Динамические эффекты в формировании автоионизационных резонансов

• Автор: Кулов, Михаил Андреевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 130 с. : ил.

Глава 1. Фотоионизация атомов и ионов

1.1. Экспериментальные методы исследования фотоионизации

1.2. Многоэлектронные корреляции

Глава 2. Методы расчета сечения фотоионизации

2.1. Взаимодействие атома с электромагнитным полем и сечение

фотоионизации

2.2. Одночастичный базис Хартри - Фока

2.3. Диаграммная техника Фейнмана — Голдстоуна

2.4. Приближение случайных фаз с обменом

2.5. Автоионизационный резонанс

2.6. Уравнение Дайсона для собственно-энергетической части функции

Грина
2.7. Взаимодействие "две частицы - две дырки" в эффективном
электронном взаимодействии
Глава 3. Автоионизационные резонансы 4а 14р6№ в изоэлектронной последовательности криптона
3.1. Влияние динамической поляризуемости
3.2. Влияние динамической поляризации
3.3. Влияние динамической экранировки
Глава 4. Автоионизационные резонансы №1№6^+1)з мр в атомах щелочных металлов
4.1. Влияние динамической поляризуемости
4.2. Влияние динамической поляризации
4.3. Влияние динамической экранировки
Заключение
Список цитируемой литературы
Актуальность темы.
Большинство наших знаний о микромире почерпнуто из анализа взаимодействия электромагнитного излучения с веществом. Одним из фундаментальных процессов, изучение характеристик которого является важной научной задачей, является фотоэффект. Поскольку слабое электромагнитное поле не искажает сами волновые функции атома, а приводит лишь к переходу между состояниями, изучение фотоионизации дает возможность получить данные об атомных волновых функциях, а, значит, и об электронных процессах в атоме. Для этого необходимо комплексное исследование процесса: с одной стороны, экспериментальное изучение фотоионизации, а с другой - теоретическое описание, отражающее экспериментальные особенности, следовательно, дающее правильное представление о поведении электронов в атоме.
Точное аналитическое решение уравнения Шредингера возможно только для атома водорода, поэтому для теоретического описания более сложных многоэлектронных объектов приходится пользоваться приближенными методами. Наилучшим приближением, в рамках которого сохраняется понятие о независимом движении электронов, является приближение Хартри-Фока (ХФ) [1-3]. В этом приближении электрон движется в среднем самосогласованном поле остальных электронов. Взаимодействие, не учтенное в среднем поле (остаточное взаимодействие), обусловлено многоэлектронными корреляциями. Эксперименты 1960-х годов показали, что некоторые экспериментальные особенности не могут быть описаны без учета корреляций (существование минимума в сечении фотоионизации за порогом, различные резонансные эффекты [4-11]). Разработанное в начале 1970-х приближение случайных фаз с обменом (ПСФО) [12-23] позволило учесть ряд коррелляционных процессов, связанных с динамической поляризуемостью электронных оболочек. Это приближение оказалось весьма успешным в ряде
случаев (см. обзор [23], например), но усовершенствования экспериментальной техники привели к наблюдению особенностей, не описываемых ПСФО.
При исследовании динамических корреляционных эффектов является важным выбор процесса, при котором роль малого остаточного взаимодействия велика. Примером такого процесса является автоионизационный резонанс, наблюдаемый в сечении фотоионизации открытого канала (из внешней оболочки) в диапазоне энергий дискретных возбуждений закрытого канала (из внутренней оболочки).
Множество работ посвящено проблеме фотоионизации внешних электронных оболочек благородных газов [17, 22, 24-38]. Это связано с тем, что: во-первых, эти объекты сравнительно легко исследовать
экспериментально, т.к. не составляет труда получить атомные пучки любой концентрации; во-вторых, теоретическое описание процесса фотоотрыва от атома благородного газа также сравнительно легко, поскольку электронная оболочка замкнута и расчёты многоэлектронных процессов значительно упрощаются [23]. Положительные ионы, изоэлектронные благородным газам по строению, сложнее для экспериментального исследования (до недавнего времени не удавалось получить большие концентрации этих ионов [30-32, 38]), однако расчёт фотоионизационных процессов принципиально не отличается от случая благородных газов — в системе меняется только заряд ядра. В силу этого теоретическое рассмотрение автоионизационных резонансов в изоэлектронной последовательности, а также экспериментальная проверка полученных данных представляют особый интерес, поскольку с увеличением заряда ядра уменьшается порядок малости межэлектронного взаимодействия, следовательно, можно проанализировать, насколько большой остается роль тех или иных корреляций с уменьшением их полного корреляционного влияния.
В теоретической работе, посвященной исследованию автоионизационного резонанса ЪзлЪр6Ар в аргоне [22], было показано, что для описания резонансных особенностей помимо ПСФО необходимо учесть более сложные динамические процессы с взаимодействием "два электрона - две дырки" [22, 23]. Включение данных процессов при построении базиса волновых функций приводит к учету

-а = • г»—• + ■ > (£) > • + ^-{х)
-{¥) <■■« + —мТ'
(2.51)
Для новых волновых функций основного (| іпад)) и возбужденного ((к) состояния получим интегральные уравнения:
т (к
'* I У*пол
-к )т)
' Кпол ' I
-к )Ь
ЙЬК 8 ~ -Є~+і5 Єг -Є -і5
^п/іл ппп
гпол / ~ *> +

£(є, )| і„
V ‘ти / "
(2.52)
т>Р
Єі -Єт+1^ І~Р гі -Є/~і8
1ППЛ "* П/171
Точность нахождения волновых функций и энергий определяется выбором поляризационного потенциала. Возможные процессы, входящие в оператор Е(ш), представлены на диаграмме ниже:
(2.53)
Точный учет всех порядков для £(о>) эквивалентен точному решению уравнения Шредингера и, естественно, невозможен. Поэтому необходимо выбрать основные процессы, определяющие одночастичные энергии.
Поскольку оператор Е(<а) входит в интегральное уравнение (2.51), при построении новой волновой функции учитывается последовательность диаграмм с многократным повторением собственно-энергетической части: