Взаимодействие лазерного излучения с легкими заряженными частицами в квантовомеханических системах

• Автор: Сергеева, Татьяна Алексеевна
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2013
• Место защиты: Саратов
• Количество страниц: 246 с. : ил.

Содержание
Введение
Актуальность темы
Степень разработанности темы
Цели и задачи диссертационной работы
Научная новизна работы
Теоретическая и практическая значимость работы
Методология и методы исследования
Положения, выносимые на защиту
Степень достоверности и апробация результатов
Структура работы
Глава 1 Двойная фотоионизация атомов и ионов
1.1 Введение
1.1.1 Двойная фотононизация как фундаментальное проявление межэлек-тронных корреляций
1.1.2 Механизмы двойной фотоионизации
1.1.3 Характеристики процесса двойной фотоиопизации
1.1.4 Эксперименты по изучению двойной фотоиопизации
1.2 Теория
1.2.1 Параметризация тройного дифференциального поперечного сечения
1.2.2 Теория Ванье
1.2.3 Гауссово приближение для корреляционного параметра и гауссова ширина угловой корреляции
1.2.4 Альтернативы гауссовой аппроксимации корреляционного параметра
1.3 Метод расчета гауссовой ширины угловой корреляции
1.3.1 Используемые в настоящее время методы расчета тройного дифференциального поперечного сечения и их недостатки
1.3.2 Метод сопутствующих координат для численного расчета тройного дифференциального поперечного сечения
1.3.3 Численная реализация решения уравнения Шрсдипгера
1.4 Результаты расчета и обсуждение
1.4.1 Атом гелия в основном состоянии
1.4.1.1 Сравнение с результатами других методов теоретического расчета
и эксперимента
1.4.1.2 Применение законов Ванье и КО для анализа углового распределения
1.4.2 Мишени с сильно асимметричной конфигурацией начального состояния
1.4.2.1 Отрицательный атомарный нон водорода Н~

1.4.2.‘2 Атом гелия в возбужденном состоянии Не І82в
1.4.2.3 Атом гелия в возбужденном.состоянии Не ЩЗв
1.4.3 Анализ общих закономерностей поведения гауссовой ширины
1.4.4 Анализ общих закономерностей поведения 2ДС
1.5 Общие выводы
Глава 2 Каналирование заряженных частиц
2.1 Введение
2.1.1 Сущность явления каналирования
2.1.2 Развитие представлений о каналировании
2.1.3 Связь каналирования с другими физическими явлениями
2.1.4 Возможности практического использования каналирования
2.1.4.1 Изучение структуры кристалла
2.1.4.2 Измерение характеристик заряженных частиц
2.1.4.3 Управление пучками заряженных частиц
2.1.4.4 Исследование различных процессов и реакций в ядерной физике
2.1.4.5 Создание источников излучения
2.1.4.6 Управление излучением каналироваиных частиц
2.1.4.7 Получение высокоэнергетических пучков поляризованных пар е+е
2.2 Теория каналирования
2.2.1 Приближения в описании каналирования и условия их применимости
2.2.1.1 Непрерывный потенциал
2.2.1.2 Классическая механика
2.2.2 Характеристика движения частицы в кристалле
2.2.2.1 Режимы движения и условия их реализации
2.2.2.2 Уравнения движения каналироваиных частиц
2.2.2.3 Учет энергетических потерь
2.2.2.4 Учет дсканалировапия
2.2.2.5 Характеристика динамики каналироваиных частиц
2.2.3 Особенности каналирования в изогнутом кристалле
2.2.3.1 Изменение характеристик процесса каналирования при искривлении кристалла
2.2.3.2 Объемный и градиентный захват
2.2.3.3 Эффективность отклонения пучка частиц изогнутым кристаллом
2.2.3.4 Каналирование в периодически искривленном кристалле
2.3 Поведение каналироваиных частиц в кристалле под воздействием лазерного излучения
2.3.1 Стимулирование каналирования частиц с помощью лазерного излучения
2.3.2 Ускорение каналироваиных частиц с помощью лазерного излучения
2.3.2.1 Методы ускорения частиц и их трудности

2.3.2.'2 Сущность метода лазерного ускорения в периодически искривленных кристаллах и способы их создания
2.3.2.3 Квантово-классическое приближение для вывода уравнений движения каналированной частицы в лазерном поле
2.3.2.4 Результаты численного моделирования движения каналированной частицы в лазерном поле
2.3.2.5 Численные оценки характеристик ускорения с помощью рассматриваемого метода
2.4 Общие выводы
Заключение и выводы
Список литературы

нис выбитого электрона во внешней области, которое, в свою очередь, и выражается через рассчитанную волновую функцию. В частности, вероятность ионизации определяется интегрированием плотности этого распределения по всему объему внешней области.
Таким образом, общей проблемой при решении рассматриваемой задачи является необходимость учета точного асимптотического вида волновых функций конечных электронов континуума. Кроме того, при их эволюции в численном представлении резко увеличивается размер соответствующей пространственной области, что требует координатной сетки с огромным числом точек разбиения и базисных функций. В свою очередь, это приводит к так называемому эффекту нсфнзичсского отражения [312] от се границ. Такие проблемы с размерами координатной! сетки и базиса возникают также и пз-за резкого роста фазового градиента при эволюции волнового пакета. Наконец, временной подход предполагает переход к жесткой системе связанных дифференциальных уравнений 1 порядка, что вызывает проблемы с точностью и сходимостью решения [192, 283, 318, 321].
Чтобы избежать этих характерных трудностей, связанных с расчетом ЗДС фотонопн-зацнн, мы применили разработанный и опробованный ранее альтернативный! подход, основанный на методе сопутствующих координат (сокращенно СК; в англоязычной литературе - Time-Dependent, Scaling, или TDS). Перейдем к его описанию.
1.3.2 Метод сопутствующих координат для численного расчета
В основе использованного нами метода СК лежит замена координатной переменной [74]
где г = Гх_2 - координаты выбитых электронов, £ - новая координатная переменная, a(t) -зависящий только от времени масштабирующий фактор. В общем случае это произвольная функция некоего параметра t (лишь впоследствии он для удобства полагается временной переменной), выбираемая из соображений удобства расчета [192]. Требуется лишь, чтобы она была действительной, равной 1 в диапазоне значений времени от tinitiai Д° tsc. обозначающих моменты начала взаимодействия н начала масштабирования соответственно, большей 1 во все последующие моменты, а при больших значениях времени стремиться к линейной функции последнего (то есть се производная должна стремиться в этом случае к некой постоянной à,*, = |t_5.oo) [321]. Как правило, для решения задач рассматриваемого класса
удобно выбирать ее в виде [321]:
(где 7] - подбираемый для конкретной задачи численный параметр), обеспечивающем выполнение условия àx = const = Г] [289, 318]. Для нашего конкретного случая мы использовали (как и в предыдущих работах [283, 289]) [304] a(t) = y/l + (??i)2 = y/l + (à-оД)2 (то есть п = 2), полагая tsc моментом окончания внешнего воздействия на систему.
тройного дифференциального поперечного сечения
г = a(t)ç,
(1.33)
(1.34)