Поляризационная спектроскопия перекрывающихся лазерно индуцированных атомных резонансов

• Автор: Грызлова, Елена Владимировна
• Шифр специальности: 01.04.16, 01.04.04
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 112 с. : ил.

Поляризационная спектроскопия перекрывающихся лазерно индуцированных атомных резонансов.
Глава 1. Современное состояние теоретических и 7 экспериментальных исследований проблемы
перекрывающихся резонансов.
1. 1 Перекрывающиеся состояния квантовых систем. Понятие 7 «одетых» состояний и возможность наблюдения и создания перекрывания состояний в континуумах атомов. Управление формой структур в континууме: параметры задачи. Обзор литературы, посвященной проблеме перекрывающихся резонансов.
1.2 Основные результаты экспериментальных и теоретических 14 исследований характеристик атомов с помощью полей различной поляризации.
1.3 Основные положения метода неэрмитового эффективного 19 гамильтониана для задач взаимодействия лазерного излучения с атомами с участием континуума атома.
1.3.1 Формализм метода неэрмитового эффективного 19 гамильтониана в приближении вращающейся волны (ПВВ). Основные допущения. Сечения фотопоглощения.
1.3.2 Поведение собственных комплексных значений матрицы 23 эффективного гамильтониана для двух квазистационарных состояний, связанных лазерным полем. Двойные полюса 5-матрицы.
1.3.3 Описание метода расчета угловых распределений 26 фотоэлектронов при распаде перекрывающихся резонансов в континууме атома в рамках метода эффективного
гамильтониана и приближения вращающейся волны.
Глава 2. Возбуждение и распад перекрывающихся 28 атомных резонансов в лазерных полях разной поляризации. Системы с разным числом подуровней: атомы гелия и ксенона.
2.1 Применение метода неэрмитового эффективного 28 гамильтониана к системе АИС, связанных полем произвольной поляризации. Анализ связи на примере 2б2 'Б <-» 2з2р'Р и 2з2р'Р <-> 2зЗс11В уровней атома гелия.
2.2 Условия существования унитарных преобразований, 34 приводящих матрицы эффективного гамильтониана к простому виду, и их примеры. Влияние индуцированной ширины. Полюса
Б - матрицы и их связь со спектром состояний системы «атом + сильное поле».
2.3 Формулы для сечения фотоионизации в области АИС, 39 резонансно связанного с другим АИС.
2.4 Результаты расчетов сечения фотоионизации и его 42 зависимость от характеристик (интенсивностей, частот, поляризаций, направлений распространения) полей.
2.5 Угловые распределения фотоэлектронов и их зависимость от 49 характеристик полей.
2.6 Перекрывание АИС и ЛИР, индуцированного на дискретном 57 состоянии, на фоне широкого АИС в атоме ксенона.
Глава 3. Варьирование поляризации излучений как метод 63 выбора схемы связи состояний атома. Перекрывание лазерно индуцированных резонансов в атоме водорода.
3.1 Применение метода эффективного гамильтониана к системе 63 ЛИР, индуцированных циркулярно поляризованным полем на 2б и 51 состояниях атома водорода.
3.2 Сечение фотоионизации в области ЛИР и его зависимость от 67 характеристик (интенсивностей и частот полей), для некоторых вариантов их поляризации.
3.2.1 Сечение фотоионизации для схемы 1: Поле (0{ право 68 поляризовано, поле со2 - лево.
3.2.2 Сечение фотоионизации для схемы 2: Поля а> и ар 71 лево поляризованы.
3.3 Угловые распределения фотоэлектронов и их зависимость от 76 характеристик полей.
Глава 4. Обсуждение результатов. Возможность 83 экспериментальной проверки некоторых положений и выводов.
Заключение
Приложение 1. Параметризация Фано для профиля 94 изолированного резонанса.
Приложение 2. Переход от системы интегро - 95 дифференциальных уравнений к матрице неэрмитового эффективного гамильтониана.
Приложение 3. Параметрические выражения для сечения 98 фотоионизации в атоме водорода.
Приложение 4. Унитарное преобразование МНЭГ для пяти 101 связанных уровней (27).
Приложение 5. Сечение ионизации произвольно 102 поляризованным пробным полем в области 282рхР состояния, связанного лазерным полем, также произвольно поляризованным, с 2вЗй1П состоянием.
Список литературы

І„<і сі+1 ' 7*+ й(2) Г
ар-ар І л |2^/м-М МІ
(47)
<Ро
СІ р_СІ
Р-иР І
я/>-іал І
= а^
Е V)
(48)
V) МЯ1 '>-Мл,пл'}|
Несмотря на формально одинаковый вид для угловых распределений, они будут отличаться между собой, т. к. параметры А и сро зависят от выбранной связи уровней и параметров полей. Однако, есть и общие особенности: при циркулярной поляризации лазерного и пробного полей А= 0, при линейно поляризованных в одном направлении полях параметр А достигает максимального значения, равного единице. В общем случае параметры А и щ зависят не только от поляризационных параметров полей, но и от энергии пробного поля, при которой рассматривается угловое распределение. Есть варианты поляризаций, при которых эта зависимость оказывается слабой или отсутствует вовсе (оба поля линейно или циркулярно поляризованы).
Особенно интересным оказывается поведение угловых распределений в том случае, когда сильное поле циркулярно поляризовано. В этом случае сильное поле создает вырождение ’Р и ’Б состояний, но не вызывает смешивания состояний с различными значениями магнитного квантового числа М. Распределение фотоэлектронов по энергии имеет максимум при той же энергии, что и сечение фотоионизации. Поскольку при циркулярной поляризации сильного поля положения всех пар резонансов отличаются, то электроны с разными значениями магнитного квантового числа М вылетают с различной энергией. Точнее, максимумы распределения электронов с разными значениями М приходятся на разные энергии. Так как для рассмотренных схем связи АИС атом остается в 'Б состоянии, то полная система и электрон обладают одинаковым значением М.