Содержание к диссертации
Введение
1. Фотоионизация атомов и ионов 14
1.1. Экспериментальные методы исследования фотоионизации 15
1.2. Многоэлектронные корреляции 18
2. Методы расчета сечения фотоионизации 23
2.1. Взаимодействие атома с электромагнитным полем и сечение фотоионизации 23
2.2. Одночастичный базис Хартри - Фока 28
2.3. Диаграммная техника Фейнмана - Голдстоуна 33
2.4. Приближение случайных фаз с обменом 35
2.5. Автоионизационный резонанс 43
2.6. Уравнение Дайсона для собственно-энергетической части функции Грина 49
2.7. Взаимодействие "две частицы - две дырки" в эффективном электронном взаимодействии 53
3. Автоионизационные резонансы 4s'14p6np в изоэлектроннои последовательности криптона 64
3.1. Влияние динамической поляризуемости 65
3.2. Влияние динамической поляризации 77
3.3. Влияние динамической экранировки 83
4. Автоионизационные резонансы ns'1np6(n+1)s мр в атомах щелочных металлов 101
4.1. Влияние динамической поляризуемости 101
4.2. Влияние динамической поляризации 105
4.3. Влияние динамической экранировки 109
Заключение 122
- Многоэлектронные корреляции
- Диаграммная техника Фейнмана - Голдстоуна
- Взаимодействие "две частицы - две дырки" в эффективном электронном взаимодействии
- Влияние динамической экранировки
Многоэлектронные корреляции
До середины двадцатого века использовались различные одночастичные теоретические модели фотоионизации. В таком приближении влияние остальных электронов атома на фотоионизацию выделенного электрона сводится к введению некоторого среднего поля. Схематично такая модель представлена на Рис. 1.1. Новые экспериментальные открытия середины 1960-х - начала 1970-х годов, связанные с развитием синхротронной техники, показали, что процесс фотоионизации не может быть описан в рамках одночастичной модели [9, 10]. Это привело к волне новых теоретических работ по теории многоэлектронных корреляций [4, 12-19], учитывающих отклонение от среднего поля. Так, необходимо, например, учитывать следующие процессы, изображенные на Рис. 1.2. В данных схемах фотоионизация электрона из оболочки п\1\ происходит не напрямую, а через возбуждение, реальное (т.е. с выполнением закона сохранения энергии) или виртуальное, электрона той же оболочки щ1\ (а) или другой оболочки n2k {б). При этом процесс передачи возбуждения может повторяться неограниченное количество раз. Такие процессы возбуждения электронов атома во внешнем электромагнитном поле приводят к поляризуемости всей атомной системы, причем эта поляризуемость зависит от энергии внешнего фотона, т.е. является динамической. Модель, учитывающая корреляции, связанные с динамической поляризуемостью, была разработана в начале 1960-х [16] и получила название "приближение случайных фаз с обменом" (ПСФО). В качестве базиса волновых функций и энергий, используемого для дальнейшего учета возмущения во внешнем электромагнитном поле, используется одначастичный базис (в приближении Хартри - Фока, например). Поскольку данный метод с математической точки зрения сводится к решению системы интегральных уравнений для матричных элементов, для его численной реализации требовалось привлечение мощной вычислительной техники, и основные результаты получены позже [обзор 23]. ПСФО хорошо описывало основные особенности экспериментальных сечений фотоионизации (форму зависимости от энергии, положение "куперовского" минимума за порогом), что создало иллюзию достаточности ПСФО как теоретического инструмента исследования фотоионизации. Однако дальнейшее увеличение точности экспериментальных методов, расширение исследованного круга объектов за счет улучшения синхротронной техники показали, что некоторые особенности спектров не находят объяснения в рамках ПСФО [22, 39-46, 61-65, 69].
Однако, поскольку учет корреляций более высокого порядка представляет еще большие вычислительные трудности, выход за рамки ПСФО вплоть до недавнего времени осуществлялся только аналитически без применения данных методов к конкретным объектам. Динамическая поляризация. Поскольку процедура ПСФО построена на одночастичном базисе волновых функций и энергий, часто энергетическое положение особенностей сечения фотоионизации не совпадает с наблюдаемым. Это связано с неточностью определения энергий связи и возбуждения в одночастичных приближениях. За счет неучтенных многоэлектронных корреляций как энергии, так и волновые функции электронов в реальном атоме могут сильно отличаться от результатов одночастичного расчета. В частности, один из возможных корреляционных процессов, влияющих на энергию электрона, представлен на Рис. 1.3. За счет кулоновского взаимодействия электрон в основном (а) или возбужденном (б) состоянии возбуждает второй электрон, после чего это реальное или виртуальное возбуждение распадается обратно (возможен распад с обменом - пунктирные стрелки на Рис. 1.3). Таким образом, одноэлектронные состояния в атоме динамически поляризуются самими электронами. Учет динамической поляризации производится решением уравнения Дайсона для собственно-энергетической части пропагатора (как для основного, так и для возбужденного состояния). Численные методы учета динамической поляризации были реализованы сравнительно недавно [60]. Так, например, в работах [63, 64], посвященных теоретическому описанию процессов в отрицательных ионах, было показано, что только благодаря динамической поляризации возможно получить связанное состояние дополнительного электрона в отрицательном ионе, что невозможно в приближении Хартри -Фока. В работах [30, 44-46, 64] отмечено, что, только включая динамическую поляризацию в рассмотрение, можно получить правильные энергии возбуждений и пороги фотоотрыва.
Динамическая экранировка. Хотя ПСФО учитывает большую часть многоэлектронных корреляций, суммируя бесконечный ряд процессов с возбуждением одной электрон-дырочной пары в каждый момент времени, в некоторых случаях необходим выход за эти рамки и включение в рассмотрение более высоких порядков теории возмущений. Например, при описании дискретных возбуждений внутренних малоэлектронных оболочек оказываются важны процессы, когда первая возбужденная пара взаимодействует не напрямую, а через возбуждение второй электрон-дырочной пары из соседней многоэлектронной оболочки. Таким образом, взаимодействие электрона со средним полем остова динамически экранируется другими электронами. Схематически такой процесс представлен на Рис. 1.4. возбуждение обоих электронов в непрерывном спектре (є?, є 7"). Двойное возбуждение может быть как реальным, так и виртуальным. В работе [22] 1981-го года было показано, что включение некоторых процессов с двойным возбуждением Ър 3dsl в аргоне драматическим образом изменяет профиль автоионизационного резонанса 3s Лр, улучшая качественное согласие с экспериментом. Позднее [30] было выяснено, что и для ионов изоэлектронной последовательности аргона вклад процессов с динамической экранировкой взаимодействия значителен. Резкий скачок в развитии вычислительной техники в последнее время позволил автору создать численный метод расчета поправок, связанных с динамической экранировкой слабых дискретных возбуждений внутренних оболочек. Этот метод представлен в данной работе. В этой главе описываются теоретические модели, используемые для вычисления сечения фотоионизации атомов и ионов. Особое внимание уделяется методам расчета сечения в окрестности автоионизационных резонансов, в частности, учету влияния динамической экранировки межэлектронного взаимодействия. Поскольку в данной работе основной измеряемой физической величиной, характеризующей процесс фотоионизации, является парциальное сечение фотоионизации выделенной электронной оболочки, ниже приведены важные соотношения, необходимые для ее вычисления. Во всех формулах (если не оговорено иное) используется атомная система единиц (Й = те = е =1).
Диаграммная техника Фейнмана - Голдстоуна
Для построения математического аппарата МТВ удобным инструментом является диаграммная техника Фейнмана - Голдстоуна (упорядоченная по времени) [76-79]. В рамках этой техники любому физическому процессу может быть сопоставлен ряд диаграмм, который при помощи простых правил соответствия может быть записан аналитически. Так для частичных волновых функций (электрон над уровнем Ферми) и дырочных волновых функций используются следующие обозначения: Жирная точка в начале (конце) линии соответствует моменту взаимодействия. Ось времени направлена вправо. При этом волновые функции начального приближения обозначаются тонкой линией, в то время как волновые функции, полученные решением того или иного интегрального уравнения, изображаются жирной линией. Частичная и дырочная функция Грина G0(r,r ) уравнения Шредингера в начальном приближении, а также функция Грина G(r,r ) следующего приближения изображаются в виде стрелок с двумя точками взаимодействия: Здесь 5 задает направление обхода полюса при є = є(0) . Кулоновское взаимодействие между электронами изображается волнистой линией, взаимодействие фотона с атомом - пунктиром: Третья диаграмма представляет локальный потенциал Хартри, четвертая -нелокальный обменный потенциал Фока. Так, например, интегральное уравнение для дырочной волновой функции в приближении ХФ удобно представить в виде диаграммного уравнения: Матричный элемент дипольного взаимодействия можно составить из дипольного оператора и волновых функций основного состояния и вылетающего электрона (ю - энергия фотона): Матричный элемент кулоновского взаимодействия запишется следующим образом: Эта диаграмма соответствует аннигиляции электрон-дырочной парыу — тс передачей энергии за счет кулоновского взаимодействия связанному электрону /, возбуждаемому в состояние к. Подобным образом любому процессу в атомной системе, любому уравнению можно сопоставить наглядные диаграммы, которые, пользуясь набором несложных правил (см. [79], например), можно превратить в аналитические выражения. Наоборот, получив аналитические формулы для тех или иных физических величин, можно сопоставить им диаграммное выражение, которое позволит судить о конкретном виде многоэлектронных процессов, учитываемых данным аналитическим выражением.
Последние элементы, которые понадобятся для дальнейших выкладок, соответствуют эффективному дипольному взаимодействию (первая диаграмма) и эффективному межэлектронному взаимодействию: Термин "эффективное" означает здесь, что часть многоэлектронных корреляций включена в сами матричные элементы взаимодействия, поэтому "чистое" взаимодействие электрона с фотоном в первом случае и с другим электроном во втором искажено коллективным откликом электронной системы. Конкретный вид корреляционных процессов, учтенных в блоках диаграмм эффективного взаимодействия будет оговорен в каждом случае отдельно. Диаграммная техника используется в работе далее для построения последовательных приближений за пределами приближения ХФ как для расчета нового базиса волновых функций, так и для вычисления матричных элементов взаимодействия, используемых для получения сечения фотоионизации и параметров его зависимости от энергии поглощаемого кванта. В теории электронного газа в простых металлах было разработано приближение, учитывающее неоднородность электронной плотности, т.е. флуктуации от самосогласованного поля ХФ. Это приближение, получившее название "приближение случайных фаз" (в иностранной литературе - Random Phase Approximation - RPA) [12-15], было в дальнейшем модифицировано для применения к такой неоднородной системе как атом [16-22] и получило название "приближения случайных фаз с обменом" (ПСФО; в иностранной литературе - Random Phase Approximation with Exchange - RPAE). В рамках ПСФО рассматривается динамический отклик системы многих электронов на воздействие слабого переменного электромагнитного поля (в рассматриваемой области энергий квантов 10-И 00 эВ - можно рассматривать взаимодействие электронов с электромагнитным полем фотона как возмущение, т.к. Процедура построения ПСФО является фактически обобщением приближения ХФ на случай атома в слабом переменном электромагнитном поле [21]. Пользуясь для потенциала взаимодействия в виде (2.5) теорией возмущений, зависящей от времени, можно разложить новые возмущенные волновые функции І і ) по волновым функциям ХФ I /) [70, 71]: Под знаком суммы здесь подразумевается суммирование по дискретным состояниям и интегрирование по состояниям в непрерывном спектре. Полная волновая функция атома Ф на этот раз является слэттеровским детерминантом вида (2.20), построенным из новых функций. Коэффициенты разложения Cik(t) должны иметь ту же зависимость от времени, что и возмущающий потенциал [71]: Минимизация полной энергии атома Е = (Ф\Н\Ф) по новым функциям разложения Wik,Xik с учетом только линейных слагаемых по коэффициентам разложения приводит к требованию равенства нулю вариационных производных вида: Первое слагаемое здесь соответствует прямому действию электрмагнитного поля на электрон, переходящий из состояния /) в состояние к), а второе и третье — взаимодействию с учетом изменения самосогласованного поля электронов свободного атома под действием слабого электромагнитного поля.
Таким образом, в эффективном взаимодействии М(со) учтена динамическая (зависящая от энергии поглощаемого фотона) поляризуемость многоэлектронной системы атома. Переходя в (2.30) к дипольному приближению, запишем новое интегральное уравнение для эффективных дипольных амплитуд перехода: Для того чтобы понять, какие парные корреляции учитываются в данном приближении, удобно уравнение (2.31) представить в диаграммном виде: Здесь заштрихованный блок в фотонной вершине соответствует эффективному взаимодействию в рамках ПСФО. Диаграмма а соответствует ХФ амплитуде дипольного перехода в виде (2.16) или (2.17), остальные диаграммы соответствуют корреляционным поправкам к ХФ. Диаграммы бив соответствуют первому члену под знаком суммы в (2.31); гид- второму слагаемому. Последовательно подставляя амплитуду взаимодействия Z)(w) из левой части (2.31) в правую, получим диаграммное представление ряда процессов, учитываемых в Ряд диаграмм ПСФО учитывает процессы фотоперехода выделенного электрона с учетом промежуточной последовательности передачи возбуждения другим электронам атома. Число актов промежуточного перевозбуждения меняется от нуля до бесконечности. Диаграммы, в которых хотя бы одно взаимодействие предшествует по времени предыдущему (находится левее), называются диаграммами с обращением времени ("время назад"). Пример таких диаграмм представлен вторым рядом в (2.33). Диаграммы, в которых каждое следующее перевозбуждение лежит правее предыдущего, называются "вперед во времени". На процессы бесконечного ряда ПСФО накладывается одно ограничение: если рассмотреть диаграммы "вперед во времени" и "вытянуть" диаграммы "время назад" за концы (свободно вращая частичные и дырочные функции вокруг точек взаимодействия), то в каждый момент времени для любой из диаграмм будет существовать только одна электрон-дырочная пара [69]. Однако, как отмечалось в параграфе 2.2, часть корреляций уже учтена на в поле вакансии г этапе построения возбужденных волновых функций Этим корреляционным процессам будет соответствовать, например, последовательность диаграмм ПСФО "вперед во времени", в которых все дпромежуточные дырочные состояния совпадают с конечным (/ = /). Поэтому для предотвращения двойного учета корреляций при конкретном вычислении і) эти диаграммы исключаются.
Взаимодействие "две частицы - две дырки" в эффективном электронном взаимодействии
При рассмотрении автоионизационных резонансов в сечении фотоионизации внешних многоэлектронных оболочек, связанных с возбуждением малоэлектронных внутренних, переход из внешней оболочки является "сильным", а возбуждения внутренней оболочки - "слабыми" (1) /Д 0.1). Кроме того, в ряде случаев энергетическая область авгоионизационных резонансов приходится на диапазон обращения амплитуды Ds, рассчитанной в рамках ПСФО, в ноль. Поэтому на фоне слабой амплитуды ПСФО следующим порядком теории возмущений для Ds нельзя пренебречь (особенно процессами с участием "сильных" переходов). Для "сильного" же канала Д следующий порядок остается малой (по сравнению с ПСФО) величиной. Однин из процессов, не включенных в ПСФО, изображен на диаграмме ниже: (2.60) Двойной стрелкой обозначено квазидискретное состояние, возбуждаемое при переходе V. Эта диаграмма учитывает передачу возбуждения от пары у /ю, паре і, к не напрямую, а через возбуждение второй электрон-дырочной пары {j2,m2), поэтому процессы такого рода называются "взаимодействие две частицы - две дырки" [22, 23, 69]. Вторая пара "экранирует" обычное кулоновское взаимодействие электронов, причем это экранирование зависит от энергии, поэтому другое название таких процессов - динамическая экранировка. Аналитически амплитуда фотовозбуждения (2.60) запишется в следующем виде: Здесь (mld ji) ds (выделенное дискретное возбуждение учитывается отдельно). По энергии є і,є 2 производится интегрирование. Слагаемое +і8 в первом множителе знаменателя указывает направление обхода полюса при Второй множитель содержит разность энергии фотона со и энергии возбуждения двух электрон-дырочных пар. Если энергия резонанса G S меньше порога двойной ионизации, полюс, связанный с суммированием и интегрированием по г , может возникнуть только для двойного дискретного возбуждения с близкой энергией. В этом случае необходимо модифицировать подход, описанный в параграфе 2.5, для случая близких взаимодействующих резонансов. Основная идея этого подхода основывается на выделении не одного, а нескольких различных особых знаменателей, обращающихся в ноль в дискретном спектре, что приводит к суммированию последовательности амплитуд более сложной, чем ряд в (2.42). Аналитический вывод в случае взаимодействующих резонансов более сложен, но совпадение энергий двойного возбуждения внешней оболочки и одинарного возбуждения внутренней встречается не так часто.
Если энергия резонанса оо больше порога двойной ионизации, полюс во втором множителе попадает в сплошной спектр є 2, его направление обхода задано слагаемым +15. Процесс, в котором экранированному возбуждению предшествуют "обычные" одночастичные возбуждения, имеет тот же порядок малости, т.е. необходим учет, например, диаграмм такого вида: Здесь лента означает эффективное взаимодействие Г(ю) в рамках ПСФО без учета резонанса V, т.е. в (2.62) изображен бесконечный ряд диаграмм ПСФО, заканчивающихся экранированным возбуждением. Учесть такую последовательность вместе с амплитудой (2.60) можно, заменив дипольный элемент (щ d j\\ в фотонной вершине (2.60) на матричный элемент эффективного дипольного взаимодействия в приближении ПСФО (щ (возбуждение V исключено при построении этой амплитуды). Помимо диаграммы (2.60) с новой вершиной (щ учесть остальные процессы того же порядка. Соответствующие диаграммы можно получить путем перестановки первого и второго кулоновского взаимодействия во времени и электронного обмена. Полная последовательность полученных диаграмм представлена ниже: Поскольку эффективная дипольная амплитуда дискретного возбуждения Ds изменилась, необходимо учесть и изменение эффективного межэлектронного взаимодействия Tis. Для этого требуется построить диаграммную последовательность для процессов с учетом взаимодействия "две частицы - две дырки" при возбуждении резонанса V. Эта последовательность представлена ниже: промежуточных состояниях). Диаграмм в этом случае больше, чем для поправки к амплитуде, поскольку для Tis в ПСФО не учитывается диаграмма совсем без электронного взаимодействия. Поэтому "нулевой" порядок для взаимодействия с динамической экранировкой вынесен отдельно. После выделения и суммирования по угловым переменным получим: В диаграммах (2.63), (2.69) были учтены процессы, в которых момент рождения первой электрон-дырочной пары по отношению к моменту поглощения фотона (в случае дипольного взаимодействия) и момент первого межэлектронного взаимодействия по отношению к началу частичных и дырочных линий (в случае эффективного взаимодействия) находятся в будущем, т.е. рассмотрены процессы "вперед во времени". Однако можно представить и процесс с экранировкой "время назад". Пример такого процесса представлен ниже: Здесь взаимодействие двух возбужденных электронов предшествует Цоглощению фотона. Аналогичные диаграммы с поглощением фотона частицей в петле, а также полученные перестановкой кулоновских взаимодействий и обменом, дадут полный ряд процессов "назад во времени" с экранировкой. Для полной согласованности расчета (строгого выполнения соотношений (2.44), точного совпадения сечения в форме длины и в форме скорости) необходимо учесть и эти процессы.
Кроме того, процессы второго порядка по межэлектронному взаимодействию должны быть включены и для переходов Z . Однако вклад таких процессов мал: для диаграмм "назад во времени" первый энергетический знаменатель становится большим, значительно уменьшая вклад; для . поправки малы на фоне значений в ПСФО. Поэтому в дальнейших расчетах эти вклады не учитываются. При этом наблюдаемое рассогласование в формулах для сечения (2.19) и соотношений унитарности (2.44) достаточно мало (для изучаемых объектов - 5%). Рассчитанные по формулам (2.68), (2.70) поправки используются для вычисления полных матричных элементов эффективного взаимодействия: Затем новые значения подставляются в выражения для резонансных параметров (2.46), и строится новая зависимость сечения фотоионизации для сечения (2.49). Поскольку слагаемые в выражении (2.72) сравнимы друг с другом по величине, новые зависимости І5Д в),Г (со) могут сильно отличаться от полученных в ПСФО. Так, для канала V может измениться положение куперовского минимума относительно резонансной области, что приведет к кардинальному изменению характера резонансов. Изменение значений Г (оз) проявляется в вариации резонансной ширины. В таком приближении оказываются учтенными сразу динамическая поляризуемость атомной системы, динамическая поляризация одноэлектронных состояний за счет парных корреляций, а также динамическая экранировка эффективного дипольного и межэлектронного взаимодействий за счет коллективного возбуждения электронов. Данная модель позволяет адекватно описывать экспериментально наблюдаемые резонансные особенности спектров фотопоглощения для целого ряда объектов [30, 41-46, 93-102]. При этом использование старых методов (ПСФО, ПСФО с учетом только динамической поляризации) дает в корне неверные результаты. Это еще раз подтверждает тот факт, что в ряде случаев сложные процессы второго порядка по межэлектронному взаимодействию сравнимы по значимости и иногда даже преобладают над "простыми" процессами с однократными возбуждениями (ПСФО). А включение таких процессов в рассмотрение достаточно для адекватного описания наблюдаемых эффектов.
Влияние динамической экранировки
Ранее в работе по фотоионизации аргона [21] было показано, что к 3s 1 пр состоянию сильно примешивается близкое по энергии дискретное двухэлектронное Зр 3d пр состояние, учет которого решающим образом влияет на ширину и q параметр резонанса 3.S — Ар. Позже при исследовании аргоноподобной серии ионов [30] оказалось, что для корректного теоретического описания амплитуд Ds, Tis необходимо учитывать вклад двухэлектронных переходов в сплошной спектр. Для этого необходимо рассчитать поправки вида (2.68, 2.70), связанные с динамической экранировкой взаимодействия возбужденного электрона в квазидискретном состоянии с собственной дыркой. Для изоэлектронной последовательности криптона расчет для каждого резонанса в каждом из ионов производится в несколько этапов. На первом этапе рассчитываются приведенные матричные элементы эффективного дипольного взаимодействия (п21 выделенного резонанса. Энергия фотона фиксируется равной энергии выделенного дискретного возбуждения (o = (Os, а энергия состояния п212 пробегает широкий ряд значений, включая дискретный спектр и континуум. В качестве дырочного состояния пх1х рассматриваются состояния 4 и Ар. Орбитальный момент /2 принимает все возможные значения с учетом закона сохранения момента импульса. Расчет ведется в форме длины и форме скорости. Аналогичным образом рассчитывается ряд значений приведенного матричного элемента межэлектронного взаимодействия (n2l2,rijlj Г((05) пх1х,пт1т) в ПСФО без учета выделенного резонанса. Состояния пх1х, п212 такие же, как и для приведенных матричных элементов эффективного дипольного взаимодействия; состояние и ./у соответствует дырке в интересуещем нас канале фотоионизации, т.е. Ар, а состояние пт1т обладает энергией, равной энергии дискретного возбуждения, и моментом, равным 0 или 2. Таким образом, для каждой энергии резонанса получаются по 3 комплексных вектора эффективных дипольных матричных элементов в каждой форме На следующем этапе вычисляются приведенные матричные элементы nklk,nxlx G, П;1пп212) (2.68 6).
Здесь в качестве перехода nj,— пк1к рассматривается выделенное резонансное дискретное возбуждение 4 — пр, а состояния «J/J , п212 такие же, как на первом этапе. Для получения векторного столбца данных матричных элементов сначала насчитываются волновые функции п313 w4 4 с орбитальными моментами, пробегающими значения от 0 до 4, и энергией, изменяющейся в широком диапазоне, в поле дырок 4s и 4р. После этого вычисляются кулоновские матричные элементы V и Uh с различными комбинациями волновых функций (2.68 б) для моментов q и h, удовлетворяющих закону сохранения. При этом в матричном элементе Uh первое слагаемое берется с множителем 2, чтобы учесть суммирование по различным проекциям спина. Далее полученные кулоновские матричные элементы суммируются с учетом энергетического знаменателя (интегрируются в непрерывном спектре). Поскольку энергия возбуждения 4s — пр в большинстве случаев меньше порога двойной ионизации (исключение составляет нейтральный криптон), полюс в энергетическом знаменателе (2.68 б) не возникает, следовательно интегралы имеют только действительную часть. знаменателя и множителя, связанного с выделением угловых частей (2.68 а). Направление обхода полюса, возникающего при энергии фотона, совпадающей с энергией перехода пх1х — п212, задано знаком добавки + i8. При этом действительная часть интеграла получается интегрированием действительной части дроби (2.68 а) в смысле главного значения и добавкой вычета для мнимой части дроби, домноженного на тс. Мнимая часть, наоборот, представляет вычет действительной части дроби, умноженный на -тс, плюс интеграл от мнимой части в смысле главного значения. Поправки с различными промежуточными каналами пх1х — п212 суммируются, вследствие чего получается общая поправка к матричному элементу ( пр Номер в первом столбце соответствует типу рассчитываемой диаграммы и совпадает с номером строки в формулах (2.63 а,б): "1" соответствует первым двум диаграммам в (2.63 а), т.е. первой строчке, и т.д. В каждой диаграмме наибольший вклад соответствует конфигурациям, в которых в качестве дипольного перехода n-J,x — n2l2 выступает "сильный" канал 4/7 —» sd. При этом среди таких конфигураций максимальной амплитудой обладают те, у которых и во втором промежуточном состоянии выступают возбуждения 4/7 оболочки: 4р — гр (монопольное) и 4/? — sd (дипольное). Переход 4/7 —» ES проявляется слабее.
Из всех диаграмм наибольший вклад вносит диаграмма 6-го типа, в которой взаимодействуют три промежуточных вакансии в оболочке 4р. Подобная картина характерна для остальных резонансов как в самом ионе рубидия (II), так и в изоэлектронной последовательности. Значение амплитуды возбуждения в приближении "ПСФО + уравнение Дайсона", полная экранировочная поправка к амплитуде возбуждения, результирующее значение амплитуды, а также значения параметра q без учета и с учетом динамической экранировки представлены в нижней части таблицы. Учет динамической экранировки приводит к значительному уменьшению действительной части амплитуды дискетного возбуждения и к увеличению мнимой части. В результате параметр q, отвечающий за форму резонанса, уменьшает свое абсолютное значение на два порядка, что приводит к качественному изменению формы первого резонанса в ионе Rb+. Для остальных резонансов в рубидии (II), а также в остальных ионах амплитуда после включения в расчет экранировочных процессов также меняется значительным образом, что пиводит к изменению отношения действительной и мнимой части, т.е. к изменению формы резонансного профиля.
