Комптоновское рассеяние фотона атомом и атомным ионом

• Автор: Арепьева, Ольга Александровна
• Шифр специальности: 01.04.05
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2013
• Место защиты: Ростов-на-Дону
• Количество страниц: 105 с. : ил.

СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ И ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
ГЛАВА
РЕЗУЛЬТАТЫ ИССЛЕДОВАНИЙ ПРОЦЕССА КОМПТОНОВСКОГ О РАССЕЯНИЯ ФОТОНА МНОГОЭЛЕКТРОННОЙ СИСТЕМОЙ
1.1. ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ ПРОЦЕССА
1.1.1. Импульсное приближение
1.1.2. Приближение некогерентной функции рассеяния
1.2. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЙ И РАСЧЕТОВ
СПЕКТРАЛЬНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ПРОЦЕССА
1.3. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ ИССЛЕДОВАНИЯ
ГЛАВА
КОМПТОНОВСКОЕ РАССЕЯНИЕ ФОТОНА АТОМОМ
2.1. АНАЛИТИЧЕСКАЯ СТРУКТУРА ДВАЖДЫ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОГО СЕЧЕНИЯ ПРОЦЕССА
2.2. РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТА ДВАЖДЫ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОГО СЕЧЕНИЯ ПРОЦЕССА
2.2.1. Атом 302п: комптоновское рассеяние фотона атомом с ё симметрией
в остове
Атом 30Zn: результаты расчета
2.2.2. Атомы 22Ті и 26Ре: комптоновское рассеяние фотона атомом с
открытой оболочкой
Атомы 22Ті и 26¥е: результаты расчета
2.2.3. Атом 18Аг: межоболочечиые корреляции при комптоновском
рассеянии фотона атомом
Атом 18Аг: результаты расчета
2.3. ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ГЛАВЫ
ГЛАВА
КОМПТОНОВСКОЕ РАССЕЯНИЕ ФОТОНА АТОМНЫМ
ИОНОМ
3.1 ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ ПРОЦЕССА
3.2. РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТА ОДНОКРАТНО ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОГО СЕЧЕНИЯ ПРОЦЕССА
3.2.1. Изоэлектронная последовательность атома Ве (4Ве, 04+, М§8+)
3.2.2. Изоэлектронная последовательность атома № (1(>Ые, 8і,+, Аг8+).
3.3. ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ГЛАВЫ
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

ВВЕДЕНИЕ И ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
Диссертация посвящена теоретическому исследованию процесса комптоновского рассеяния фотона электронами атома и атомного иона, когда энергия падающего фотона превышает энергии порогов ионизации оболочек атомов.
Для достижения поставленной цели развиты соответствующая многочастичная нерелятивистская квантовая теория и методы расчета спектров комптоновского рассеяния фотона свободным многоэлектронным атомом и атомным ионом.
Актуальность темы. Исследование процесса комптоновского рассеяния фотона такими многоэлектронными системами как атом с открытой оболочкой или многозарядный атомный ион широко востребованы современной фундаментальной и прикладной физикой. В частности, они важны в контексте проблем осуществления управляемого термоядерного синтеза, создания и применения рентгеновского лазера на свободных электронах, астрофизики и биологии.
До настоящего времени в мировой научно-исследовательской практике при квантовомеханических расчетах спектров комптоновского рассеяния традиционно использовали приближение некогерентной функции рассеяния и импульсное приближение [1], а также их обобщения [2,3]. Эти приближения определены при условии, в частности, г) - да0 / Z» 1 (здесь ц -модуль вектора переданного атому (иону) импульса, а0 - радиус Бора и 2 -заряд ядра). Столь сильное ограничение приводит к формальной неприменимости этих приближений в широких и интенсивно исследуемых современной физикой областях энергий и углов рассеяния фотона. Так, например, для атома Ъо при исследуемой в диссертации энергии падающего фотона 14.93 кэВ указанные приближения становятся существенно некорректными. Более того, в указанных приближениях волновая функция возбужденного электрона сплошного спектра рассматривается в виде плоской

Результаты расчетов представлены на Рис. 2.1, 2.2 и в Таблицах 2.1, 2.2. Для ширины инструментальной функции Г аусса взято экспериментальное значение Гbeam = 180 эВ. Это значение заметно меньше ширин рассчитанных комптоновских профилей (~2 кэВ, Рис. 2.1, 2.2) и намного превышает ширины областей Лео возникновения наиболее интенсивных резонансных ландсберг-манделынтам-рамановских линий - аналогов линий М23 (Дсо ~ 20 эВ [41]) и М45 (Доз ~ 10 эВ [42]) спектров фотопоглощения атома Zn.
Последнее обстоятельство позволило нам ограничиться учетом в (2.7) лишь сплошного спектра конечных состояний рассеяния. Это тем более допустимо, что соответствующие резонансы подавлены в Tbeam 1 ГП[/ раз, где,
например, естественная ширина распада З/т-вакансии Г3/, = 2.1 эВ [43].
Мы также пренебрегли эффектом спин-орбитального расщепления глубокой 2Pi/2,3i2~ и субвалентных Зри23,2 - и 3d3/2 5/2-оболочек остова (константы
расщепления 5So ~ 22.9 (2р), 2.6 (3р) и 0.8 (3d) эВ [12]). Для энергий порогов ионизации щ/1-оболочск остова при расчете Д , в (2.8), (2.13) и (2.16)
приняты экспериментальные значения, приведенные в работах [12,44]: 1щ1 (в эВ) = 9660.7 (Is), 1196.7 (2s), 1033.6 (2р), 141.0 (3s), 97.4 (3р), 11.6 (3d), 9.4 (4s). Здесь для состояний Pi/2 3/2 и ^з/2 5/2 иами взяты средние значения. В
суммах по гармоникам в сечениях (2.8), (2.13) и (2.16) учтены значения / от 0 до 20. Учет высших (/ > 20) гармоник изменяет результаты расчета не более чем на 0.1%.
На Рис. 2.1 представлены лидирующие парциальные вклады в сечение комптоновского рассеяния от валентной 4s- и субвалентных 3s-, Зр- и 3d— оболочек. Как и следовало ожидать, основной вклад в вероятность рассеяния дает многоэлектронная Зс/-оболочка. При увеличении энергии падающего фотона абсолютные величины вкладов уменьшаются, комптоновские профили расширяются и их максимумы сдвигаются в длинноволновую часть спектра по энергии рассеянного фотона (см. также Рис. 2.2). Этот результат