Автореферат (1150504), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Действительно, близости этих состояний можно ожидать в случае, когда влияние электрона(︀)︀слабо изменяет взаимное расположение уровней (12)0 и 121/2 0 , пересекающихся при ∼ 64 и ∼ 90. Поиск параметров , и , при которых[︀(︀)︀]︀состояния [(12)0 ] и 121/2 0 близки к пересечению, произведён вподразделе 1.3.1. Для вычисления разности энергий между квазивырожденными состояниями с точностью, достаточной для исследования ЭНЧ, индуцированного перемешиванием этих состояний, используется метод, детальноизложенный в подразделе 1.3.2.
В рамках этого метода энергия литиеподобного состояния [(1 2) ′ ]0 вычислялась по формуле:(′ )[(12) ′ ] = −Δ(12) + 1 + ′ + (12)0 ,(1)0где ′ и 1 – одноэлектронные энергии ′ и 1 состояний за вычетом(′ )2 , соответственно, слагаемое (12)0 обозначает вклад межэлектронного′взаимодействия между электроном и внутренней (12) оболочкой, иΔ(12) – потенциал ионизации соответствующего состояния гелиеподобного иона, вычисленный в статье [13]. В этой статье был проведен расчёт уровней энергий гелиеподобных ионов в рамках КЭД во всех порядках по сучетом всех двухэлектронных поправок до порядка 2 включительно. Кор-9реляции, обусловленные взаимодействием между близлежащими уровнями(12) и (121/2 1/2 ), а также (121/2 ) и (121/2 ), были учтены привычислении энергий литиеподобных состояний. Наиболее значимые результаты расчётов, проведенных в рамках этого метода, представлены в таблице 1.Из этой таблицы видно, что при некоторых значениях параметров , и Таблица 1: Энергетическая разность Δ = [(121/2 ) ] − [(12) ] в эВ для значений00, и , являющихся наиболее многообещающими для поиска ЭНЧ.54606264889092=4 =5 =6 =76.402.47 −1.37 −1.477.61 −0.11 −0.13 −0.368.330.500.310.069.301.130.820.537.334.633.552.936.273.342.161.553.600.37 −0.93 −1.581/2=4 =5 =6 =74.21 −0.26 −1.36 −1.653.440.13 −0.47 −0.643.310.42 −0.09 −0.263.300.790.340.193.162.542.402.241.661.110.950.82−1.46 −2.00 −2.21 −2.35разность энергий между уровнями [(12)0 ] и[︀(︀121/2)︀]︀составляет0менее 1 эВ.
Для таких состояний в подразделе 1.3.3 вычислены радиационные и автоионизационные ширины.Во второй главе представлено детальное исследование ЭНЧ в процесседиэлектронной рекомбинации (ДР) поляризованного электрона и гелиеподобного иона, находящегося изначально в основном состоянии.
Для усиления пространственной асимметрии предполагается, что энергия налетающего электрона настроена в резонанс с одним из квазивырожденных уровней,[︀(︀)︀]︀[(12)0 ] или 121/2 0 , соответствующего литиеподобного иона. Амплитуда такого процесса, полученная с помощью формализма двухвременнойфункции Грина [16], приведена в разделе 2.1. Дополнительный интерес представляет случай, когда распределение энергии пучка налетающих электроновпревышает расстояние между квазивырожденными уровнями.
В этом случае10проводится аналитическое интегрирование по энергии налетающего электрона. Для оценки ЭНЧ, возникающего в процессе ДР в состояния [(12)0 ][︀(︀)︀]︀и 121/2 0 , в разделе 2.2 вводятся сечения + и − , отвечающие положительной и отрицательной спиральностям, соответственно. В этих переменных 0 = (+ + − ) /2 отвечает полному сечению, а вклад, нарушающийпространственную симметрию, записывается в виде PNC = (+ − − ) /2. Реализуемость рассматриваемого процесса оценивается путём вычисления минимального требуемого значения светимости 0 [17].
Также в разделе 2.2вводится следующий дополнительный параметр = |1 − 2 | / (Γ1 + Γ2 ),который позволяет сформулировать необходимое и достаточное (с теоретической точки зрения) условие различимости смешиваемых слабым взаимодействием уровней. Здесь и Γ – энергия и ширина состояния , соответственно. В разделе 2.2 показывается, что уровни, для которых > 5 можносчитать различимыми в эксперименте. В таблице 2 представлены численныерезультаты для систем, обладающих неразличимыми состояниями ( < 5),в случаях, представляющихся наиболее многообещающими для обнаружения ЭНЧ и отвечающих минимальному значению требуемой светимости.
Изэтой таблицы видно, что наиболее многообещающей системой для обнаружения ЭНЧ в процессе ДР поляризованных электронов является ион урана( = 92). В случае, когда энергия налетающего электрона настроена в ре[︀(︀)︀ ]︀зонанс с уровнем 121/2 0 5 , отношение PNC /0 составляет 2.0 × 10−5(см. таблицу 2). Для наглядности полученные результаты можно сравнитьс подобными вычислениями, представленными в статье [17]. В этой работе(︀)︀авторы рассматривали процесс ДР в состояния 22 и 221/2 0 для = 48,где усиление ЭНЧ возникало вследствие квазивырожденности этих состояний. Нарушающая чётность асимметрия процесса, рассмотренного в работе [17], равнялась 5 × 10−9 , в то время как в настоящей работе она достигает11Таблица 2: Сечение ДР поляризованных электронов с гелиподобными ионами дляслучая неразличимых уровней()︀ < 5).[︀(︀]︀ Энергия электрона предполагается настроеннойв резонанс с состоянием 121/2 0 .
Δ = [(121/2 ) ] − [(12) ] – энергетическая00разность (см. таблицу 1), 0 и PNC – проинтегрированные по энергии налетающегоэлектрона сечения 0 и PNC , соответственно. Также используется следующееобозначение: [] = × 10 .Δ (эВ)(кэВ)628890771/271/261/25671/261/20.062.240.820.950.37−0.93−2.35−2.211.14.01.20.90.62.63.21.839.5684.7689.2388.3791.4392.9693.8692.96920(см−2с−1 )9.2[28]1.7[30]4.9[29]1.1[30]2.0[28]5.5[28]7.6[29]1.2[30]0(барн)PNC(барн)1.6[3]2.9[1]8.7[1]1.4[2]5.2[2]2.5[2]2.8[1]4.6[1]8.5[−3]2.7[−4]8.6[−4]7.1[−4]1.0[−2]−4.4[−3]−3.9[−4]−4.1[−4]0(барнэВ)4.8[2]9.6[2]9.8[2]1.6[3]1.2[3]6.8[2]1.0[3]1.6[3] PNC(барнэВ)7.2[−5]−1.0[−5]−4.3[−5]−9.2[−5]1.1[−4]2.3[−5]−3.1[−6]−1.3[−5]2.0×10−5 .
Увеличение эффекта более чем на 3 порядка величины объясняетсятем, что параметр смешивания , обусловленный слабым взаимодействием,для = 48, вычисленный в [17], равен 6.0 × 10−9 , в то время как для литиеподобного урана, рассмотренного в настоящей работе, = −1.2 × 10−5 .В третьей главе всесторонне исследован ЭНЧ в процессе упругого рассеяния поляризованных электронов тяжёлыми гелиеподобными ионами, находящимися изначально в основном состоянии. Для увеличения величины нарушения пространственной симметрии энергия налетающего электрона выбиралась таким образом, чтобы быть в резонансе с одним из квазивырожденных состояний противоположной пространственной чётности, [(12)0 ]]︀[︀(︀)︀или 121/2 0 , соответствующего литиеподобного иона. Теоретическоеописание процесса резонансного рассеяния (РР) поляризованного электронаприведено в разделе 3.1.
Амплитуда этого процесса строится в рамках теориивозмущений по степеням межэлектронного взаимодействия 1/:dir)exc)PC= (0)+ (1,+ (1,+ (2), (2)12где и – спиральности (проекции спина на направление движения) налетающего и рассеянного электронов, соответственно, и вклад амплитудыпервого порядка разделён на два слагаемых, отвечающих прямой и обменнойчастям межэлектронного взаимодействия. Ввиду того, что рассеивающий потенциал () ∼ − ( − 2) / при больших значениях , сумма нулевого ипервого прямого вкладов, записанная в виде разложения по парциальнымамплитудам, расходится. Для получения сходящегося выражения используется процедура регуляризации, впервые представленная в работе [18].
Отклонение рассеивающего потенциала от чистого кулоновского учитываетсяпосредством метода, описанного в работе [19]. Обменная часть амплитудыпервого порядка и амплитуда второго порядка сходятся, и их значения могутбыть вычислены напрямую. Оказывается, что в рассматриваемом процессепространственно-нечётная амплитуда, соответствующая второму порядку помежэлектронному взаимодействию, даёт доминирующий вклад в ЭНЧ. Дополнительно, в разделе 3.1 представлены следующие важные свойства амплитуд, сохраняющих и нарушающих (PNC) пространственную симметрию: PCPC= −−,PNCPNC= −−−,PCPC−= −−,(3)PNCPNC−= −= 0.(4)Опираясь на эти правила, можно заключить, что слабое взаимодействие модифицирует сечение рассеяния лишь в том случае, когда спиральности налетающего и рассеянного электронов совпадают ( = ). Учитывая правила (3) и (4) можно предложить два различных экспериментальных сценария,рассмотренных в разделе 3.2.
В первом сценарии предполагается детектирование поляризации рассеянного электрона. Во втором поляризация оставалась ненаблюдаемой. В результате численных расчётов было обнаружено, что13для обоих вариантов ЭНЧ оказывается одним из наиболее ярко выраженныхдля случая рассеяния на гелиеподобном ионе самария ( = 62) при энергииналетающего электрона, настроенной в окрестности резонанса, соответствующего состоянию [(12)0 7]. В случае первого сценария пиковое значениепространственно-нечётной асимметрии составляет −1.3 × 10−7 и достигаетсяпри угле рассеяния порядка 55∘ , в то время как во втором сценарии коэффициент асимметрии равен −1.0 × 10−7 при угле рассеяния ∼ 52∘ . Несмотряна малость полученного ЭНЧ, его детектирование оказывается, в принципе, возможным при использовании модифицированной установки EBIS.
Взаключительной части раздела 3.2 обсуждается ряд возможных модификаций, которые могли бы позволить значительно уменьшить подавление ЭНЧи избежать некоторых экспериментальных трудностей, возникающих в рассматриваемом процессе.В Заключении представлены наиболее значимые результаты диссертации:1. Найдены квазивырожденные состояния противоположной пространственной чётности среди дваждывозбуждённых состояний литиеподобных ионов. Разности энергий между этими уровнями были вычислены сточностью, достаточной для проведения исследований эффектов несохранения чётности, индуцированных перемешиванием этих состоянийпосредством слабого взаимодействия.
Также для найденных квазивырожденных состояний был произведён расчёт радиационных и автоинизационных ширин.2. Проведено детальное исследование эффекта несохранения чётностив процессе диэлектронной рекомбинации поляризованных электронов14в квазивырожденные дваждывозбуждённые состояния [(12)0 ] и[︀(︀)︀]︀121/2 0 тяжёлых литиеподобных ионов.3.
Всесторонне изучены эффекты несохранения чётности в процессе упругого резонансного рассеяния поляризованных электронов на тяжёлыхгелиеподобных ионах. Усиление эффекта достигалось за счёт настройкиэнергии налетающего электрона в резонанс с квазивырожденными состо[︀(︀)︀]︀яниями [(12)0 ] и 121/2 0 соответствующих литиеподобныхионов. Было рассмотрено два возможных экспериментальных сценария:с регистрацией и без регистрации поляризации рассеянного электрона.В приложении A приведено явное выражение для нормировочного множителя, возникающего при волновой функции литиеподобного иона. В приложение B строится волновая функция электрона во внешнем центральном поле,обладающая определёнными значениями импульса и спиральности (проекцииспина на направление движения). Подробный вывод выражения для амплитуды упругого рассеяния в нулевом порядке по межэлектронному взаимодействию с учётом прямого вклада первого порядка приведен в приложении C.Преобразование биспинора, возникающего на асимптотике при расходящейсясферической волне, которое требуется для построения амплитуд рассеяния,представлено в приложении D.
Метод, позволяющий учитывать отклонениерассеивающего потенциала от чистого кулоновского, описан в приложении E.Список работ, опубликованных по теме диссертации:1. V. A. Zaytsev, S. Tashenov, A. V. Maiorova, V. M. Shabaev, andTh. Stöhlker, Parity nonconservation effect in the resonance elastic electronscattering on heavy He-like ions // Journal of Physics B: Atomic, Molecularand Optical Physics, 2015, vol. 48, p. 165003.152. V.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
