КЭД, ядерные и Р-нечетные эффекты в теории многозарядных ионов

• Автор: Нефёдов, Андрей Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 166 с. : ил.

1 Введение
2 Теория лэмбовского сдвига в тяжелых многозарядных ионах
2.1 Нынешний статус теоретических предсказаний
2.2 Вычисление поправки на собственную энергию сильносвязанного электрона
2.3 Поправка на поляризацию ядра в лэмбовский сдвиг уровней
2.3.1 Формулировка проблемы
2.3.2 Численные результаты и обсуждения
3 Теория сверхтонкой структуры для энергетических уровней многозарядных ионов
3.1 Магнитное дипольное расщепление в рамках приближения внешнего поля
3.2 Сверхтонкая структура ионов висмута
3.2.1 Динамическая протонная модель для сверхтонкой структуры в ионах 2g|Bi ions
3.2.2 Предел внешнего поля и эффект Бора-Вайскопфа
3.2.3 Поправки на поляризацию вакуума к сверхтонкой структуре в приближении Юлинга
3.2.4 Численные результаты и обсуждения
3.3 Нынешний статус теоретических предсказаний для уровней сверхтонкой структуры
3.4 Эффект поляризации ядра в сверхтонкой структуре уровней
3.5 Сверхтонкая структура многозарядных ионов с вращательновозбужденными ядрами
4 Поправка на поляризацию ядра в д фактор связанного электрона в тяжелых многозарядных ионах
4.1 Формулировка проблемы и ее нынешний статус
4.2 Численные результаты и обсуждения
5 Р-нечетные эффекты в спектрах гелиеподобных ионов
5.1 Формулировка проблемы и ее нынешний статус
5.2 Р-нечетные корреляции, не зависящие от спина ядра
5.3 Р-нечетные корреляции, зависящие от спина ядра
6 Интерференционные эффекты в рекомбинации электрона с тяжелым ионом
6.1 Формулировка проблемы и ее нынешний статус
6.2 Сечение рекомбинации электрона с водородоподобным тяжелым ионом
6.3 Численные расчеты и обсуждение результатов
7 Нерелятивистский двойной фотоэффект на электронной К оболочке
7.1 Формулировка проблемы и ее нынешний статус
7.2 Амплитуда двойной фотоионизации
7.3 Амплитуда магнитного дипольного перехода зануляется
7.4 Дифференциальные и полное сечения двойной фотоиоЛитература
Приложение А Приложение В Заключение
низации
7.5 Численные результаты и их обсуждение

Глава
Актуальность темы
Спектроскопия многозарядных ионов сформировалась за последние десятилетия в одну из важных приоритетных областей атомной физики. Многозарядными обычно принято называть ионы, у которых число электронов значительно меньше, чем заряд ядра Z. В настоящее время широкое распространение получили мощные устройства, которые позволяют достичь любой степени ионизации практически любого атома вплоть до урана. Наиболее популярными способами получения многозарядных ионов являются:
• Метод пучок-фольга с использованием ускорителей ионов;
• Ионизация электронным ударом в комнатных установках типа EBIS, EBIT или Super-EBIT;
• Ионизация фотонным ударом, что связано, главным образом, с недавними успехами в создании новой генерации источников син-хротронного излучения.
Растут как качество и интенсивности самих пучков многозарядных ионов, так и возможности различных манипуляций с ними. Например, пучки можно охлаждать, можно транспортировать практически без потерь и накапливать в накопительном кольце. Отдельные ионы можно в течение длительного времени удерживать в ловушках. Успехи в исследованиях многозарядных ионов находят самое широкое практическое применение в микроэлектронике и нанотехнологиях (ионная имплантация, точечное легирование, ионная литография), биотехнологии и медицине.
Помимо прикладного интереса изучение многозарядных ионов имеет и чисто фундаментальное значение. Наиболее актуальными здесь являются высокоточные измерения и, соответственно, теоретические
вычисляются в поле конечного зарядового распределения, определенного зарядовой плотностью
РІГ) = 1 7 (2.45)
ехр[(г-с2)/а2] +
с С2 = 6.75 фм и «2 = 0.468 фм [130].
В рамках Дирак-Хартри-Фоковского подхода [131] и динамической протонной модели, сверхтонкое расщепление основного состояния литиеподобного иона 28ІВі было сосчитано в работе [110]. Без учета одноэлектронных радиационных поправок нами было получено значение А = 1.553 /ш [110], которое согласуется достаточно хорошо с А = 1.543(11) /ш сосчитанной в работе [96] и экспериментальным значением Аехр =1.544(57) /ш [132]. Нужно отметить, что результат работы [110] был скалирован отношением наблюдаемого магнитного момента к вычисленному моменту. Кроме того, в работе [110] был учтен небольшой вклад, обусловленный брейтовским взаимодействием и сосчитанный в работе [96]. Поправка на поляризацию вакуума к сверхтонкому расщеплению основного состояния в ионах 28ІВі80+ также была вычислена в работе [110] (см. таблицу 3.2). Первая строка в таблице 3.2 соответствует расчету графиков 3.4(а) и 3.4(Ь), а вторая строка соответствует вкладу от графика 3.4(с). Поправка Уичмана-Кролла была сосчитана позднее в работе [111] в рамках приближения внешнего поля и оказалась довольно маленькой, в согласии с результатами, полученными для водородоподобного иона висмута [104].
Табл. 3.2: Различные вклады в поправку на поляризацию вакуума к сверхтонкому М1 расщеплению основного состояния в водородо- и литиеподобных ионах висмута (в эВ).
Эффект і 1^1/2 2^1/2
поправка Юлинга к волновой функции петлевая поправка Юлинга поправка Уичмана-Кролла к волновой функции 0.0260 0.0093 -0.0007 [103] [103] [104] 0.0041 0.0015 0.0002 [110] [НО] [111]
полный вклад в поляризацию вакуума 0.0346 [104] 0.0058 [110, 111]
43 Динамическая протонная модель в комбинации с Дирак-Хартри—
Фоковским методом была также применена для расчета сверхтонких расщеплений 2рз/2 состояний в литии-, боро- и азотоподобных ионов висмута [110]. Энергии связи для внешнего 2р3/2 электрона в 2§зВі80+,