.
Главны29ми отличиями от электронной рекомбинации с одноэлектронными МЗИ является еще большая чувствительность к брейтовской части межэлектронного взаимодействия и потенциальное наличие существенного вклада в сечениеот дополнительного канала – триэлектронной рекомбинации.Исследовались такие энергии налетающего электрона, которые соответствуют резонансам с (1s 2s2 ), (1s 2s2p) и (1s 2p2p) автоионизационными состояниями.
Конечными же состояниями, по которым проводится суммирование, являются состояния (1s2 2s) и (1s2 2p).Полное сечение диэлектронной рекомбинации c U90+ (1s2 ) изображено нарисунке 2.8. Резонансная структура сечения по прежнему отражает вкладавтоионизационных состояний. Так же, как и в случае с одноэлектроннымураном, уделяется особое внимание изучению роли брейтовского взаимодействия. Сравнивая левую и правую колонки на рисунке 2.8, где приведенырасчеты сечения с брейтовским взаимодействием и без него, соответственно,мы можем заключить, что брейтовское взаимодействие в случае с U90+ (1s2 )играет еще большую роль, чем с U91+ (1s).
Величины значений сечения всоответствующих резонансах в левой и правой колонках могут отличатьсяболее чем на порядок.В таблице 2.2 приведены положения резонансов, уровней энергий рассматриваемых автоионизационных состояний и соответствующие им ширины. Исследуется влияние на энергии и ширины, полученные в рамках квазивырожденной теории, от брейтовского взаимодействия в общем и от запаздывания, в частности. Сравнивая уровни энергий состояний, приведенныев разных колонках, можно убедиться в наличии ожидаемого сдвига, который соответствует той части лэмбовского сдвига, который обеспечиваетсябрейтовским взаимодействием.
Причем наличие запаздывания дает в дан-30ном случае малый вклад. В след за сдвигом в уровнях энергий автоионизационных состояний, сдвигаются, конечно, и положения соответствующихрезонансов в сечении диэлектронной рекомбинации. Эти сдвиги для различных резонансов могут достигать сотен эВ (например, −286 эВ для состояния[1s(2s2s)0 ]1/2 ), что является существенным по сравнению с величинами соответствующих ширин этих резонансов.Существенное отличие диэлектронной рекомбинации с U90+ (1s2 ) от диэлектронной рекомбинации с U91+ (1s) это, уже упомянутая, гораздо болеесущественная роль брейта.
Так как величина сечения в положении резонанса ∼1Γ2 ,где Γ обозначает ширину состояния, соответствующего резонансу,то источник этого отличия оказывается в зависимости ширин автоионизационных состояний от запаздывания (см. 3 и 4 колонки в таблице 2.2). Вслучае с U91+ (1s) основной вклад в ширину давали мнимые части поправок на собственную энергию, в то время как вклад от мнимой части поправок на межэлектронное взаимодействие был незначительным. В случаеже рассматриваемых трехэлектронных автоионизационных состояний из-заналичия дополнительного 1s электрона это не так. Величина вклада запаздывания в ширину многоэлектронных состояний напрямую зависит от разности энергий одноэлектронных конфигураций, из которых это состояниестроится. Соответственно, вклад в ширину от запаздывания будет больше,если многоэлектронное состояние состоит из электронов с разных электронных оболочек, нежели наоборот.
Поэтому относительный вклад в ширину отзапаздывания для состояний типа (KLL) значительно больше, чем соответствующий относительный вклад в ширину двухэлектронных состояния типа(LL).В случае трехэлектронных (KLL) состояний иона урана вклад в ширину31от поправки на собственную энергию того же порядка, что и от запаздывания. Но из-за того, что они идут с разными знаками, происходит частичноесокращение, что и приводит в результате к существенному уменьшению ширин (например, для состояния [1s(2s2p3/2 )2 ]3/2 ширина уменьшается в ∼ 3раза) и, как следствие, к увеличению сечения.Для оценки интерференции между различными вкладами в сечение диэлектронной рекомбинации удобно разделить их на две категории: резонансные и не резонансные вклады.
Не резонансные вклады обеспечивают слабозависящий от энергии налетающего электрона фон и отвечают прямому захвату этого электрона ионом в связанное состояние. Резонансные же вкладысостоят из захвата электрона ионом с образованием автоионизационных состояний. Следует отметить, что такое разделение не имеет строго физического смысла и является не однозначным, зависящим от метода теоретическогорассмотрения (совокупность всех вкладов, конечно, не зависит от метода).Однако, без такого разделения нельзя получить детальную информацию обинтерференции между различными вкладами.В левой колонке рисунка 2.9 изображены отдельные вклады в сечение отавтоионизационных состояний (пунктирные линии), а также их суммарныйвклад в сечение (сплошная линия) В правой колонке рисунка 2.9 изображены по отдельности вклады в сечение от резонансной и не резонанснойчастей вместе с полным сечением диэлектронной рекомбинации. Из данных,приведенных на этом рисунке, можно заключить, что, в то время как интерференцию между полным резонансным и не резонансным вкладами сложно назвать значительной, интерференция между различными резонанснымивкладами (от различных автоионизационных состояний) существенно меняет сечение диэлектронной рекомбинации.32На рисунке 2.10 приводится результат расчета для дифференциальногосечения диэлектронной рекомбинации с U90+ (1s2 ).
Как и в предыдущих случаях, изучается влияние на сечения брейтовского взаимодействия. Помимоочевидного количественного изменения сечения и сдвига положений резонансов (что уже наблюдалось на рисунке полного сечения 2.8), на рисунке2.10 можно наблюдать также качественные изменения в угловом распределении вылета фотона.Также исследовались различные поляризационные эффекты.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
