Фотоотрыв слабосвязанного электрона в сильных электромагнитных полях

• Автор: Фролов, Михаил Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Воронеж
• Количество страниц: 163 с. : ил.

Оглавление
Введение
1 Некоторые общие вопросы теории ККЭС и точные соотношения для модели потенциала нулевого радиуса
1.1 Основные уравнения теории ККЭС
1.2 Нормировка волновых функций ККЭС
1.3 Точные соотношения теории ККЭС в модели -потенциала
1.3.1 Геометрия полей и масштабные единицы
1.3.2 Уравнение на комплексную квазиэнергию (б) и Фе(г, £)
1.3.3 Точные соотношения теории ККЭС в модели потенциала нулевого радиуса для Т
1.3.4 Комплексная энергия квазистационарного состояния в модели (5-потенциала в присутствии постоянного электрического поля
1.4 Поляризуемость и
дипольный момент ККЭС
1.4.1 Связь между поляризуемостью и динамическим эффектом Штарка в случае слабого лазерного поля и

1.4.2 Дипольный момент и поляризуемость нестабильных систем

1.4.3 Поляризационные аномалии в рассеянии света ато-
мами и ионами в присутствии сильного постоянного электрического поля
1.4.4 Поляризационные явления в генерации высших гармоник в присутствии сильного постоянного поля
2 Угловые распределения и эллиптический дихроизм в многофотонном фотоотрыве слабосвязанного электрона
2.1 Амплитуда п-фотонного фотоотрыва в модели 5-потенциала
2.2 Разложение Бриллюэна-Вигнера и
Рэлея-Шредингера в модели потенциала нулевого радиуса
2.2.1 Разложение Бриллюэна-Вигнера
2.2.2 Разложение Рэлея-Шредингера
2.3 Поправки высших порядков теории возмущений к сечению одно- и двухфотонного фотоотрыва слабосвязанного электрона
2.4 Многофотонный отрыв слабосвязанного электрона
2.4.1 Пороговые особенности и связь парциальных ширин
с мнимой частью квазиэнергии
2.5 Численный анализ
2.5.1 Сравнение теоретических результатов с экспериментами и предыдущими многоэлектронными расчетами
2.5.2 Анализ углового распределения
2.5.3 Анализ ЭД-членов в угловом распределении
3 Фотораспад слабосвязанного электрона в сильном лазерном поле
3.1 Случай и < 1
3.1.1 Циркулярно поляризованное поле
3.1.2 Линейно поляризованное поле

3.2 Квазистационарная стабилизация. Случай надпороговых частот
3.3 Поведение комплексной квазиэнергии в сверхсильных электромагнитных полях
4 Фотоотрыв слабосвязанного электрона в присутствии сильного постоянного электрического ПОЛЯ
4.1 Предел слабого лазерного поля
4.2 Асимптотические выражения а(г; ш)
4.3 Сечение однофотонного фотоотрыва в присутствии сильного постоянного поля
4.3.1 Основные соотношения
4.3.2 Анализ альтернативных аппроксимаций
4.4 Гиперполяризуемость и двухфотонный фотоотрыв слабосвязанного электрона в присутствии сильного постоянного электрического поля
4.4.1 Гиперполяризуемость слабосвязанной системы в присутствии сильного постоянного поля
4.4.2 Сечение двухфотонного фотоотрыва отрицательного иона в присутствии постоянного поля
Заключение
Приложение
А. 1 Функция Грина свободного электрона в поле монохроматической лазерной волны и постоянном электрическом поле
А.2 Расчет и регуляризация некоторых интегралов
А.З Предельные соотношения для регуляризованной функции
Грина д?(Е) и ее производных в пределе г —»
А.4 Явные выражения для д* в модели 5-потенциала

на fn Заметим, что соотношения симметрии для Мпп> и коэффициентов fn аналогичны (1.46) и (1.51).
Основная трудность в решении уравнений (1-47) и (1.48) состоит в расчете матричных элементов Mnjni(E'), определяемых соотношениями (1.44) и (1.45). Одной из основных проблем в расчете матричных элементов является аналитическое продолжение этих соотношений в плоскость е, где Ime < 0. Частично решение этой проблемы будет рассмотрено в главе 3. Другой трудностью является расчет бесконечной суммы в (1.45). Эта проблема упрощается в некоторых специальных случаях:
1. При Т —> 0 др(—Е') —> /~Ё' (см. приложение А.З), тогда Кт(т) определяется одной функцией Бесселя, а соотношения (1.37), (1.47) и (1-48) совпадают с соответствующими соотношениями для эллиптически поляризованного поля, приведенные в [34] (см. ниже).
2. Интерференция между статическим и лазерным полем исчезает для ортогональной геометрии, F(t) JF — 0 (или Л = 0). Как следует из (1.37) и (1.38), вся зависимость от постоянного поля определяется экспоненциальным фактором exp(-if3/12).
3. В случае циркулярно поляризованного света Кт(т) имеет вид:
Кш(т) = imeJm (sin0*£тcos 0 , (1.56)
однако 4>e{t) содержит как четные, так и нечетные гармоники. Только в случае ортогональных полей (sin в = 0) Кт принимает самый простой вид, Кт{т) = 8то, так что результат становится аналогичным результату для циркулярно поляризованного поля в отсутствии постоянного поля [27, 32], отличающемуся только добавочным фактором ехр(—nF2t'3/12) [83].