Двухфотонные надпороговые процессы в атомах и многозарядных ионах

• Автор: Свиридов, Сергей Анатольевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2009
• Место защиты: Воронеж
• Количество страниц: 117 с.

1 Функции Грина для потенциала Фьюса
1.1 Метод модельного потенциала Фьюса
1.2 Обобщённое штурмовское разложение ФГ в ММП
2 Динамическая поляризуемость сложных атомов
2.1 Общие соотношения для атомных поляризуемостей
2.2 Техника расчёта радиальных матричных элементов
2.3 Численные результаты и обсуждение
3 Двухфотонная ионизация сложных атомов
3.1 Общие формулы для углового распределения и полного
сечения двухфотонной ионизации
3.2 Расчёт сечения надпороговой двухфотонной ионизации
3.3 Численные результаты для сечений НПИ и обсуждение
3.3.1 Полные сечения двухфотонной НПИ из в-состояний
3.3.2 Угловые распределения
4 Релятивистская поляризуемость многозарядных ионов
4.1 Основные положения релятивистской
теории водородоподобнго иона
4.1.1 Волновая функция связанного состояния
4.1.2 Функция Грина уравнения Дирака
4.2 Обобщённое штурмовское
разложение РКФГ
4.3 Релятивистская ДП водородоподобпых ионов

4.3.1 Отделение спин-угловой части
в матричных элементах
4.3.2 Численный расчёт
Приложение
П1 Аппроксимации Паде и е-алгоритм
П2 Проверка корректности е-алгоритма при расчёте НПИ
ПЗ Рекуррентные методы расчёта радиальных интегралов ГМ
Литература

Исследование однофотонных процессов взаимодействия атома с электромагнитным полем (фотоэффекта, поглощения и излучения кванта, тормозного излучения) было одной из первых задач квантовой механики [1,2]. Вскоре после создания квантовой механики были рассмотрены также некоторые двухфотонные процессы, например, рассеяние света на атоме [3], появляющееся лишь во втором порядке теории возмущений, и двухфотонный распад [4], преобладающий над однофотонным при запрете последнего правилами отбора. Расчет этих процессов основывался на малости постоянной электромагнитного взаимодействия и проводился по теории возмущений. В те же годы было указано на принципиальную возможность многофотонных процессов [1.], однако их систематического исследования длительное время не проводилось в силу крайне малой вероятности таких процессов при использовании обычных оптических источников. Положение изменилось с созданием квантовых генераторов излучения, поскольку высокая интенсивность световых пучков, достигаемая в них, сделала возможным наблюдение многофотонной ионизации, генерации гармоник, вынужденного комбинационного рассеяния и других многофотонных процессов. Первоначально (в 1960-х - 1970-х гг.) напряженности полей Р в лазерах хотя и были достаточны для проявления эффектов, нелинейных по интенсивности излучения, но не достигали внутриатомных Р^ « 5 х 10° В/см. При этом взаимодействие атомов с лазерным излучением происходит в пертурбативном режиме, поэтому параметры лазер-атомного взаимодействия по-прежнему могли быть рассчитаны по теории возмущений (в ее высших порядках). В дальнейшем пиковые значения напряженности поля в коротких лазерных импульсах стали достигать и даже превосходить характерные внутриатомные на-

В общем случае эллиптической поляризации волны полное сечение ионизации имеет вид
и определяется двумя радиальными матричными элементами (3.6) с I/ = 0 и 2.
3.2. Расчёт сечения надпороговой двухфотонной ионизации
Амплитуда двухфотонной ионизации атома из начального состояния |щ1г) содержит линейную комбинацию радиальных матричных элементов связанно-свободных переходов
где I — Ц±1, = 2. Выражения (1.2), (1.3) для волновых функций
и (1.9) для функции Грина позволяют аналитически выполнить инте-

(О £2 + а(с)^2
(3.13)
тыАЕ^ Е> Ед = №/| Гй(-Е; г, г'У rnii)
(3.14)
грирование по радиальным переменным в Т/(/ и представить их в виде
ряда

(3.15)

г Г,А ; х Г (2НА+1 I2 (2М)Л{(2р)Аг
ЫУР) ,/г(2Аг + 2)Г(2Л/ + 2) [г(2А + 2)] (2/ж)0(2/у)^