Многофотомные процессы и эффекты квантовой когерентности при взаимодействии лазерного излучения с атомами и электронами тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

АКАДЕМИЯ НАУК. АРМЯНСКОЙ ССР ИНСТИТУТ ФИЗИЧЕСКИХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи

ГАЗАЗЯН АЛЬФРЕД ДАВИДОВИЧ

МНОГОФОТОННЫЕ ПРОЦЕССЫ И ЭФФЕКТЫ КВАНТОВОЙ КОГЕРЕНТНОСТИ ПРИ'ВЗАИМОДЕЯСТВИИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С АТОМАМИ И ЭЛЕКТРОНАМИ

01-04-21 - лазерная физика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации из ссиск-зние ученой степени доктора физико-математических наук

А2ГГАРАК - 1930

> /

)

РаЗота выпажена в Институт Физических исследование Акгд Наук Аркянскай ССР

Сф1251альныз оппазэЕты: >■■.: лч фггико-мгтематкческкх наук

Федоров И.В. у фЕзико-матекатическет наук,

профессор Кгрожныг Н.Б. ^икзцр физико-математических наук, ^профессор Малккян А.О.

Ведуыая организация:. физнеиаш институт Академик Наук ССП гг. П-ВТ-ДвЗедэва

Задета . состоится --ДЗ - 1990 г. в /3 —° час.

заседакш г^твр.тя ДР005 01.93 ТЕК Кнстш

физических исслэдавадка ** »¡чу-жяи зваук Армянской ССР по адре 378412, Лрм.ССР,.Аага?ЗШ-г.

С дл'сертацигй шашо оавашлшгься в научное библиотеке АН Арк.ССР.

Автореферат разослав - /% 1330т.

Учевыя оыфвтаць адтхкпгкдревззгдго доктор ввз.-кэт. Егдх

ПагиЕян Е

Актуальность теш. Создание таких историков злеятромаготт-ого Излучения, как лазеры, открыло широкие возможности для ¿следования многофотонных процессов и проведения новых кспериментов с целью обнаружения болзе тонких эффектов птичэской квантовой когерентности. Взаимодействие сильных го-ея с атомами и электронами, в котором одновременно участвуют ного фотонов, приводит к большой эффективности цзлого ряда елинегных процессов. Исследование многофотонных процессов, озникаюших при взаимодействии интенсивного лазерного излучения атомами и электронами, является одной из актуальных задач азэряоя физики.

Все квантовые процессы под действием электромагнитного излу-ешя кони о разделить на две группы: I) процессы, идуззго в от-утствие поля и изменяемые полем; 2) процессы, индуцируемые лектромагнитным полем и не идуииз без поля.

К первой группа относятся многофотонные процессы при столк-оБенни электрона с атомами, которые представляют особый инте-ес для излучения высоковозбужденных и автсионизанионных сос-ояниа атомов, дяя сбзаруиения новых явлешк д закономерностей ри упругом и неупругом рассеянии во внешнем интенсивном лэктромапштном пода. •

Ко второй группе относятся многофотоппая резонансная иониза-ля . процессы при наличии автоионизашонных состояний и вшун-еапыа /?-распад протона, индуцированный интенсивным элзКтромаг-итным излучением. Изучение многофотонноа резонансной ионизации томов имеет важное значение для выяснения закономерностей про-зсса, для исследования структур атомов, их энергетических пэктров. Особенно актуальным является исследование воздействия нешнего 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 ддя исследования ффектов оптической квантовой когерентности при взаимодействии атомами и электронами. Последние достижения в экспериментальной технике позволяют проводить эксперименты по ззимодзйствкю одного или нескольких атомов с отдельной модой

излучения в резонатора. ВрезшшоЕЕые исследования в этой области могут выявить новью фундаментальные закономерности. В последнее время интенсивно проводятся теоретические и эксшримэнтальныа исследования новых квантовых состояний излучения, которые назаваатся "сжатыми" или "двухфотонными копгрентньии" состояниями. Эти состояния, как и обычные когерентные состояния фотонов, при определенных условия! минимизируют ссотеоеоекэ неопределенности "координаты" и "импульса", но не вшвт классического аналога. Изучен:® взаимодействия этих состояний с атомами и электронами представляется актуальной проблемой современной лазерной физики.

Дельв дассерганиовной работы является: Разработка теории нногофотонвых процессов и эффектов взаимодействия когерентвого излучения с атомами и электронами :: проведение исследования:

- влияния резонансного внешнего электромагнитного излучения на упругое и неупругое столкновения электрона с атомами;

- образования связанного состояния (отрицательного иона) и резонансного упругого и неупругого рассеяния при наличии внешнего интенсивного электромагнитного излучения;

- многофотонной резонансной ионизации через и близких промежуточных резонансов, а также исследование влияния на этот процзсс самоиндущрованного адиабатического инвертирования;

- -трехфотонного резонансного расщепления ортопозитрония в интенсивном электромагнитном поле;

- влияния внешнего интенсивного поля на автоионизациовньэ состояния атомов;

_ шггшалъных условий геверзоди третьей гармоники, когда в качестве верхнего резонансного состояния используется автоиони-зационныэ состояния;

- воздействия внешнего электромагнитного поля на р -распад протона;

- эвфезстов квантовой когерентности электромагнитного излучения ща взаимодействии с атомами. Изучение явления коллапса и возрождения осдшшяциа населенности атома в сжатом когерентном паю;

- -л

- эффектов квантовой когерентности электромагнитного поля ри взаимодействии с электронами. Изучение статистических войств фотонов при этсм взаимодействии;

- взаимодействия квантованного ачектромагЕитного излучения с лзктроном, находящимся в яме гармонического осциллятора.

Научная новизна. Впервые вычислены эффективные сечения пругого и нэупругого рассеяния электрона на атоке ео внешнем езонансном электромагнитном поле. Вычислена вероятность обра-азания связанного состояния (отрицательного иона) под дайст-ием внешнего электромагнитного поля. На&гашл поперечники пругого и неупругого резонансного рассеяния электрона на атоме ионе) во внешнем электромагнитном пола, когда и?5зются азто-внизацкояные (звтоотрывнке) и истинные уровни, которые связаны ежцу собой резонансным электромагнитным взаимодействием.

Разработан алгебраический подход к вычислению и решена общая здача о многофотонноа ионизации через м промз;иуточЕЫХ близких озонансов. Получено распределение фотоэлектронов, в котором яявляэтся много близких максимумов. .

Поставлена и решена разработанным ' методом общая задача о лилии ВЕекнего интенсивного электромагнитного поля на втоионизадионные состояния, .когда имеется N+1 дискретных ровней ниже первого порога ^ионизации атома и м втоионизационных уровней выше этого порога. Обсуждаются опросы о сужении автоионизанионных резонансов и об оптимизавди злучения третьей гармоники.

Решена задача о трехфотонном резонансном раещэпязндаи атома ртопозитрония в полэ двух встречных пучков лазерного злучения.

Впервые вычислена вероятность вынуящэнного г?-паспада ротона, индуцированного электромагнитный излучением.

Впервые исследовано взаимодействие когерентного- электромагнитного излучения с совокупностью идентичных резонансных ато-юв. В случае сжатого поля исследованы эффекты коллапса и ¡озровдения населенности, когда в резонаторе ищется один юзбужденный атом. Рассмотрены случаи одаофотонного и ¡вухфотонного резонансов. Вгораыэ показано. что при 1заимодеяствии алэктрсна с отдельными диааани поляризованными

модами вакуума и при движении в когерентном квантовом поле с линейно шляризашюй образуются сжатые состояния света.

Вгорваэ изучены когерентные состояния и излучения системы, состояла из квактововго электромагнитного поля и электрона, находящегося в газ гармонического осциллятора.

Практическая ценность. Приведенные результаты по многофотонным процессам при рассеянии электрона на атоме во внешнем электромагнитном папе, резонансной ионизации и по процессам при наличии автоиониззционных состояний, могут быть использованы дня изучения структур и спшстров атомов, высоковозбужденных и автоиояизадаоЕныг состояний, для исследования закономерностей многофотонных проаэссов. для разработки методов лазерного разделения изотопов, для создания когерентных источников электромагнитного излучения, лежащего в ультрафиолетовой и вакуумно ультрофиолетовой областях, для получения отрицательшл ионов, для нагрева плазкы.

Результаты по вынужденному -распаду протона под действием внешнего анектромагнитного шля могут быть использованы для изучения процессов, происходящий в некоторых астрофизических объектах, например таких как пульсары, где существуют сверхсильные шля.

Результаты по взаимодействию когерентного квантованного излучения с атомами и агоктронами стимулируют постановку ряда экспериментов с целью 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. Взаультаты, подученные в диссертации, докладывалась на Всесоюзной научно-технической конференции по квантовой электронике в Ереване (1967г.), еэ конференции по взаимодействию электрона с сильным электромагнитным полем излучения в Венгрии (Балатонфюред, 1972), на 1-ом Всесоюзном

КМГЮЗИУКЗ ПО СЕ2Т0МУ 3X0 3 кзззеи (1Э73Г. ), ЦЭ 8-0!t BC8C0E3H03 зш£ереншга по когерентноз и нелинейной оптквэ в г.Тбклпсз Е576г.), на Z-qz Международной конференции по многофотоннка роцзссам в Ве!1гр;-"И (Еудагаит, 1920г.), на Всесоззных эцфереяцкях по теории атомов и атомных сп-эктров в Воронзжэ 1880г.), в Минске (1583г.), з Ужгорода (ISSSr.), в . Томска IS89r.), на заседаниях секши по фотопроцзссам СоЕЭта по изике элкектроЕныг и атсмтшх столкновений АН СССР в Р1ШЭ 1582г.), на Кежведсмственнсм рабочем совещании ш нелинегноа зниззции слскеых атсмов з Ужгорода (IS34r. ), з Воронекз 1989г.), на 8-св Международной сколе по когерентной оптике в эльше (Устрон, ISSSr.). на 13-оа Международной конференции по эгерептноя и нелинейной оптике в г.йескгз (15£3г. ).

Структура и объем. Диссертация состоит из веэдзеия, шести язв, содержащих оригинальнее результаты. трог прклажзша, ратких бьводоб и списка литературы. Диссертация содеркзгг ' 256 грзшш машинописного текста, з том числе 13"рисунков и список дтературы, Бклкэчаюлиа 158 наименований.

На з-тздггу выносится:

I. Теория и ноеыэ . методы исследования МЕогофотоншх про-эссоя во внешнем интенсивном электромагнитном полэ.

1.1. Получение сечениа упругих и Ееупругкг' процессов при голкпозекни электрона с атомом «при наличии, резонансного пектрсмагнитного излучения.

1.2. Получение сечений упругих и Ееупругих процзсссв, 'а иске вероятность' образования связанного состояния этркцательного иона) при наличии интенсивного элоктромагнитно-: излучения.

1.3. Нахождение распределения фотозлектронов по энергиям и зроятнссть мяогофотонпса резонансной ионизации в зависимости г времени з -случае, когда верхнее промежуточное состояние :едст2Еляет собой н близких уровней.

1.4. Обнаружение асимметрии в зависимости от знака зсстроики (эффект самоиндуциреванного адиабатического прохож-зпия" резонанса) в вырачзэниях вероятности кногофотонноа ззонансноя ионизации.

1.5. Рабработка алгебраического метода решения обсев . задате

о влиянии внешнего интенсивного электромагнитного поля на автоиоюЕзационЕш состояния, при произвольном числе даскретЕых уровней еккэ гарвого порога иэнизацйи атома и азтоионизационныз урошей бьпеэ первого порога. Получанкз необходимого условия суззния аьтоионизгцисншг резонансов и оптимального условия кзлучааия третьей гармоники.

1.8. Езезнйз задачи и получекнэ Боролтност; трехфотонного расзэплэЕкя атома ортопозягрония б интенсивное электромагнитном поле излучения.

1.7. Получение вероятности вынуэдэееого /?-распаца протона, индуцированного еетс-есивным электромагнитный полем.

2. Теория взаимодействуя квантового когерентного излучения с атомами и агахтронгми.

2.1. Решение задачи о колебании населенности при взаимодействии когеронтного квантованного поля с созо!супность.-: резонансных щззнтичних атомов.

2.2. Результата по коллапсу и возрождении осцилляции населэшзости отдельного атома во Епзазем скатом алектромагнит-нсы поле в условиях одкофотонного и дзухфотонного резонззсаз.

2.3. Статистика фотонов при вза^модегстБЮ! с электроном квантованного электромагнитного шля, состояние которого задается в различных представлениях.

2.4. Классическое излучение и эффект Кокптона во внешнем поев, состояние которого задается в различных представлениях.

2Г5. Получение когеронтного состояния система "электрон в яж? гарноничэCipro осциллятора и квантованное монохроматическое эвэктрояагнитноэ шла".

2.6. Издучонкэ системы "гармонический осциллятор + квантованное ахвктрокагнитное полз". ■

Содерканиа диссертации

Во введении- диссертации обоснована актуальность теш, сбсувдэн круг вопросов, рассматриваемых в диссертации и их месте в облей проблематике, сформулирована даль работы, научная новизна, обоснована практическая ценность полученных результатов, привадятся основные защищаемые положения и кратко описано содержание работы.

В пэрзоа главе рассмотрена упругое и Heyfipyroä ргссэЕЕШ

электрона еэ атома при наличии знеггнего электромагнитного шля. Рассеяние электрона на атоуа з полз излучения конно считать упругим, если напряяэнность внеттнего ^ поля горгздо меньше, чем знутриатомное полз и, кроме того, сумма .энергий электрона и поглощенных фотонов меньше энергия переходов в ато:гэ. Когда гумма энергий электрона и поглоданных фотоноз бодыне, чем энергия 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 рассеяшэ.

В первом параграфе изложена теория упругого и неупругого столкновения в бсрнозском приближении 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, at = аг = â , a. ^ = О (1)

Влияние внесшего электромагнитного излучения на столкновение электрона с атомом характеризуется двумя параметрами з и Параметром z характеризуется ,влияние■ электромагнитного излучения на рассеиваемый алзхтрон:.

• - [•:»<Г- . .

mcw

где - передаваемый импульс, в - число поглоданных (s>o) или излученных (з<0) фотонов.

Параметр « характеризует резонансное взаимодействие электромагнитного излучения с атомом

21V I « 12 1

в = Т— • (3)

h с

гдэ viz ~ матричньгн элемент взаимодействия электромагнитного излучения с атомом, а с - расстройка резонанса. В случае

двухфотонного рэзоЕ2£са v^ - эффектный матричный аламзнт взаимодействия, а с - даугфотонная расстройка с учетом еггарковских сдвигов атоаных уровней. В рассматриваемом нзж случае, когда внешнее поле находятся в резонансе с атомным переходом» a mosí3t стать порядка кяа дзкз больше единицы, а параметр z при оптимальных условиях со2 -лазера <с мощностью 100 МВТ/с&Г. напряженность» поля 1,35-icf В/см, х«Ю"'см, «а/= - 5-Ю"3) порядка Ю-1. Следовательно, в резонансной ситуации о « 1, и следовательно пола сильнее влияет за

атом, чек на рассзйвшкыз электрон. В отсутствии резонанса момет осуществляться обратный случай. Выведены ' соответствуете поперечные сечения для различных процессов при столкновении в случае как одзофотошого так и двугфэтонного розонансоз.

■ Хорошо кззостео, что в процессе рассеяния могут возникат! резонансы, которое приводят к острым шжая в полном сочззк:. Реэкоку увеличений сечекия при резон знсно-м значение энергии сопостазляется существование почти связанного состояния системы, состоящей из падало2 чзстсцы и к^еж. Если папажгя частица имеет онергао близкую ег , то она конат быть временно захвачена в такое "квазксзязаннов" состояние, и кмзено эту возможность рассматривают в качестве причины появления резких максимумов в сечении рассеяния.

В процессе рассеяния электрона возможны кзреходы из непрерывного сшктра в связанное состояние с излучением спонтанного фотона. Однако вероятность такого перехода мала. Во внешнем интенсивном электромагнитном поле вероятность такхх переходов могкет быть существенно увеличена за счет индуцированного излучения фотона. Во втором параграфе рассмотрена задача об образовании связанного состояния (отрицательного иона) И резонансное рассеяние азэкгронз на атош во внешней электромагнитном полэ излучения. Расчеты выштнены в приближении изолированного резонанса, для существования которого предполагается» что

Г/Л^ - V^k <<:

где Гк ж \ - соответственно сиржа и сдвиг резонансного

го

фовЕЯ. а - его расстояние от близлэжадего уровня.

Для вероятности захвата налетатацего электрона с образованием :вязанного состояния (отрицательного иона) получено слэдуящэе

гыоажение

(5)

-дз ^ и р — соответственно параметр атома-мишени и импульс галетающего электрона, е.^ - энергия связанного состояния,

х - приведенный матричный элэ>;йэнт взайлодэзствия

¡лектрона с атомом во внепшем электромагнитном поле.

Поперечное сечение углового распределения электровоз при ¡езонансном рассеянии получено в следующем еиеэ

& т р. ^к.со I2 К .а р. I2

(6)

Р,

бразсзанкэ дискретного состояния и резонансное. рассеяние ¡бусловлецы наличием электромагнитного поля. Если напряженность нешЕэго поля обрашается в нуль, тй взаимогойствю исчезает и, ледовательно, обращается в нуль как вероятность образования вязанного состояния, так и поперечное сечение резонансного ассеянкя.' Суть здесь заключается в том, что в резонансный яаменатель. полученных выражений входит также и энергия фотона, оторая дает всзмсихность с помощью перестраиваемых лазеров одоати ближе к резонзсу и тем самым существенно увеличить срояткость образования связанного состояния и поперечное очениэ резонансного рассеяния. Следует отметить, что з слученных формулах ¡акрила и сдвиг резонанса зависит от опряиюгшссти внешнего, электромагнитного поля как з2. Величина зкскмума резонанса для рассеяния не зависит от напряженности оля, а при образовании связанного состояния падает как з2 с велкчениэм напряаеннсст-л ВЕеинего тюля,-При рассмотреть! образования отрицательного 1юна езеинз

фотоотрыва

Г-Е <*/Х )2, 1 »Е /в<Г> (7;

а кр кр о

В случае отрицательного иона водорода среднее расстояние <г> «• ьа.е., а е » о.оз а.е. Если разброс по энергиям падающего

а

электронного пучка с энергией в- ю эз составляет ае/е~ю"2, то при напряженности внешнего полл ~ ■ де)1'-2/ <&<г>в/см имеем Г ^ де.

Третий параграф посвящен рассмотрению резонансного рассеянно электрона на атоме в присутствии внешнего интенсивного изучения, когда верхнее (автоионизационное) состояние находится в однофотонном шк двухфатоЕкок шзоппнсе с одним из уровЕес, лежадцст ниже парного порога ионизации связанной системы "атом+злэктрон". Двухфотонный розонанс 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 ионизацию только с верхнего уровня. Из подученных выражен® для попэречных сечений упругого и Еэупругого рассеяния следует, что рассеяние происходит не 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 случае изолированного уровня.

-Максимумы в полученных выражениях для поперечных сечений резонансного рассеяния находятся при значениях энергии системы "атом+шлэ+злэктрон", когда отсутствует конфигурационное взаимодэйстниэ. Эти результаты согласуются с теорией резонансного рассеяния, ю которой при выполнении условия Г/-*х<1 процесс происходит с образованием промежуточного

вязанного состояния (Г - средняя ширина резонанса, я - среднее асстоянш кожду резонансада) и пошречные сечения акторизуются. Это означает, что время на которое электрон стаатся э атоме, во много раз ирзвыааот время распада. При ¡ычислониях мы пренебрегали прямым гаэреходм из нижнего «зонанспого состояния а континуум. Наличие этого перехода пжводит к . смещению максимумов и продесс происходит без юразования промежуточного связанного состояния. Учет этого врзхода приводит к оффокг.шому катричаому аязмэпту вида \z(1 —• гд0 fi2 ~ Двухфстошшх матричша элемент между дгехретнкии резонансными урсшггми, э q - параметр Фано- При заполнении условия q>>i оправдано зато прийлкконкэ.

Для окспержэвтзльного обнаружения рвзонаасов серьезным затруднением является немоиозгеоматичность элэктроняого пучка. !Ш обнаружения резонансных rançon а полном сечзнии рассеяния необходимо, чтобы энергэтичоскоо разрэшеииэ акспоркхантальноа аппаратуры было достаточным для Фиксации вгвжшии сечения в интервале энергий, меньшем чем ширина резонанса. Следует однако заметить, что с увеличением зьпряжзннссти вношного электромагнитного поля, ширина резонанса узнличивются и. следовательно, ослабляются требования на разрешающую способность" детекторов рчссэяных электронов и монохроматичность падащего цучка.

Вторая глава посвящена кзучзнш. кногофотонноа резонансной ионизации в интенсивном электромагнитном поле излучения, В первом параграфе вычислена вероятность многофотонноа иснизаши. когда верхнееа состояние представляет собой много близких уровней атома, находящихся в многофотонном резонансе с низшим уровнем. Многоуровневая структура верхнего состояния может представлять либо много близких уровней высоковозбуждэнных состояний . атома, либо мультишют. Предполагается, что до наложения внешнего шля атом находится в основном состоянии. Адиабатическим включением' взаимодействия с электромагнитным полем основное сосотояние многофотонным резонансом перемешивается с n близкикми состояниями, создавая так называемую "когерзнтую" заселенность верхних близких уровней. Под действием "ионизирующего" поля электрон из верхних состояний переводится б континуум ( состояние непрерывного

сгоктра).

Вычислены распределение фотоэлектронов по энергии и вероятность многофотонной резонансное ионизации атома в интенсивном электромагнитном поле излучения в зависимости от времени. Исследован случай слабой ионизации.

Во втором параграфе для исследования влияния мультиплоткой структуры резонаисЕого промежуточного уровня на ионизацию'атома выполнен численный расчет для распределения фотоэлектронов по энергиям при однофотонном розовансе между уровнями згб^, и з^р^.з^р,^. тонкого расщепления атома натрия. Показано, что в общем случае распределение фотоэлектронов имезт три различных максимума. При увеличении напряженности внешнего резонансного поля излучения, когда энергия взаимодействия этого поля становится значительно болыпе энергии тонкого расщепления и ионизационной ширины, существенным становится один максимум лсре киевской формы. Это означает, что ионизация идет в оснозноу с верхнего резонансного дублета, который в данном случае проявляется как один уровень.

Третий параграф посвящен эффектам самоиндуцкрозанного адиабатического инвевтирования при резонансной ионизации атома. Как известно, при адиабатическом включении поля в случае многофотонного резонанса возможно полное инвертирование системы. Это явлэниз существенным образом влияет на резонансную ионизацию; оно приводит к аекмметрики в вероятности ионизации в зависимости от знака расстройки. Для простоты мы ограничились двухфотонным резонансом, хотя полученные результаты мо:хпо распостранить на случай многофониого резонанса. Подробно исследованы предельные случаи малой и большой ионизационной и полевой Гг ширин, при которых выражения для вероятности ионизации существенно упрощаются. В условиях малости

ионизационной гпиритш г.«а« , где д - ионизационный

сдвиг уровня, - данадаческая расстройка , (с -

начальная двухфотонная расстройка, ы> н - штарковекко сдвиги соответственно лижего и верхнего резонансных уровней), взаимодействие возбужденного уровня с континуумом намного

слабее резонансного взаимодействия с основным уровнем. Распределение электронов по энергии определяется вырангаЕИЭм:

Г. Iь ]а 1 1 1 *

ах

2 п

г г

1+ехр --со=< -^-Д | Ь ^ | 2 } 1

(х-злы-ли'-г - д|ь1|г)а +• 1ь1|4

(В5

а полная вероятность

И<1:) = 1-ех

- ["Г •

(9)

где | 1 _ населенность верхнего резонансного уровня, о и ь>' -соответственно частота резонансного и ионизируздэго поля.

6 = <5• , £■ = ~ 1 11* 1 2

■с'- У /А

При расмотрэнии относительно.малых зремен 1«

для энергетического распределения фотоэлектронов реализуется линейный по времени режим ионизации и закон сохранения энергии соответствует с основного кзазиэнергетического состояния.

При достаточно большой длительности взаимодействия ГГ.

вероятность ионизации выходит на насыщение:

, а распределение электронов по энергии списывается лорен-цэвским контуром.

аисх,!)

с1\

1-.00 А. гт

1 1 1 1 4 ' 1

Заметим, что во все выражения вгонит динамическая населенность резонансного возбужденного уровня |Ь |г, которая в условиях самоиндуцироваяного 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 |=|гг+Уг-» Таким образом, в зависимости от знака расстройки двухфотонного резонанса (знаки промежуточных расстроек остаются неизменными) и при достаточной интенсивности резонансного поля получаем существенную разницу в заселенности резонансного уровня и, слэдовательно, и в вероятности ионизации. Асимметрия относительно изменения знака двухфотонной расстройки проявляется и в условиях насыщения: при самоиндуцированном резонансе, дисперсионная кривая резонанснск иоЕнзации намного иине и шире, чем в случав отсутствия самоиндуцированного резонанса. По наблвдэЕИЮ этой асимметрии в спектре ионизации, при наличии промежуточного двухфотонного резонанса, можно сделать вывод о язлэнии самоиндуцированного адиабатическою прохождения резонанса.

Другой предельный случай - малость подевов ширины

.Г.

в котором взаимодействие возбужденного уровня с континуумом сильнее взаимодействия с резонансным уровнем. Ори -с'+Дсо вещественные части квазиэнергий пересекаются и когда Г,=Г. существенно меняется -картина взаимодействия: при условии Гг>Г. | мы имеем всегда антипере се какщие ся ветви квазиэнергии, а при ГГ<Г - юрэсекаюциэся.

Когда самоиндуцированный резонанс невозможен

и вероятность характеризуется двумя константами затухания: Г и

где ?

а при временах (Г./h)"*« t « (еГ./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 поязления са*оинду дарованного резонанса, то ситуация такая же, что и в рассмотренном выше случае. Когда интенсивность резонансного поля становится больше критического значения, тогда 1+г становится отрицательным и мы получаем другие выражения для распределения фотоэлектронов и вероятности иоиизации.

Вероятность ионизации, когда гг-»0 и t«(fr] выражается формулой

Г

W(t) = ^ Ъ (12)

а при

Г* Г.

w(t) = 1-; --- в п (13)

с "

Полученные результаты показывают существенную разницу временного хода резонансной ионизации в- зависимости от знака двухфотонной расстройки и интенсивности резонансного поля. В условиях самоиндуцированного адиабатического прохождения резонанса система инвертируется- 'и процесс ' вдэт как бы с верхнего возбужденного уровня, однако закон сохранения энергии естественно соответствует многофотонной ионизации с основного, штарковски сильно сдвинутого уровня.

Четвертый параграф посвящен резонансному трехфотонному расщеплению ортопозитрония в интенсивном электромагнитном поле излучения. В атоме позитрония, который представляет собой чистую лзптонную систему, особенно ярко проявляются эффекты квантовой электродинамики. -В частности, здесь имеют место также виртуальные аннигидяционные взаимодействия, приводящие к

дополнительному сдвигу уровней. Недавно начались экспериментальные исследования оптических сшктров атомов позитрония, где специально подготовленный ортопозитроний облучается двумя встречными пучками лазера с частотой, равной половине частоты перехода 1381 и гг^. Поглощая по одному фотону из каждого лучка, атом позитрония возбуждается в состоянии 2^. 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 и 23Б1

ортопозитрония. В соответствии с эксериментальным исследованием в данЕом параграфе теоретически рассматривалось трехфотонное расщепление ортопозитрония в интенсивном электромагнитном поле излучения при наличии промежуточного двухфотонного резонанса. При вычислениях прэивбрегалось 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-Ю'Гц) лишь при полях порядка « «< 5-10*В/см. При более сильных пцлях 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 уровнями, а второе, .ионизирующее, поле связывает промежуточные резонансные уровни с автоионк-

зашонными состояниями и • континуумом однофотонным переходом. Предполагается, что неинтерфзрирующие каналы, такие как спонтанный распад, фотоионизация из автоионизационных состояний и т.д., отсутствуют. Предполагается такта, что лазерное поле идеально монохроматическое.

Во втором параграфе исследуется возможность сужения автоионизационных резонансов во втором внешнем электромагнитном поле излучения, когда имеется N+1 дискретных уровней ниже первого порога ионизации атома и н автоионизационЕых уровней выло этого порога. Условие сужения фотоэлектронного спектра формулируется следующим образом:

V ^ ЛпЛ= 0 <14>

г>

гдэ матричные элементы, которые связывают дискретные и

автоиопизашонЕыа 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. Отсюда мы получаем, что эффективный

матричный элемент &к, который связывает "одзтое" ' состояниз с

континуумом, равен-сумме £ Апк»- : если матричный элемент из-

п

за интерференции зануляется, это "означает, что происходит сужение "одетого" состояния. Для выполне'ния этого условия необходимо, чтобы уравнение степени н+м-и энергии -одетого" состояния и полином ЕА„ьоп. степени и+м имели хотя бы один

г»

общий корень. Получено также условие, когда одновременно можно сужать сразу к (к < н+М) резонансов. Исследуются также простые схемы (н+м=1,2) при которых условие сужения имеют простой вид. Предложен способ исследования более сложных систем, когда Н+М=3.4.....

В третьем параграфе рассмотрено излучение третьей гармоники, когда имеется двухфотонный промежуточный рззоЕанс с частотой и однофотонныа резонанс с частотой излучения wz с автоионизационным состоянием. : Показано, что при выполнении услоеия сужения увеличивается поляризация атома на частоте третьей гармоники, соответствующей переходу из автоионизационного состояния в основное.

В четвертом параграфе исследуется влияние неинтерферирующих каналов распада на эффекты сужения автоионизационных резонансоз. Подучено выражение для минимальной ширины при наличии неинтерферирувдих каналов, ' такие как двухэлектронный переход в первый континуум, одноэлвктронный переход в вышележащий другой континуум с поглощением фотона и при вырожденности континуумов. Показано при этом, что полученная минимальная шрина из-за интерференции каналоз растет монотонно по интенсивности внешнего поля.

Четвертая глава посвящена вынужденному ^-распаду протона под действием интенсивного электромагнитного излучения, как с линейной, так и с круговой 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 эиергии в процессе необходимо, чтобы число поглощенных фотонов.в удовлетворяло слздувпему соотношению (в

системе единиц ь = с = 1) *

Д + в

s 2: Din в = —-- , (15)

где д = нг-мр=г 2,5а, ш- масса электрона, т*- "аффективная" масса электрона в поле, ш - частота внешнего интенсивного излучения. Взаимодействие свободной заряюнной частицы с электромагнитным излучением характеризуется безразмерной константой г = Is, где а - амплитуда внешнего поля. Так как масса нуклонов намного превышает массу электрона, то влиянием

электромагнитного излучения на эти частицы пренебрегается, а состояние позитрона во внешнем поле описывается решением уравнения Дирака в плоской электромагнитной волне - функцией Волкова. Окончательные результаты, полученные в данной главе можно 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 ^-распада протона весьма мала, однако в таких астрофизических объектах, как например пульсары, где осуществляются сверхсильные поля, зффэкт может оказаться существенным.

Пятая глава диссертации посвящена исследованию эффектов квантовой когерентности электромагнитного излучения при резонансном взаимодэйстзии с атомами. Электромагнитное 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 дня 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

tt п+1 , о •

l»(t) = п + 4|/5| > п(п) —- ein—— Ъ (16)

. Q 2

П«1

в случае, если атом вначале находился в возбужденном состоянии. Здесь «п= / (ыо-ш)г+4п|/э|г - частота Раби, «0 и о - соот-

ветственно частота и матричный элемент перехода в атоме, п и п(п) - соответственно среднее число и распределение числа фотонов в падающем пучке. В случае, например, полной когерентности ' электромагнитного поля. п(п) имеет вид распределения Пуассона.' Из полученных выражении следует, в частности дня распределения Пуассона, что эффекты когерентности могут играть существенную роль при временах .

t » " 'м ^ . (17)

2

пО(п)

* » т

При обратном неравенстве переброс атома происходит с участием линь одного фотона излучения; это приводит к тому, что никаких эффектов когерентности не наблюдается.

Исследовано 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 ь>0=", имеет простой вид.

• S(t)-= 5 и- У П(п) 3in у 2(2п+1) 1*1* £18)

п=о 2(2п+1)

Из полученного выражения следует, что вначале . атомы взаимодействуют с излучением независимо, а в дальнейшем вступает в силу механизм коллективного взаимодействия.

В третьем параграфе исследуетсй 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 значений параметров задачи.

Четвертый параграф посвящен случаю частично-когереЕтного электромагнитного поля, где с помощью матрицы плотеости для

системы атог.гоз и электромагнитного поля получэны обиие формулы для среднего числа фотоноз з завислости от времени.

В пятом параграфе, исходя из полученных формул для одного атома в резонаторе (16), в случае однофотонного резонанса, а такге та аналогичных формул в случае дзухфотонного резонанса, исследуется динамическое поведение атома в когерентном и окатом полях как в случае однофотонного, так и двухфотонного резонанса. Получены аналитические формулы для поведешш вероятности возбуждения атома и среднего числа фотонов в зависимости от времени для сжатого и когерентного свзта в прг-блкжении интенсивного внешнего поля и небольпого сжатия. Исследованы гаантовыз эффекты коллапса и возрождения. Полнены периоды возрождений и ширины распадоз. Показано, что период возрождения т при точном двухфотонном резонансе перестает зависеть от интенсивности знепнего излучения. Ширина распада прямо пропорциональна интенсивности поля и существенно зависит от фа:;оЕьж соотношений и степени сжатия. Это открывает новые экспериментальные возможности для управления поведением 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 реиений уравнений Дирака и Клейна-Гордона в квантованном ' монохроматическом поле излучения, заключенном в объеме V, исследуется динамика движения электрона, когда состояние поля задается в различных представлениях. Получены волновые --функции системы, показано, что при дэижении электрона в когерентном -квантованном отлэ с линейной поляризацией образуется сжатое состояние фотонов. В случае круговой поляризации поля образуется когерентное состояние. Сжатое состояние фотонов образуется также при взаимодействии электрона с отдельными линейно-поляризованными Модами вакуума в ограниченном обьеке.

Во втором параграфе исследуется статистика фотонов, образующихся при взаимодействии с электронами,. когда первоначальный фотонный пучок находится в различных квантовых

состояниях. Вычислена корреляционная функция второго порядка, для которой, в. случае' линейной поляризации лазерного поля, получено следующее выражение

е12,= - 2;Л>г <фОТ|с*гсг|фОТ> +

*■ 2 <фОТ I с с |фОТ> *■ хг(АН-у)гЗ +■ +

»

+ 2хг(кИ>)к, (19)

где - корреляционная функция Фотоеов в начальном

состоянии,

2

. г 1г ., 2ь . -1/2

й « сЬг, у =» «Ьг, £ •= «е , е = <1 - )

** (2ьЛ>)1

- 8 [' - Г)""' •

в^ и к - соответственно Еектора 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, 6 представлении Глаубера и в представлении сжатых состояний. Из подученных выражений для корреляционной функции второго порядка, в случае линейной поляризации фотонов внешнего шля слздует, что если до взаимодействия корреляционная функция поля отрицательна, т.е. имеет место антигруппировка 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 корреляционной функции ддя сжатого внешнего поля, то получим

В^ О. (21)

Аналогичным образом проводится исследование в случае круговой поляризации внешнего поля. В этом случае корреля-

пиоззая функция второго порядка имеет вэд

6<2>= БфОТ + 21а|2<ФОТ|с*с[фОТ>, (22У

где

- - - и' - Й'У •

Полусонные заражения для корреляционной функции второго порядаа показкзазт, что в случае внз'лнэго поля в состоянии чисел заполнения корреляционная функция сохраняет отрицательный знак корреляционной функции свободного поля при Jaj2 < В случае когерентного начального состояния поля после взаимодействия увеличивается группировка фотонов. Когда внезноо поло в анатом состоянии, то после усреднении П5 фазам в коррзлжзянноа фзпкпии, сохраняется положительный злги: кор-ЕЭЛЯЦИОННОЙ фуЕКЛИИ свободного ПОЛЯ.

В третьем параграфе рассматривается классическое излучение элзктрска и эффект Номптона в квантованном монохроматическом поле излучения, состояние которого задается в различных представлениях. Получены выражения для интенсивности излучения классического поля и вероятности эффекта Кокптона для электрона, дви:кущегося 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 Глаубера и в представлении сжатых состояний.

В - четвертом параграфе рассматривается взаимодействие квантованного монохроматического -электромагнитного излучения: с электронами в яме гармонического1 осциллятора.- К задаче гармонического осциллятора сводится задача о движении электрона в однородном' магнитном поле". С пог-тощью канонического преобразования даагонализируется' 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 доказательство и вывод некоторых соотношений второй и трет»зй глав.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ.

1. Получены поперечные сзчзнкя упругого и неупругого рассеяния электрону на атоме з интенсивном резонансном электромагнитном поле излучения в борновском приближении с поглощением или излучением фотоноз внесшего поля. Рассмотрены случаи однофотонного и дзухфотонного резонансов. Получены формулы для предельных случаев, когда поле сильнее влияет на атом, чем на рассеиваемый электрон и наоборот. Подучены также поперечные сечения столкновения в нерезонансном случае.

2. Получены вероятность образования связанного состояния (отрицательного иона) и погаречЕое сечение резонансного рассеяния электрона в интенсивном электромагнитном поле излучения. Резонансное состояние образуется из-за наличия внешнего электромагнитного поля. Ширина и сдвиг этих резонансов имеют квадратичную зависимость от напряженности внешнего электромагнитного поля. Еоличина резонансного максимума в рассеянии не зависит от напряженности поля, а в образовании связанного, состояния падает квадратичным образом. В резонансный знаменатель полученных выражений входит частота внешнего поля, перестраивая которую можно близко подойти к резонансу и увеличить вероятности образования связанного состояния и поперечное сечение резонансного рассеяния.

3. Получены поперечные сечения упругого и неупругого (в ионизационном каналв) резонансного рассеяния электрона на атоме в присутствии внешнего интенсивного электромагнитного излучения, когда верхнее (автоионизационное) состояние находится в однофотонном или двухфотонном резонансе с одним из уровней, лежащим ниже ■ первого порога ионизации . связанной системы "атом +■ электрон". Показано, что рассеяние - происходит не только ва верхнем, но и на нижнем квазиэнергетическсм урозне. Появление двух максимумов в сечении резонансного-

рассеяния, связанное с расшрговнкем квазиэнергетических уровней в двухуровневой системе, аналогично эффекту Аутлера-Таунса для резонансного рассеяния фотона. При выключении внешнего электромагнитного поля резонанс, соответствующий рассеянию на нижнем урозкэ, исчезает и поперечные сечения переходят в формулы для упругого и неупругого резонансного рассеяния в случае изолированного уровня. При вычислениях мы пренебрегали прямым переходом из нижнего резонансного состояния в континуум при условии а >> 1 - параметр Фано). Следует продолжить эти исследования с учетом этого перехода.

4. Получены вероятность многофотонной ионизации (в зависимости от времени) и распределение фотоэлектронов по энергии, когда верхнее промежуточное состояние представляет собой N близких уровней. Показано, что в распределении фотоэлектронов по энергии имеется N+1 максимумов. Исследован случай слабой ионизации. Исследовано влияние мультиплетноп структуры резонансного промежуточного уровня на ионизацию атома. При одаофотошюм резонансе между уровнями з2^^ и згр1х2, -2рэ-,2 тонкого расщепления натрия выполнен численный расчет распределения фотоэлектронов. Показано, что при увеличении напряженности резонансного поля, когда взаимодействие становится значительно больше энергии тонкого расщепления и ионизационной ширины, существенным становится один • максимум лоренцевскоа формы. Это означаетг что ионизация идет в основном с верхнего резонансного дублета, который в данном случае проявляется как один уровень..

5. Получена вероятность ионизации атома ' при наличии, двухфотонного промежуточного резонанса в режиме .адиабатического инвертирования. Показано, что вероятность ионизации в этом случае существенно зависит от знака начальной расстройки. Получены формулы в предельных случаях малой и большой ионизационной и полевой ширин. Асимметрия относительно измене-пил знака двухфотонней расстройки проявляется и в условиях насыщения.- при самоиндуцированном резонансе дисперсионная кривая резонансное ионизации намного ниже и шире, чем в случае отсутствия самоивдуцированного резонанса. Показано наличие

существенной разницы временного хода резонансной ионизации в зависимости от знака даухфотонЕой расстройки и интенсивности резонансного поля. В условиях самоиндуцнровакного адиабатического прохоздзния резонанса система инвертируется и процесс ионизации вдет как бы с верхнего возбужденного уровня, однако закон сохранения энергии соответствует многофотонной ионизации с основного, штарковски сильно сдзинутого уровня. Рассмотрены различные рэнвдяы по времени.

6. Получена формула для трехфотонного резонансного развала атома ортопозитрония в интенсивном электромагнитном поле дзух встречных пучков лазерного излучения с чатотой, близкой к половине частоты перехода двух уровней. Показано, что распределение позитрона имеет максимум на частоте двухфотонного резонанса, который наблюдался в эксперименте.

?. Разработан алгебраический подход и исследован эффект сужения автоионизационных резонансов под действием внешнего интенсивного электромагнитного поля. ' В пренебрежении споптанньаи шреходами и в .приближении монохроматической волны подучены условия сужения спвктра фотоэлектронов, включающие в себя зёвисйхость от расстройки частоты и интенсивности внешнего поля. Показано» что при. наличии неинтерферирующих каналов, таких как даухэлэктронныа переход в первый континуум и однозлектронЕЬШ переход в вышележащий второй континуум с поглощением фотона, или. при вырожденности континуумов, минимальная ширина, которая получается из-за интерференции каналов, растет монотонно ш интенсивности внешнего поля (т.е. сужеяш сгактра фотоэлектронов го интенсивности отсутствует). Расокотрено излучение третьей гармоники, получено условие ее оптимально* генерации. В случае, когда резонансное взаимодействие слабое, а ионизирующее поле сильно перемешивает промежуточные дискретный резонансный уровень и автоиониза-даонное состоят»» это условие совпадает с условием сужения автоиошзашэнвого состояния. Получено выражение для нелинейной поляризации атома за суммарное частоте.

8. Подучена вероятность, вынужденного ^-распада протона, 1щцрщровгшвого интенсивным электромагнитным излучением, с

поглощением фотонов. Рассмотрены случаи линейной и круговой поляризации поля. Окончательные результаты можно использовать также и для изучения влияния электромагнитного излучения на ход /5-распада нейтрона.

9. Получены формулы для среднего числа фотонов в зависимости от времени при взаимодействии квантованного электромагнитного излучения с резонансными, идентичными атомами. Получены гчалитическта выраххэзия для поведения вероятности возбуждения атома, найдены выражения для периодов возрождения и исследованы эффекты коллапса осцилляции населенности одного атома в когерентной и в сжатом полях при однофотонном и двухфотонном розонансах. В случае двухфотояного точного резонанса задача решается без ограничений на степени сжатия, а период возрождения перестает зависеть от параметров внешнего поля и определяется только характеристиками атома.

10. Исследована динамика движения заряженной частицы в квантованном монохроматическом электромагнитном поле, состояние которого задается в различных представлениях <чисел фотонов, когерентном и сжатом). Показано, что в ограниченном' объеме образуется сжатое состояние как при взаимодействии электрона с отдельными линейно поляризованными модами вакуума, так и при движении электрона в когерентном квантованном поле с линейной поляризацией. В случае круговой поляризации образуется когерентное состояние фотонов. ~ -

Получены корреляционные функции при различных квантовых состояниях внешнего шля и исследованы некоторые статистическиэ свойства излучения. ----'.

Получены выражения для интенсивности классического излучения и вероятности эффекта Кокптона для электрона в когерентном и сжатом шлях. • '

Построен полный набор волновых- пакетов - когерентных состоянии для системы -гармонический осциллятор + квантованное монохроматическое электромагнитное полв". Получена вероятность излучения фотона такой системой.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. Газазян А.Д. Столкновение электрона с атомами при наличка резонансного электромагнитного излучения. Препринт ИФИ-75-21. Аштарак, 1975. 20 с.

2. Газазян А.Д. Влияние интенсивного электромагнитного излучения на процессы столкновения электрона с атомам*!// Тез. докл. 8-оа Всесовз. конф. по когерентной и нелинейной оптике. Тбилиси, ЮТб. Т.2, С. 293.

3. Gazazian A.D.Electron-Atora Impact in the Prescerce of a Résonant Electromagnetxc Field// J.'Phys.Bs Atom Molec. Phys. 1976. V.8, № 18. P 3197-3202.

4. Газазян А.Д., Унанян P.Г. Резонансное рассеяние электрона на атоме во внешнем электромагнитном поле при наличии ионизационного канала распада// Тез. докл. 8-ой Всесовз. конф. по теории атомов и атомных спзктров. Минск, 1983. С 128.

5. Газазян А.Д., Унанян Р.Г. Резонансное рассеяние и образование метастабильного состояния во внешнем электромагнитном поле. Препринт КФИ 83-103. Аштарак, 1983, 24 с.

6. Газазян А.Д., Унанян Р.Г. Образование связанного состояния и резонансное рассеяние электрона на атоме во внешнем электромагнитном полз при наличии ионизационного канала распада// ЖЭТФ. 1983. Т.85, В.5. С I553-I5S2.

7. Gazazian А.О., Un an ¿ал R.G. Multlptioton Résonant Ionisation of Atoms in Intsnce Electromagnetic Radiation Field// Abst. Qf ¿>-th International, Bchool of Cohérent Optics. Ustran. Paland, 1985. P.34.

8. Газазян А.Д., Унаняд Р.Г. Ионизация атомов через промежуточные многоуровневые резонансные состояния//Тез. докл. IX Всесоюз. конф. по теории атомов и атомных спектров. Ужгород. 1985. С 151.

9. Газазян А.Д., Унанян Р.Г. Многофотонная резонансная ионизация атомов в интенсивном электромагнитином поле излучения// ЖЭТФ. 1985. Т.89. В.6 С 2003-2012.

10. Газазян А.Д., Саркисян М.А. Ионизация атомов при двухфотон-нсм резонансе. Эффекты самоиндушрованного резонанса.. Препринт ИФИ-80-83. Аштарак, IS80.

Тез. докл. 6-ой Всесоюзной конф. по теории атомов и