Введение к работе
Актуальность темы. Создание таких историков элэктромагнит-ого излучения, как лазеры, открыло широкие возмояаости для сследования многофотонных процессов и проведения новых кспэриментов с цзлью обнаружения белее тонких эффектов птическоа квантовой когероятности. Взаимодействие сильных го-ез с атомами и электронами, в котором одновременно участвуют ного фотонов, приводит к большой эффективности цзлого ряда елинеаных продассов. Исследование многофотонных цроцэссов, озникагоших при взаимодействии интенсивного лазерного излучения атомами и электронами, является одноа из актуальных задач азэряоа физики.
Все квантовые процессы под действием электромагнитного излу-ения можно разделить на две группы: I) процессы, идушго з от-утствие поля и изменяемые полем; 2) процессы, индуцируемые лэктромагнитным полем и не идущие без поля.
К первоа группа относятся многофотонные процессы при столк-
0Е8ЕИИ электрона с атомами, которые представляют особый инте-
ес для излучения высоковозбужденных и автоионизационных сос-
ояниа атомов, для обнаружения новых явленна я закономэрностзя
ри упругом и неупругом рассеянии во внешнем интенсивном
лэктромагнитном поле.
Ко второй группе относятся многофотоппая резонансная иониза-ля . процессы при наличии автоионизашонных состояний и вывун-енпыа /?-распад протона, индуцированный интенсивным злзктромаг-итным излучением. Изучение многофотонноа резонансноа ионизации томов имеет важное значение для выяснения закономерностеа провеса, для исследования структур атомов, их энергетических пэктров. Особенно актуальным является исследование воздеаствия нэшнего интенсивного электромагнитного поля на превращение лементарных частиц, в частности на /э-распад протона, который нергетически запрещен для свободной частицы.
Появление высококогерентных источников электромагнитного злучения - лазеров, открыло новые перспективы для исследования ффектов оптической квантовой когерентности при взаимодействии атомами и электронами. Последние достижения в эксперимен-альноа технике позволяют проводить эксперименты по ЗЗИМ0Д8ЙСТВІ20 одного или нескольких атомов с отдельной модоа
излучения в резонатора. БрззшпкжЕШ исследования в этой области могут выявить новью фундаментальные закономерности. В последнее время интенсивно проводятся теоретическиз и экспериментальные исследования новых квантовых состояний излучения, которыз назаваатся "сжатики" или "хзухфотояньми когєрентньки" состснниями. Эти состояния, как и обычные когерентные состояния фотонов, при определенных условиях минимизируют ссотеосоеиз неопределенности "координаты" и "импульса", но не вазвт классического аналога. Язучешю взаимодействия этиг состояния с атомами и злектронгмл представляется актуальной проблемой соврэмзнног лазерной физики.
Дельа дпссерганиовнон работы явлкзтся: Разработка теории ыногофотонных процессов и эффектов взаимодействия когерентвого излучения с атомами и злестронамк :: проведениз исследования:
влияния резонансного внешнего электромагнитного излучон;вд на упругое и неупругое столкновения электрона с атомаки;
образования связанного состояния (отрицательного иона) и резонансного упругого и неупругого рассеяния при налігши внешнего интенсивного электромагнитного излучения;
многофотонноа резонансной ионизации через и близких промежуточных, резонансов, а также исследование влияния на этот процесс самоиндуцированного адиабатического инвертирования;
трехфотонного резонансного расщепления ортошзитрония в интенсивном электромагнитном полз;
'- влияния внешнего интенсивного поля на автоионизационные состояния атомов;
_ шггнмалшах условии геверзвди третьей гармоники, когда в качестве верхнего резонансного состояния используется автоиони-запионные состояния;
воздействия внешнего электромагнитного поля на р -распад протона;
эвфезстоэ квантовой когерентности электромагнитного излуче-ния при взаимодействии с атомами. Изучение явления коллапса и возрождения осцилляция населенности атома в сжатом когерентном поле;
эффектов квантовой когерентности электромагнитного поля ри взаимодействии с электронами. Изучение статистических войств фотонов при атсм взаимодействии;
взаимодействия квантованного ачектромагЕитного излучения с лзктроном, находящимся в яме гармонического осциллятора.
Научная новизна. Впервые вычислены эффективные сечения пругого и нэупругого рассеяния электрода на атокэ ео внэшдем озонансном электромагнитном поле. Вычислена вероятность обра-азания связанного состояния (отрицательного иона) под дейст-ием внешнего электромагнитного поля. На&гашл поперачнкки пругого и неупругого резонансного рассеяния электрона на атоме ионе) зо внешнем электромагнитном пола, когда имеются азто-внизаикояные (звтоотрызнке) и истинные уровни, которые связаны ежду собой резонансным электромагнитным взаимодействием.
Разработан алгебраический подход к вычислению и решена общая здача о многофотонноа ионизации через м прс*к5!хуточЕЫХ близких озонансоБ. Получено распределение фотоэлектронов, в котором яявляэтся много близких максимумов. .
Постазлена и решена разработанным ' методом общая задача о дигаик веєееєго интенсивного электромагнитного поля на втоионизационные состояния, .когда имеется n+i дискретных ровней ниже первого порога ^ионизации атома и м втоионизационных уровней выше этого пирога. Обсуждаются опросы о сужении автоионизационных резонансов и об оптимизации злучения третьей гармоники.
Решена задача о трехфотонном резонансном раешеплениии атома ртопозитрония в поле двух встречных пучков лазерного злучения.
Впервые вычислена вероятность вынужденного ^-ласпада ротона, индуцированного электромагнитным излучением.
Впервые исследовано взаимодеаствиэ когерентного- электромаг-итного излучения с совокупностью идентичных резонансных ато-гав. В случае сжатого поля исследованы эффекты коллапса и юзрождения населенности, когда в резонаторе ищется один юзбужденныа атом. Рассмотрены случаи однофотоннохо и ївухфотонного резонансов. Впзраыэ показано. что при заимодеяствии электрона с отдельными линазно тдяризованными
ыодами вакуума и при движении в когерентном квантовом поле с линейно поляризацией образуются сжатые состояния света.
Впервые изучены когерентные состояния и излучения системы, состояаэа из квантововга электромагнитного поля и електрона, нгходяиээгося в яме гармонического осциллятора.
Практическая юнность. Приведенные результаты по многофотонным продассам при рассеянии электрона на атоме во внешнем электроыагнитном поле, резонансной ионизации к по процессам при наличии автокониззыионшх состоянии, могут быть использованы для изучения структур и спвістров атомов, высоковозо'уждэнных и автоиояизадаонныг состояний, для исследования закономерностей многофотонных проаэссов. для разработки методов лазерного разделения изотопов, для создания когерентных источников электромагнитного излучения, лежащего в ультрафиолетовой и вакуумно ультрафиолетовой областях, для получения отрицательно ионов, для Еагрэва плазкы.
Результаты по вынужденному л-распаду протона под действием внешнего электромагнитного поля могут быть использованы для изучения произссов, происходящий в некоторых астрофизических объектах, например таких как пульсары, где существуют сверхсильные ПОЛЯ.
Результаты по взаимодействию когерентного квантованного излучения с атомами и электронами стимулируют постановку ряда экспериментов с палью изучения характера взаимодействия излучения, находядегося в различных квантовых состояниях, для исследования резонансной флуоресценции атомов и изучения статистики фотонов.
Результаты по взаимодействию квантованного излучения с электроном в яме гармонического осциллятора могут быть использованы для исследования взаимодействия с электроном, движущимся в постоянном магнитном поле, и изучения когерентных состояний, возникаюсих при взаимодействии.
Апробация работы. Рзаультаты, полученные в диссертации, докладывались на Всесовзноа научно-технической конференции по квантовой электронике в Ереване (1967г.), еэ конференции по взаимодействию электрона с сильным электромагнитным полем излучения в Венгрии (Балатонфюрэд, 1972), на 1-ом Всесоюзном
кмпозиукз по светому 320 а Казанії (1973г.), на &-оа Есесовзноа
ЗЕйЗреНШИ ПО КОГереНТЕОЗ И ЕЄЛИЕЄ2Я0Й ОЛТИКЭ В Г.ТбКЛЛСЗ
Е976Г.), на 2-оа Международноа конференции по мяогофотонЕкм роцс-ссзм в Венгрии (Еудагеит, 1920г.), на Всесоззных энфзренциях по теории атомов и атомных спектров в Воронзжэ 1880г.), в Минске (1983г.). з Ужгороде (IS85r.), в . Томска IS8-9r.), на заседаниях секции по фотопроцзссам Сонэта по
ИЗИКЄ ЗЛЕбКТрОЕНЫХ И аТОМНЫХ СТ0ЛКН0ВЄЕИ2 АН СССР в Риго
1982г.), на КежБедомственном рабочем совещании по нелинааноа знкзации сланных атсмов з Ужгорода (1334г.), з Воронекз 1989т.), на 6-ой Международной сколе по когерентной оптике в элыпе (Устрон, 1585г.). на 13-оя Международной конференции по эгерентноа к нелинейной оптике в г.Минске Структура и объем. Диссертация состоит из введения, езсти язв, содержащих орипиальниэ результаты, трог приложзниа, ратких бьізодоб и списка літературу. Диссертация содержит ' 256 грзшш машинописного текста, в том числе 13"рисунков и список дтературы, включающий 153 наименований. На запдпу выносится: I. Теория и новыа. методы исследования МЕогофотонных провесов во внешнем интенсивном электромагнитном полэ. Получение'сечеЕиа упругих и Ееупругих" процессов при голкновеяии электрона с атомом «при наличии, резонансного коктрсмагнитного излучения. Получение сечений упругих и Еєупругих процессов, 'а жке вероятность' образования связанного состояния отрицательного иона) при наличии интенсивного элоктрсмагяктно-: излучения. Нахождение распределения фотоэлектронов по энергиям и зроятнесть мяогофотошоа резонансное ионизации в зависимости г времени з -случае, когда верхнее промежуточное состояние :едст2Еляет собой и близких уревнеа. 1.4. Обнаружение асимметрии з зависимости от знака 1.5. Рабработка алгебраического метода решения обсев . задачи о влиянии внешнего интенсивного электромагнитного полл на аВТОИОЕИЗаЦЯОНЕЬВ СОСТОЯНИЯ, При ПРОИЗВОЛЬНОМ ЧИСЛЭ ДИСКрЗТЕШ уровней нкнэ гарвого порога нонизацги атома и азтоионизацкозньк урошен вьшэ первого порога. Получение необходимого условия сужения аьтоионизгщионЕыг резонансов и оптимального условия излучения третьеа гармоники. 1.8. Езезейз задачи и штученка вероятности трехфотонного расзеплэЕкя атоиа ортопозитрония б интенсивное электромагнитном поле излучения. 1.7. Получение вероятности вынуэдвЕного /5-распада протона, индуц-грованного интенсивным электромагнитный полом. 2. Теория взаимодействия квантового когерентного излучения с атомами и электронами. 2.1. Рошенк-з задачи о колебании езс&еэнеости при взаимо 2.2. Результата по ;<сллап"у и возражении осішіяяциг Статнегика фотонов при взаимодействии с электроном квантованного электромагнитного поля, состояние которого задается в различных представлениях. Классическое излучение и эффект Кокптона во внешнем поле, состояние которого задается в различных представлениях. 2Г5. Получение когерентного состояния системы "электрон в яме гармонического осциллятора и квантованное монохроматическое элэктромагнитноэ поле". 2.6. Излучение системы "гармоническиа осциллятор + квантованное электромагнитное поле". ._ Содержанка диссертации Во введении- диссертации обоснована актуальность темы, ебсувдэн круг вопросов, рассматриваемых в диссертации и их месте в ебшэа проблематике, сформулирована даль работы, научная новизна, обоснована практическая данность полученных результатов, привадятся оснозные защищаемые положения и кратко описано содержание работы. В первой главе рассмотрена упругое и неупругоо ргесейгш электрона Еа атома при наличии зеєееєго электромагнитного поля. Рассеяние электрона на атоуз з полэ излучения козно считать /пругка, если напряяэнность внешнего поля гораздо меньше, чем знутриатскное полэ и, кроме того, сукма .эзергиа электрона и поглощенных фотонов меньше энергия переходов в атоме. Когда гумма энергка электрона и поглоданных фотоноз больше, чем знергия возбуждения атома, рассеяние электрона становится Ееупругим, т.е. меняется состояние атома. В этом случае задача усложняется, так как наличие неупругих каналов оказывает существенное влияние и на упругое рассеянна. В первом параграфе изложена теория упругого и неупругого столкнобєшїя в бсрнозском приблизний при наличии внешнего электромагнитного излучения, которое находится в однофотоннол или двухфотонном резонансе с атомным переходом. Для определенности рассмотрено монохроматическое циркулярно поляризованное излучение с векторные потенциалом 'A(t) = atcosafc + a^inwt, a = а^ = a. , aja^ = О (1) Влияние внешнего электромагнитного излучения на столкновение электрона с атомом характеризуется двукя параметрами з и «. Параметром z характеризуется .влияние- электромагнитного излучения на рассеиваемые электрон:. « где h^ _ пврэдзваемыз импульс, в - число ПОГЛОЩЭННЫХ (s>0) или излученных (з<0) фотонов. Параметр « характеризует резонансное взаимодействие электромагнитного излучения с атомом 2|V I а = . (3) гдэ viz ~ матричный элемент взаимодействия электромагнитного излучения с атомом, а с - расстройка резонанса. В случае двухфотонного рэзоЕггса v^ - зффектЕыа яатричныа элемент взаииоязаствая, а с - двугфотонвзя расстройка с учетом Етарковских сдвйгоз атоаных уровней. В рассматриваемом наяи случае, когда внешнее йолэ находится в резонансе с атомных переходом, a мокэт стать порядка ила дзкз больше есииш, а параметр z при оптимальных условиях со2 -лазера <с моезостьй 100 КНТ/сйГ. вгпряззнностыо поля 1,35-icf В/см, х*10"*см, «а/кс « 5-Ю"3) порядка Ю". Следовательно, в резонансной ситуации а - і, г«1, и следовательно поле сильнее влияет па атогг, чек на рзссзйзгекыз электрон. В отсутствия резонанса моїгат осуществляться обратный случай. Вьеєдєш соотЕетстзуехж поперечные сєчєеия для различїйіх процессоз при столкновении в случае как одвофотонвого так и двухфотонного резоназсоз. Хорошо известно, что в процессе рассеяния когут ВОЗіЗКЗТІ резонаксы, которое приводят к остры1,: тзжая в полном сочзнкі:. Резкому увеличении сечения при резонансном значении энергии в сопоставляется существование почти связанного состояния системы, состоящей кз падаюцгэг частику и кивни. Если палаючая частица шезт знзргиэ близкую t, то сна конат быть временно захвачена в такое "квазневяззнное" состояние, и тэте эту возможность рассматривают в качестве причині»* появления резких максимумов в сечении рассеяния. В процвеса рассеяния электрона возможны переходы из вепрерывкаго сшктра в связанное состояние с излучением спонтанного фотона. Однако вероятность такого перехода кала. Во внешнем интенсивном злеЕтромагЕИТЕОм поле вероятность таких переходов монет быть cynsecTBOHHO увеличена за счет индуцированного излучения фотона. Во втором параграфе рассмотрена задача об образований связанного состояния (отрицательного иона) И резонансное рассеяние злзктренз на зтоке во внешней алзктронагнитЕок поле излучения. Расчеты выло таены в приближении изолированного резонанса, для существования которого предполагается,, что где Гк и \ - соответственно ширина и сдвиг резонансного фовня, а дЕк - его расстояние от близлэж2дего уровня. Для вероятности захвата налетатагвго электрона с образованием :вязанного состояния (отрицательного кона) получено следующее гыражение дз « ир - соответственно параметр атома-мишени и импульс галэтавшего электрона, е, - энергия связанного состояния, / - гюивэданныа матричный элэКэнт взапмодвнствіїя >лектрона с атомом во БЕэпшем электромагнитном пола. Поперечное сечение углового распределения элэктрояоз при аззонанснсм рассеянии получено в следующем еидэ _ - J. Lj 1-: (6) do 4i2h* Pi [E^ (p. )-Ek-hb)-AvJ2+I^/4 I. Сразование дискретного состояния и резонансноэ. рассеяние бусловлеЕы наличием электромаппггного поля. Если напряженность .вешнего поля обращается в нуль, то взаимодействие исчезает и, ледовательно, обращается в нуль как вероятность образования вязанного ссстояшш, так и поперечное сечение резонансного ассеяния.' Суть здесь заключается в том, что в резонансный наменатель. полученных выражении входит также и энергия фотона, оторая дает возможность с помощью перестраиваемых лазеров одсати ближе к рззоннсу и тем самым существенно увеличить срояткость образования связанного состояния и поперечное очеюю резонансного рассеяния. Следует отметить, что з слученных формулах аиряна и сдвиг резонанса зависит от опряігагшсстп внешнего, электромагнитного поля как sz. Величина зкскмума резонанса для рассеяния не зависит от напряженности оля, а при образовании связанного состояния падает как з2 с величе ниєм напряженности веєпшєго поля.' При рассмотреть! образования отрицательного иона шринз фотоотрыва Г»Е (Х/Х )г, а »Е /e а Jcp кр о В случае отрицательного иона водорода среднее расстояние <г> - ьа.е., а е » о.оз а.е. Если газбшс по энергиям падающего электронного пучка с энергией е~ ю эв составляет ae/e~io"s, то ГГрИ НаПрЯЖЭННОСТИ ВНеШНеГО ПОЛЛ к (Ес-ДЕ)1''г/(е<г>)«.10й в/см имеем Г * ДЕ. Третин параграф посвящен рассмотрению резонансного рассеяния электрона на атоме в присутствии внешнего интенсивного изучения, когда верхнее (автоиониоационное) состояние находится в однофотонном или двухфотоЕном резонансе с одним из уровЕес, лежааом ниже пэрвого порога ионизации связанной система' "атом+злектрон". ДвухфотонЕып резонанс между уровнями с одной стороны допускает исследований динамики уровней в зависимости от интенсивности внешнего поля, в частности совпадение полюсов, а с другой стороны дает возможность учитывать однофотоннув ионизапию только с верхнего уровня. Из полученных выражениг для поперечных сечений упругого и Еэупругого рассеяний следует, что рассеяние происходит нз только на верхнем квазиэнергетическом уровне, но также и на нижнем. Появление двух максимумов в сечении резонансного рассеяния связано с расщеплением квазиэнергетических уровней в двухуровневой системе. Этот эффект^ аналогичен эффекту Аутлера-Таунса для резонансного рассеяния фотона. Наличие внешнего электромагнитного поля приводит к появлению второго члена в амплитуда рассеяния и, следовательно, к явлению перекрывания резонансов. При выключении внешнего электромагнитного поля второй член в амплитуде рассеяния исчезает, и мы приходим к известным формулам для упругого и неупругого резонансного рассеяний в случав изолированного уровня. .Максимумы в полученных выражениях для поперечных сечении резонансного рассеяния находятся при значениях энергии системы "атом-шоле+элэктрон", когда отсутствует конфигурационное взаимодействие. Эти результаты согласуются с теорией резонансного рассеяния, по которой при выполнении условия Г/»«і процесс происходит с образованием промежуточного вязанного состояния (Г - средняя ширина резонанса, я - среднее асстояниэ между резонансами) и поперечные сечения акторизуются. Зто означает, что врэмя на которое электрон стаатся в атоме, во много раз провідшт время распада. При шислэниях мы пренебрегали прямым переходя из нижнего «зопанспого состояния а континуум. Наличие этого перехода приводит к .смещении максимумов и процесс происходит без юразования промежуточного связанного состояния. Учет отого врехога приводит к оффокг.шому матричному элементу вида ч2(1 —~), где *1г - явухфстошшх матричный элемент между декретными резонансными уровнями:, a q - параметр Фано. При заполнении условия q>>i оправдано зава пркелкйэвне. Для окспержэвтзлькога обнаружения рэзонансов серьезным затруднением является Еемонохгюматичность элэктрояяого пучка. Цля обнаружения резонансных пиков а полном свчзнин рассеяния необходимо, чтооы энергэтичоскоо разрэшеика акспоркхэнтальноа аппаратуры было достаточным для Фиксации вгсжшии сечения в интервале анергий, меньшем чем ширина резонанса. Следует однако заметить, что с увелкчвниэм запряжзннссти вношного элзктромаг-,-здтнсго поля, ширина резонанса узнличиваотся и. следовательно, ослабляются требования на разрешающую способность" детекторов рчссэяных электронов и монохроматичность падащего пучка. Вторая глава посвящена изучению, многофотонной резонансной яопкзаши в интенсивном электромагнитном поле излучения, В первом параграфе вычислена вероятность многофотонноа ионизации, когда верхнеее состояние представляет собой много близких уровней атома, находящихся в многофотонном резонансе с низшим уровнем. Многоуровневая, структура верхнего состояния может представлять либо много близких уровней высоковозбужденных состояний . атома, лібо мулътиплвт. Предполагается, что до наложения внешнего поля атом находится в основном состоянии. Адиабатическим включением' взаимодействия с электромагнитным лслэм основное сосотоянке многофотоЕЕым резонансом перемешивается с n близкикми состояниями, создавая так называемую "когерэнтую" заселенность верхних близких уровней. Под дейстзкем "ионизирующего" поля электрон из верхних состояний переводится б континуум ( состояние непрерывного сгоктра). Вычислены распределеЕиэ фотоэлектронов по энергии и вароятность многофотонноп резонансной ионизации атома в интенсивном апэктромагЕктнок поле излучения в зависимости от времени. Исследован случай слабой ионизации. Во втором параграфе для исследования влияния мультиплотков структуры резонаисЕого промежуточного уровня на ионизацию'атома выполнен численный расчет для распределения фотоэлектронов по энергиям при однофотонном резонансе между уровнями s's^j, и з^р^^.з^р.^. тонкого расщепления атома натрия. Показано, что в общем случае распределение фотоэлектронов имезг три различных максимума. При увеличении напряженности внешнего резонансного поля излучения, когда энергия взаимодействия этого поля становится значительно болкпе энергии тонкого расщепления и ионизационной ширины, существенным становится один максимум лсренизвскоЕ формы. Это означает, что ионизация идет в ochoshoy с верхнего резонансного дублета, который в данном случае проявляется как один урозень. Третий параграф посвящен эффектам самоиЕдупкрозанного адиабатического инвенгирования при резонансной ионизации атома. Как известно, при адиабатическом включении поля в случае многофотонного резонанса возможно полное инвертирование системы. Это явление существенным об разом влияет на резонансную ионизацию; оно привадит к асимметриии в вероятности ионизации в зависимости от знака расстройки. Для простоты мы ограничились двухфотонным резонансом, хотя полученные результаты мо:хпо растюстранить «а случав мнзгофондого резонанса. Подробно исследованы предельные случаи малой и большой ионизационной Тг и полевой Гг ширин, при которых выражения для вероятности ионизации существенно упрощается. Б условиях малости «гдгйдятуттшп» гпирртш Г."-Л« |«"г-Нр[ , ГДЄ Д - И0ЯИЗаЦИ0ЕЕЫ2 сдвиг уровня, ' - динамическая расстройка *-=с-у»4-»«г, (с -начальная двухфотонная расстройка, ы и w - штарковекко сдвиги соответственно лижнего и верхнего резонансных уровней), взаимодействие возбужденного уровня с континуумом намного слабее резонансного взаимодействия с основным уровнем. Распределение электронов по энергии определяется выражением: dWCX.t) Г. \Ь \z d\ 1+ехрГ- -jji-|bi ^^-Зехр^ ^Іь1|* tjco5(X-2hco-fta>--6i-A|bj |*}t l\-2hu-hu--6 - Д|Ь j*)2 + -—— \bt\* (B5 а полная вероятность W(t) = 1-ехр где | ь41 - населенность верхнего резонансного уровня, " И ь>' -соответственно частота резонансного и ионизируздэго поля. 1 і і' I V -^17^4 [Ї ^г При расмотрэнш относитально.малых зремен t« для энергетического распределения фотоэлектронов реализуется ликеаЕьш по времени режим ионизации и закон сохранения энергии соответствует с основного кзазиэнергетического состояния. При достаточно больной длительности взаимодействия гг. t>> - Іь.Ґ вероятность ионизации выходит на насьпцеЕие: w»i, а распределение электронов по энергии списывается лорен-цевским контуром. dW(X,t) d\ <\-2ho>-hw' -6 -Д|Ь | )+^- |Ь ]' Заметим, что во все выражения входит динамическая населенность резонансного возбужденного уровня |Ь4 |z, которая в условиях самоиндудароваяного резонанса в зависимости от параметров (расстройки и интенсивности резонансного поля) может принимать значения от нуля до единицы. Изменение динамической населенности происходит в узкой области интенсивности, когда Г «!«* |= |*-*w-wt |. Таким образом, в зависимости от знака расстройки даухфотонного резонанса (знаки промежуточных расстроек остаются неизменными) и при достаточной интенсивности резонансного поля получаем существенную разницу в заселенности резонансного уровня и, следовательно, и в вероятности ионизации. Асимметрия относительно изменения знака двухфотонной расстройки проявляется и в условиях насыщения: при самоиндуцированном резонансе, дисгорсионная кривая резонанснск ионизации намного ниае и шире, чем в случае отсутствия самоиЕДуцированного резонанса. По наблвдэнио это2 асимметрии в спектре ионизации, при наличии промежуточного даухфотонного резонанса, можно сделать вывод о явлении самоиндуцирозанного адиабатическою прохождения резонанса. Другоа предельны? случай - малость полевой ширины Т. Гт«|**+д-^|, в котором взаимодействие возбужденного уровня с континуумом сильнее взаииодевствия с резонансным уровнем. При с'+д^о вещественные части квазиэнергий пересекаются и когда Г^Г. существенно меняется -картина взаимодействия: при условии Tf>Ti \ мы имеем всегда антипвресекаюшиеся ветви квааизнергии, а при Г^Г - гвресекающиеся. Когда (W -^г >/«^->о. самоивдуцированнын резонанс невозможен и вероятность характеризуется двумя константами затухания: Г и ' - Г * , - — . Ери временах t» * '» т* W(t) * i*e fc (И) а при Бременах (Г.ло~*« t « (ЄГ./h)"1 реализуется линейный по времени режим ионизации. Когда г<о и i+r>o, т.е. интенсивность резонансного поля меньше некоторого критического значения, необходимого для появления сакоиндуцированного резонанса, то ситуация такая же, что и в рассмотренном выше случае. Когда интенсивность резонансного поля становится больше критического значения, тогда 1+Ї- становится отрицательным и мы получаем другие выражения для распределения фотоэлектронов и вероятности ионизации. Вероятность ионизации, когда ?-»0 и ъ«ГрЛ выражается формулой W(t) = г t (12) а при три t»] 1 Г* W(t) = 1-? -- в п (13) Полученные результаты показывают существенную разницу временного хода резонансной ионизации в- зависимости от знака дзухфотонной расстройки и интенсивности резонансного поля. В условиях самоиндуцированвого адиабатического прохождения резонанса система инвертируется- "и процесс ' идет как бы с верхнего возбужденного уровня, однако закон сохранения энергии естественно соответствует многофотонной ионизации с основного, штарковски аїльно сдвинутого уровня. Четвертый параграф посвящен резонансному трехфотонному расщеплению ортопозитрония в интенсивном электромагнитном поле излучения. В атоме позитрония, который представляет собой чистую лептонную систему, особенно ярко проявляются эффекты квантовой электродинамики. -В частности, здесь имеют место также виртуальныз аднигиляционныэ взаимодействия, приводящие к дополнительному сдвигу уровней. Недавно начались экспериментальные исследования оптических спектров атомов позитрония, где специально подготовленный ортопозитрониа облучается двумя встречными пучками лазера с частотой, равной половине частоты перехода 13S1 и 2^. Поглощая по одному фотону из каждого пучка, атом позитрония возбуждается в состоянии 2ast. В этом состоянии, поглощая третий фотон из пучка лазера, атом позитрония расщепляется на электрон и позитрон. Исследуется спектр позитронов в зависимости от частоты излучения лазера. Полученный спектр имеет резкий максимум на частоте двухфотонного резонанса мевду уровнями i3si и 23st ортопозитрония. В соответствии с эксериментальным исследованием в данЕом параграфе теоретически рассматривалось трехфотонЕсе расщепление ортопозитрония в интенсивном электромагнитном поле излучения при наличии промежуточного двухфотонного резонанса. При вычислениях прэЕебрегалось переходами в непрерывном спектре при взаимодействии с электромагнитным излучением из-за отсутствия каких-либо рззонансов. Вычисление вероятности развала ортопозитрония произведено, в импульсном приближении. Исследован спектр позитронов в зависимости от частоты излучения лазера. Полученный спектр имеет резкий максимум на частоте двухфотонного резонанса. Эффекты интенсивности электромагнитного излучения, которые учтены тфи вычислениях, существенны (при расстройке двухфотонного резонанса, сравнимой с шириной лазерного импульса г « д «. 7-107Гц) лишь при шлях порядка »л~ 5-10*В/см. При более сильных псілях можно будет наблюдать также эффекты адиабатического инвертирования, которые приводят к ассимммэтрии в сечении развала. В третьей главе изучается влияние интенсивного электромагнитного поля излучения на автоионизационные состояния атсмов. В первом параграфе приведена общая постановка задачи. Рассмотрен мЕогоэлектронный атом в поле двух интенсивных электромагнитных излучений, одно из которых включается адиабатически и сзязызает многофотонным резонансом основное состояние с близко расположенными дискретными урознями, а второе, .ионизирующее, полз связывает промежуточные резонансные уровни с автоиони- залионными состояниями и континуумом однофотоЕНЫМ переходом. Предполагается, что неиятерфэрирущие каналы, такие как спонтанный распад, фотоионизация из автоионизационных состояний и т.д., отсутствуют. Предполагается также, что лазерное поле идеально монохроматическое. Во втором параграфе исследуется возможность сужения автоионизашонных резонансов во втором внешнем электромагнитном поле излучения, когда имеется n+i дискретных уровней НКЖ9 первого порога ионизации атома и н азтоионизационлых уровней выло этого порога. Условие сужения фотоэлектронного спектра формулируется следующим образом: гдэ »п~ матричные элементы, которые связывают дискретные к автоионизационЕЫэ уровни с континуумом, а - амплитуды перемешивания дискретных и автоионизационных уровней. Это условие можно интерпретировать следующим образом. Под действием второго поля перемешиваются дискретные уровни и происходит "расцепление" каждого уровня (эффект Аутлора-Таунса). В каждое "одетое" состояние "старые" дискретные и автоионизационные состояния входят с амплитудами ап и из каждого "старого" дискретного состояния переход в континуум происходит пропорционально *п. Отссда мы получаем, что эффективный матричный элемент » , который связывает "одетое" ' состояние с континуумом, равен-сумме & в- : если матричный элемент &п из- г» за интерференции зануляется, это "означает, что происходит сужение "одетого" состояния. Для выполнения этого условия необходимо, чтобы уравнение степени н+м+1 энергии -одетого" состояния и полином ЕА„Ь»П. степени n+m имели хотя бы один общий корень. Получено также условие, когда одновременно можно сужать сразу к (к < н+М) резонансов. Исследуются также простые схемы (n+m=i,2) при которых условие сужения имеют простой вид. Предложен способ исследования более сложных систем, когда N+M=3.4 В третьем параграфе рассмотрено излученке третьей гармоники, когда имеется двухфэтонный промежуточной рззоЕанс с частотой ut и однофотонныа резонанс с частотой излучения wz с автоионизационным состоянием. : Показано, что при выполнении условия сужения увеличивается поляризация атома на частоте 2^+», третьей гармоники, соответствующей переходу из автоионизационного состояния в основное. В четвертом параграфе исследуется влияние неинтерфзрируших каналов распада на эффекты сужения автоионизационных резонансоз. Получено выражение для минимальной ширины при наличии неинтерферирующих каналов, ' такие как двухзлзктрснныа переход в первый континуум, одноэлектронныи переход в вышележащий другой континуум с поглощением фотона и при вырожденности континуумов. Показано при этом, что полученная минимальная иирина из-за интерференции каналоз растет монотонно по интенсивности внешнего поля. Четвертая глава посвящена вынужденному /з-распаду протона под действием интенсивного электромагнитного излучения, как с лилейной, так и с круговсз поляризацией. В первом параграфе обсуждается постановка задачи, приведены волновые функции, обосновываются использованные приближения. /з-распад -к Р -» а + е '+ v энергетически запрещен' для свободного протона. Для выполнения закона сохранения эЕвргии в процессе необходимо, чтобы число поглощенных фотонов.в удовлетворяло следующзму соотношению (в СИСТеМЗ еДИНИЦ h .= с = 1) * Д + ш s 2: Din в = —- , (15) где д = нп-мр* 2,5и, ш- масса электрона, т*- "эффективная" масса электрона в поле, ш - частота внешнего интенсивного излучения. Взаимодействие свободной заряюнной частицы с электромагнитным излучением характеризуется безразмерной константой г = Iа, где а - амплитуда внешнего поля. Так как масса нуклонов намного превышает массу электрода, то влиянием электромагнитного излучения на эти частицы прэнебрегается, а состояние позитрона во внешнем поле описывается решением уравнения Дирака в плоской электромагнитной волне - функцией Волкова. Окончательные результаты, получеЕные в данной главе кожно использовать также для изучения влияния электромагнитного излучения на год реакции ^-распада нейтрона. Во втором и третьем параграфах приведены вычисления для линейной и круговой поляризации электромагнитного излучения. Получены вероятности распада с поглощением а фотонов, внешнего электромагнитного излучения. Из полученных выражений следует, что при достижимых в настоящее время полях лазерного излучения вероятность вынужденного /ї-распада протона весьма мала, однако в таких астрофизических объектах, как например пульсары, где осуществляются сверхсильные поля, эффект может оказаться существенным. Пятая глава диссертации посвящена исследованию эффектов квантовой когерентности электромагнитного излучения при резонансном взаимодэйстзии с атомами. Электромагнщтное поле рассматривается как в когерентном, так и в сжатом состояниях. В первом параграфе рассматривается задача о взаимодействии квантованного одномодового когерентного излучения с совокупностью идентичных, резонансных атомов, находящихся в ограниченном объеме. Получена система уравнений для амплитуд волновой функции системы "атом + квантованное электромагнитное поле" и выводится обозе выражение для колебания среднего числа фотонов в резонаторе в зависимости от времени. Во втором параграфе, исходя из..общих уравнений, решена задача, когда в резонаторе находится один атом либо в возбужденном, либо в основном состоянии. Получены, выражения для среднего числа в момент времени t, которое имеет вид »(t) = п + 4|ЛГУ п(п) -—sin—^ Ъ (16) . М*о а* 2 в случае, если атом вначале находился в возбужденном состоянии. Здесь «п= / (ыо-о»)г+4п|/э|г - частота Раби, «0 и о - соот- ветственно частота и матричный элемент перехода в атоме, п и л(п) - соответственно среднее число и распределение числа фотонов в падающем пучке. В случае, например, полной когерентности ' электромагнитного поля. гс(п) имеет вид распределения Пуассона.' Из полученных выражений следует, в частности для распределения Пуассона, что эффекты когерентности могут играть существенную роль при временах . t » naisL- . (17) » 1"Г При обратном неравенстве переброс атома происходит с участием лшь одного фотона излучения; это приводит к тому, что никаких эффектов когерентности не наблюдается. ИсслэдоваЕо также взаимодействие когерентного электромагнитного излучения с системой двух идентичных резонансных атомов, один из которых в начальный момент находится в основном состоянии, а второй - в возбужденном. Получено общее выражение для' среднего числа фотонов в зависимости от времени, которое в случае точного резонанса, когда ы =и, имеет простои вид. 5(Ъ)-=5 + У п(п) зіпУ 2(2п+1) И* (18) п=о 2(2п+1) Из полученного вырачсения следует, что вначале . атомы взаимодействуют с излучением независимо, а в дальнейшзм вступает в силу механизм коллективного взаимодействия. В третьем параграфе исследуется взаимодействие когерентного электромагнитного излучения с системой многих идентичных резонансных атомов. С помощью приближенного решения полученной в первом параграфе системы уравнений вычислено среднее число фотонов в зависимости от времени. Проведен анализ полученных выражений и в случае определенного числа фотонов в начальном состояеки определены периоды колебаний числа фотонов по времени для различных значении параметров задачи. Четвертый параграф посвящен случаю частично-когэреЕтного электромагнитного поля, где с помощью матрицы плотеости для системы атог.гоз и электромагнитного поля получэны обикэ фармуяы для среднего числа фотоноз з зависимости от времени. 3 пятой параграфе, исходя из полученных формул для одного атома в резонаторе (16), в случае однофотонного резонанса, а такге из аналогичных формул з случае дзухфотонного резонанса, исследуется динамическое поведение атома з когерентном и сжатом полях хйк в случав однофотонного, так и двухфотонного резонанса. Получены аззлитичэскиэ формулы для поведения вероятности возбуэдэнил атома а среднего числа фотонов в зависимости от времени для снзтого и когерентного света в пру-блияении интенсивного внешнего ноля и небольпого сжатия. исследованы квантовые эффекты коллапса и возрождения. Получены периоды возрождения и ширины распадоз. Показано, что период возрождения т при точном двухфотонном резонанса перестает зависеть от интенсивности знэпнего излучения. Ширина распада прямо пропорциональна интенсивности поля и суїдестзенно зависит от фззоЕьж соотногаенка и степени сжатия. Это открывает новые экспериментальные возможности для управления поведение?;! атома в резонаторе, а также для измерения степени сжатости квантового излучения. В шестой главе исследуются эффекты квантовой когерентности при взаимодействии электромагнитного излучения с электронами. В первом параграфе с помощью точных решений уравнении Дирака и Клегна-Гордона в квантованном ' монохроматическом поле излучения, заключенном в объеме v, исследуется динамика движения электрона, когда состояниэ поля задается в различных представлениях. Получены волновые --функции системы, показано, что при движении электрона в когерентном -квантованном полз с линейноз поляризацией образуется сжатое состояние фотонов. В случае круговой поляризации поля образуется когерентное состояние. Сжатое состояние фотонов образуется также при взаимодействии электрона с отдельными линеино-поляризованнымя модами вакуума в ограниченном обьекэ. Во втором параграфе исследуется статистика фотонов, сбразукцихся при взаимодействии с алэктронами,. когда пэрзоначальныз фотонныа пучок находится в различных квантовых состояниях. Вычислена корреляционная функция второго порядка, для которой, в. случае' линейной поляризации лазерного поля, подучено следующее выражение S'2>= G^C,i«*vV + 2*Л»* <фОТІс^сг|фОТ> + *- 2 <фОТ | с с ІфОТ> lv*+ Z^v* * x*(aH-v)23 + vzlvZ+vZ) + где БІД' - корреляционная функция фотоиов в начальном состоянии, . і хх. ., 2b .-i-'Z й * chz, у » ehz, x«=cte, в =(1- -— ) вик- соответственно вектора поляризации и импульса фотона, о _ частота фотона, р - импульс свободного электрона, v -нормировочный объем, а состояние фотона |фот> задается тремя способами: в представлении чисел заполнения, в представлении Глаубера и в представлении сжатых состояния. Из полученных вьгоаіюзаии для корреляционной функции второго порядка, в случае линейной поляризации фотонов внешнего шля следует, что если до взаимодействия корреляционная функция поля g'A^ отрицательна, т.е. имеет место антигругширонка фотонов, то после взаимодействия''с электроном'она может стать положительной и привести к группировке фотонов. Если в начальном состоянии корреляционная функция поля неотрицательна, то есть имеет место группировка фотонов, то взаимодействие с электроном приводит к увеличению группировки фотонов. Если провести усреднение по фазам в корреляционноа функции для сжатого внешнего поля, то получим В^ О. (21) Аналогичным образом проводится исследование в случае круговой поляризации внешнего поля. В этом случае корреля- пионзая функция второго порядка іжеет вид G<2>= БфОТ + 21а|2<ФОТ|с*с|фОТ>, Ґ22Г - - - ш" b- WT- Полученные зыраяенля для корреляционной функций второго порядка показьзазт» что в случае бнзенэго поля в состоянии чисел заполнения корреляционная функция сохраняет отрицательный знак корреляционной функции свободного поля при laj2 < ~. В случае когерентного начального состояния поля посла взаимодействия увеличивается группировка фотонов. Когда внезноо поло з анатом состоянии, то посла усреднения пз фазам в корреляционной фупктгси, сохраняется положительный спаї: корреляционной функции своїодного поля. Б третьем параграфе рассматривается классическое излучение электрона и эффект Комптона з квантованном монохроматическом поле получения, состояние которого задастся в различных представлениях. Получены выражения для интенсивности излучения классического поля и вероятности эффекта Кокптона для электрона, двюкущегося в квантозанном полз линейной и круговой поляризации- Полученные результаты существенно зависят от состояния внешнего квантованного поля. Рассматривается случай, когда поле описывается в представлении чисел фотоноз, в представлении Глауберз и в представлении сжатых состояний. В - четвертом параграфа рассматривается взаимодействие квантованного монохроматического -электромагнитного' излучения: с электронами в яле гармонического' осциллятора.- К задаче гармонического осциллятора сводится задача о движении элэктрова в однородном' магнитном поле. С пог-тощью канонического преобразования доагенализируется' гамильтониан. системы "гармонический осциллятор и квантованное монохроматическое электромагнитное поле", находятся стационарные состояния и определяются когерентные состояния для такой системы» Рассматривается излучение такой системы. Получено поперечное сечение комбинационного рассеяния всех гармоник. В трех приложениях приведено подробное доказательстве и вывод некоторых соотношений второа и трет*зй глав.
зестроики (эффект самоиндуцированного адиабатического прохож-
зпия" резонанса) в выражениях вероятности многофотонноа
ззенанспоа ионизации.
действии когеронгного квантованного поля с совокупность.:;
резонансных идзнтичвгп: атомов.
населэшзости отдельного атока во беззнєм скатом злектромзгнкт-
нсы поле в условиях однофотонного и дзухфотоЕного резонззсаз.
(гИ
(V)
г,1М:
+ 2хг(кИ>)к, U?)Похожие диссертации на Многофотомные процессы и эффекты квантовой когерентности при взаимодействии лазерного излучения с атомами и электронами
