Полуклассическая теория когерентных электромагнитных явлений в резонансных движущихся средах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

Горшоков, Артур Мугазович АВТОР
кандидат физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ
Нальчик МЕСТО ЗАЩИТЫ
1994 ГОД ЗАЩИТЫ
   
01.04.07 КОД ВАК РФ
Автореферат по физике на тему «Полуклассическая теория когерентных электромагнитных явлений в резонансных движущихся средах»
 
Автореферат диссертации на тему "Полуклассическая теория когерентных электромагнитных явлений в резонансных движущихся средах"

ГОСУДАРСТВЕННЫЙ КОМИТЕТ' РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ ПО ВЫСШЕМУ ОБРАЗОВАНИЮ КАБАРДИНО-БАЛКАРСКИЙ ОРДЕНА ДРУЖБЫ НАРОДОВ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

На правах рукописи

•I з Ш иг

УДК 532.2

ГОРШОКОВ АРТУР МУГАЗОВИЧ

ПОЛУКЛАССИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ КОГЕРЕНТНЫХ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ЯВЛЕНИЙ В РЕЗОНАНСНЫХ ДВИЖУЩИХСЯ СРЕДАХ

01.04.07. - физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

НАЛЬЧИК - 1994

Работа выполнена на кафедре физики твердого тела Кабардино-Балкарского ордена Дружбы народов государственного университета и в Российском научном центре «Курчатовский институт».

Научный руководитель: доктор физико-математических

наук,профессор Э.А.Маныкин

Официальные оппоненты: доктор физико-математических

наук М.Х.Хоконов доктор физико-математических наук С.М.Захаров

Ведущая организация: Адыгейский государственный

университе, г.Майкоп.

Защита диссертации состоится "_"_199_ года

в_ч._мин. на заседании Специализированного

совета Д-063.88.01 при Кабардино-Балкарском ордена Дружбы народов государственном университете.

Ваш отзыв в двух экземплярах, скрепленный гербовой печатью, просим направлять по адресу: 360004, КБР, г.Нальчик, ул. Чернышевского, 173, Кабардино-Балкарский госуниверситет

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке КБГУ. Автореферат разослан "_"_199_года.

Ученый секретарь .

Специализированного А.А.АХКУБЕКОВ

кандидат физико-математемейшх

Актуаяьностъ темы. Экспериментальные исследования и теоретические представления в физике когерентных электромагнитных процессов в настоящее время в основном получили развитие в когерентной оптике резонансных стационарных сред. Вопросы теоретического обобщения, развития методологии экспериментальной деятельности, исследования известных оптических когерентных эффектов в новых условиях и по возможности расширения класса когерентных оптических явлений требует изучения когерентных электромагнитных явлений в резонансных движущихся средах. В диссертации изложены результаты теоретического исследования такого методологического подхода.

Цель работы

1. Анализ методов исследования когерентных оптических эффектов;

2. Построение теории когерентных электромагнитных явлений в резонансных движущихся средах;

3. Изучение особенностей явления свободной индукции и фотонного эха на пучке ионов.: .

Научная новизна ' '

1. Предложены новые кинетические методы исследования когерентных явлений в оптике.

2. Показана возможность существования нового когерентного явления - резонансное возбуждение ионов при малоугловом отражении ионов на поверхности кристалла.

3. Впервые рассмотрена и решена задача о явлении свободной индукции и фотонного эха на пучке ионов на ондуляторах различных систем и показана принципиальная возможность перехода в рентгеновский и гамма-диапазон длин волн.

Практическая значимость

1. Предложенный обобщенный метод описания когерентных оптических эффектов в резонансных движущихся средах позволяет установить общие свойства отдельных методов исследования когерентной оптики движущихся сред.

2. На примере пучка ионов, возбуждаемых периодическими пространственными структурами, показана принципиальная возможность организации экспериментальных исследований когерентных оптических эффектов в области рентгеновского и гамма-диапазона.

3. Предлагаются новые методы решения прикладных задач, связанных с когерентной оптической спектроскопией многозарядных ионов, микроскопией пучков заряженных частиц и микроскопией различных пространственно-периодических сред.

Положения выносимые на защиту

1. Теоретическая концепция и модели описания когерентных электромагнитных явлений в резонансных движущихся средах.

2. Принципиальная возможность наблюдения когерентных оптических эффектов на основе новых способов возбуждения движущихся резонансных сред (пучка ионов) пространственно-периодическими структурами (лазерная волна, кристалл, поверхность кристалла).

3. Когерентная оптика пучка ионов как одно из методологических направлений в создании когерентной х- и у-оптики.

Апробация работы. Основные положения работы докладывались на III Всесоюзной конференции по излучению релятивистских частиц в кристаллах (Нальчик, Приэльбрусье, 1988 г.); на IV Всесоюзном симпозиуме « Световое эхо и пути его практического применения» (Куйбышев, 1989 г.)

Публикации. Основное содержание работы опубликовано в восьми работах, список которых приведен в конце автореферата.

Объем работы. Диссертация содержит 79 страниц текста и состоит из введения, трех глав основного текста, 4 таблиц, 17 рисунков и заключения. Список литературы включает 51 наименование.

Содержание работы. Введение включает обоснование актуальности темы, формулировку целей и задач работы, изложены научная новизна и практическая значимость результатов, обозначены положения, выносимые на защиту и приведена краткая информация о содержании каждой главы.

В первой главе представлен обзор способов организации когерентных оптических явлений. Приведена их систематизация и классификация по самым общим признакам. Дана сравнительная характеристика всем методикам, анализируются особенности и преимущество метода разнесенных в пространстве электромагнитных полей.

Во второй главе излагается теория когерентных электромагнитных явлений в резонансных движущихся средах, включающая в себя описание конкретных физических систем, а также решение частных задач.

В дальнейшем под резонансной средой будем подразумевать вещество, взаимодействующее с внешним потоком электромагнитного излучения в резонансных условиях. В качестве резонансной среды могут быть' стационарные, неподвижные среды (газы, конденсированные среды) и движущиеся потоки вещества ( например, пучки различных частиц).

Рассмотрим в качестве резонансной движущейся среды направленный поток ионов, имеющий определенную пространственную форму. Источники пучка ионов в специальных ионно-оптических системах и ускорителях формируют, ускоряют и удерживают пучки определенных

поперечных размеров и конфигураций на всем его протяжении. Управление продольным движением осуществляется группирователем (дебанчером), действие которого сводится к замедлению более ранних и ускорению более поздно прибывших частиц. Как совокупность направленных заряженных частиц пучок ионов характеризуют следующие динамические параметры:

- типы ионов и зарядность;

- длительность, для ионного импульса - число ионов в импульсе, длительность импульса, пространственно-временная форма, а для непрерывного пучка - ток, плотность тока, размеры и форма поперечного сечения;

- энергия Е;

- степень моноэнергетичности ДЕ/Е;

- угол расходимости 9.

Из всех известных источников ионов лазерный является наиболее универсальным, позволяющим получать ионы различных зарядностей практически всех твердых веществ. Он может быть использован в качестве инжектора на ускорителе типа Ван-де-Граафа ЭГ-5, который, в свою очередь, позволяем получать высокую стабильность энергии частицы (-10"4 - 10"®), малую угловую расходимость пучка (~10~3 рад) и предоставляет возможность плавного изменения энергии в широких пределах. Такой тандем в настоящее время имеет следующие характеристики: 10е-1011 частиц за импульс, длительность импульса 120 мк.сек, частота импульсов 1-10 Гц или по требованию экспериментатора, заряд ионов 5-20, ток ~ 50 мА при размерах пятна ионов на мишени до нескольких миллиметров. С другими типами источников ионов электростатические ускорители позволяют получать практически непрерывные пучки ионов с током - 1-10 мкА.

В теории пучков реальные потоки частиц могут быть представлены в виде расходящихся, сходящихся и параллельных ламинарных пучков ионов. В зависимости от формы поперечного сечения различают ленточный, аксиально-симметричный, трубчатый и другие пучки. В реальных процессах ионной эмиссии частицы покидают источник с различными по величине и направлению скоростями. Идеализируя эту ситуацию, можно ввести модель моноскоростного параллельного пучка ионов. Дальнейшее развитие теоретических представлений в физике пучков - введение понятия когерентного пучка ионов в виде согласованного потока, распределенных вдоль движения, пакетов частиц с продольными размерами ^«м^/с и поперечными в»н> /с, где и>т^ - частота перехода.

Как резонансно-оптическая система пучок ионов характеризуется следующими спектрально-оптическими параметрами. В условиях

резонансного взаимодействия или близкого к нему отдельный ион в общем случае можно рассматривать как двухуровневую квантовую систему:

а) с невырожденными двумя состояниями;

б) с вырожденными состояниями;

в) с двумя состояниями и с системой соответствующих подуровней.

Каждый случай связан с конкретной физической ситуацией.

Двухуровневая квантовая система характеризуется частотой перехода и>тп и дипольным (обычно) моментом перехода йтп. Совокупность квантовых частиц обладает в свою очередь спектральной линией поглощения (излучения) резонансной системы с величиной неоднородного уширения , однородного уширения Д ¡¿>ода =27г/Т2 и естественной

шириной Дштп=2л/Т1, где Т*, Т2, Т1 - времена обратимой фазовой, необратимой фазовой и энергетической релаксации соответственно.

Пучок ионов распространяется в достаточно разреженной среде, поэтому в качестве термостата можно определить физический вакуум. Если плотность частиц в пучке п<ш3тп/с3, то резонансным дипольным взаимодействием можно пренебречь и считать, что Т0=ТГ

Неоднородное уширение может быть вызвано неоднородным внешним полем ионно-оптической системы в ускорителе или допплеровским эффектом. В первом случае функция распределения резонансных частот описывается лоренцовой линией g(Дu^)=A/л(Д2+Дlf), где Д-характерная полуширина распределения, &ю—и)-100, ш0- некая характерная частота спектра. Допплеровское уширение связано с тем, что в реальном пучке частицы совершают небольшие тепловые движения в продольной и поперечной областях. Соответствующее распределение резонансных частот. можно описывать гауссовой функцией

Оценки показывают, что Т -Ю^-Ю"12 сек.,

Т2*~10 9-10'13 сек.

В качестве обоощенной модели описываемых выше видов резонансных сред можно принять совокупность квантовых частиц, резонансная система уровней которых является многоуровневой, как для возбужденного т(т1...Ш8,Д8<< 1/Т,*), так и для основного состояния п(п1...пс,Др«1/Т2*)- Резонансная система(^тп.<^Ш1,Т2,Т2*,Т1)размещается в термостате, который в самом общем виде ответственен за формирование структуры резонансных уровней и релаксационные процессы в резонансных центрах. Вся резонансная среда движется в пространстве с некоторой скоростью V.

В качестве внешнего когерентного возмущения для резонансных сред могут быть временные и пространственно-периодические электромагнитные структуры, например лазерная волна, стоячая световая волна, кристалл, поверхность кристалла.

Кристалл представляет собой трехмерную периодическую структуру из большого числа атомов, которые создают в свою очередь сильные кулоновские поля, частично экранированные электронной подсистемой. В зависимости от ориентации к налетающим ионам кристалл можно представить в виде совокупности вытянутых вдоль направления движения цепочек атомов или набора атомных плоскостей.

Пучок ионов, входящий в кристалл вдоль кристаллографической оси расщепляется на две части: частицы с предельными углами относительно оси 4/<1ус составляют ориентированную часть, остальная часть с углами \|;>\|/с есть хаотичный пучок. Здесь ц/. =(2г1г2е2/с1Е)1/2, где г^е и г2е -заряды иона и атомов кристалла соответственно, с!-период расположения атомов кристалла, Е - энергия ионов. При этих условиях во взаимодействии падающих частиц с атомами монокристалла появляется сильная корреляция между последовательными соударениями ядра иона с атомами материала (каналирование). Следствием этого является когерентное рассеяние ионов - рассеяние с. сохранением поперечной энергии частицы.

Величина и симметрия внутрикристаллического поля определяются типом и симметрией кристалла. Проанализируем возможность использования электростатического поля кристалла в качестве внешнего когерентного возмущения пучка ионов. В этой связи нас будут интересовать Фурье-компоненты разложения потенциала по отдельным гармоникам. Выражения для Фурье компонент внутрикристаллических полей с атомным потенциалом Мольера имеет вид:

где 1=1, 2, 3 ...; а^ =0,8853 • е^ъ^+г^уч*, ак={0,1; 0,55; 0,35},

Рк={6; 1,2; 0,3}, К0(...) - модифицированная функция Бесселя.

На рис.1 приведена результаты расчетов Фурье-компонент электрического поля для каналов <001> в кристаллах германия,

кремния и NaCl. Осевой канал <001> ограничен четырьмя атомными цепочками. Межатомное расстояние d в каждой цепочке равно а, u»=27tlu/d, 1=1,2,3...

На рисунке 1 выбраны траектории, когда а) ион движется ближе к одной из цепочек атомов (левая сторона рисунка), б) ион одинаково близко приближается к двум атомным цепочкам (правая сторона рисунка). При приближении иона к атомной цепочке поле резко возрастает для четных гармоник. С увеличением номеров гармоник величина поля уменьшается. В центре канала от нуля отлична только компонента |Ej третьей гармоники, и |Ej для четвертой гармоники. Таким образом, для ионов, движущихся близко к ц.нтру существенна поперечная компонента поля третьей гармоники, и продольная компонента четвертой гармоники.

Другой пример пространственно-периодического электромагнитного поля - поверхность кристалла. Поверхностью кристалла будем называть одноатомный слой, ограничивающий кристалл с внешней стороны. В последние годы с решением проблемы достижения и измерения ультравысоких разряжений (Ю-8 -10"9 Па) и создания ряда сверхчувствительных приборов одноатомный поверхностный слой кристалла стал доступен прямому экспериментальному исследованию. Исследования показывают, что поверхностная кристаллофизика сложнее и разнообразнее объемной. Различия между поверхностными и параллельными ей атомными слоями объема имеют место в электронной и фононной подсистемах, в кристаллической структуре. Так, атом на поверхности кристалла может быть смещен как параллельно поверхности (реконструкция), так и перпендикулярно к ней (релаксация). Тип смещения определяется характером связей в кристалле. Обычно в кристаллах с ненаправленными связями (например, ионных кристаллах) происходит смещение релаксационного типа (например, ковалентных кристаллах), а в кристаллах с направленными связями происходит реконструкция.

Изменение межплоскостного расстояния на поверхности кристалла при релаксации может достигать -10% от межплоскостного расстояния в объеме. При этом сдвиг в направлении, параллельном поверхности, значительно меньше, чем в перпендикулярном. Реконструкция приводит к образованию различных периодических структур на поверхности с периодами и симметрией, отличными от постоянной решетки и симметрии в объеме кристалла. Например, поверхностная структура чистых граней Si(lll) имеют элементарную длину, размеры которой в 7 раз больше, чем в плоскостях (111) объема: Si (111) - (7x7). Величина периодических полей на поверхности кристалла практически достигает значения внутрикристаллических полей.

Рис 1. Фурье-компоненты электрического поля для канала <001> кристаллах Ое, ИаС1

Когерентные оптические эффекты возникают в результате когерентного взаимодействия резонансной среды и периодических электромагнитных структур при определенных условиях. Рассмотрим взаимодействие ионов с поверхностью кристалла в процессе малоуглового отражения.

Глубина проникновения иона в кристалл зависит от геометрии эксперимента и энергии частицы. При данном типе иона и мишени можно подобрать эти условия так, что частица будет взаимодействовать только с первым атомным слоем кристалла. Для этого достаточно, чтобы начальную энергию частиц Е0и угол скольжения 0 подбирали таким образом, чтобы энергия Е1 ионов в направлении, нормальном к поверхности, о'ыла меньше значения ио, где ио- высота потенциального барьера на поверхности кристалла:

Е, <и0 (2)

Значения 110 можно подсчитать, рассматривая различные модели поверхности. Рассмотрим случай малоуглового отражения ионов от поверхности кристалла как атомной цепочки. Пусть угол скольжения 0 иона вдоль атомной цепочки на поверхности кристалла меньше критического угла осевого каналирования ус:

е^-р^/аЕ?" с (3)

Здесь ъх е и 22о заряд иона и атомов кристалла соответственно, Е -энергия частиц.

Для потенциала взаимодействия периодического поля атомов поверхности кристалла можно записать:

и(Ь,х) = и0(Ь)+£ик(Ь)со8кОх (4)

где и0(ь) = 1|у[(ьг+хгГ]ах, ик(ь) = ||у[(ь2 + х'),/г].созкОхах

у[(ь2 + х2) ' энергия взаимодействия «ион-атом», ось х направлена вдоль цепочки, П. = 2к/ с!,Ь - расстояние до атомной цепочки.

В приближении потенциала взаимодействия Мольера постоянная составляющая и амплитуды гармоник равны:

и„(Ь) = ^12«1К0(Ьр1/а)

ик(Ь) = 421г2е2[1+51Д]ч^а!К0 Ъ

здесь а=0,8853 • а0(г1"2/3+72~2/3)"1/2- радиус экранирования кулоновского взаимодействия; а={0,1; 0,55; 0,35}, р.={6;1,2;0,3}, К0(... ^модифицированная функция Бесселя, к=1, 2, 3, ...

Движение иона вдоль атомной цепочки можно считать приближенно равномерным со скоростью V, тогда х=\^ и сумму в (4) можно трактовать

как периодическое во времени возмущение

и(ь,0 = £ик(ь)созшк1 (6) к=1

где частота юк=27гук/с1.

Если частота сок будет близка к одной из резонансных частот перехода иона, то в процессе малоуглового отражения может возникнуть явление резонансного возбуждения когерентно рассеянного иона:

шшпй2тг^к/а (7)

Оценим далее эффективность возбуждения каналированных ионов, который будем определять параметром К=Ы1/Ы0 , где - число когерентно (по атомам кристалла) возбуждаемых ионов, - число налетающих частиц в пучке. Для оценки его конкретных значений в случае прохождения кристалла по осевому маршруту рассмотрим систему «ион + кристалл» в поперечной плоскости - со стороны входа частиц в мишень. Заметим, что площадь тсЬ2 ограничивает таким образом доступную для когерентного возбуждения ионов площадь. С другой стороны число цепочек на единицу площади составляет порядок N<1, где N - число атомов в единице объема кристалла, (1 - расстояние между цепочками. Соответственно доля частиц, не попадающих в условия резонансного когерентного возбуждения равна М071Ь2Ыс1,тогда Ы^К^-лЬ^цШ, а величина И:

К=(1-яЬ8Ш) (8)

Результаты расчетов И по этой формуле для различных пар «ион + кристалл» дают значения И ~ 0,7-0,8.

Для теоретического описания когерентных электромагнитных явлений на пучке каналированных ионов можно воспользоваться хорошо разработанными методами когерентной оптикив стационарных резонансных средах. Для этого достаточно рассмотреть процесс взаимодействия в системе координат, в которой продольный импульс равен нулю. В этой системе мы имеем дело с почти покоящимся коллективом ионов, который резонансно и когерентно возбуждается «налетающей» монокристаллической пленкой. Условие когерентности взаимодействия электромагнитного излучения с резонансной средой состоит в том, чтобы время формирования когерентного коллективного состояния было меньше времени необратимых релаксаций Т2 и Тг

Из (6) видно, что экранированное кулоновское поле атомов цепочки кристалла имеет вид:

Ё(Ьд)= е(м)соБсо1 (9)

где со - одна из частот выделенной гармоники.

В начальный момент времени резонансную среду приводят в состояние

термодинамического равновесия. Статистический оператор, описывающий состояние среды, имеет вид

p(t0)=pn(t0)pT(t0) (10)

где pT(tQ) - статоператор, описывающий состояние термостата. Полагаем его состояние неизменным в течение всех рассматриваемых процессов. Тогда для отдельного иона на этапе взаимодействия с внешним электромагнитным полем в условиях резонансного когерентного возбуждения (р=рп) имеет место

i/ip = [H0 + V(t),p] (11)

где V(t) - оператор взаимодействия с внешним полем; Н0 - гамильтониан свободной частицы. Формально решение (11) можно записать в виде

p(t)=Ap(t0) (12)

Здесь A=exp(-iLt/A)-кинетический супероператор, L=[H0+V(t),]; из-за сверхкороткого времени взаимодействия пренебрегается действием термостата на резонансный ион. После выключения поля резонансный центр взаимодействует с термостатом

i/ip =[Н0 +U(t),p] (13)

где U(t) - оператор взаимодействия с термостатом. Решение (13) можно записать в виде p(t)=Bp(t0), где B=exp(-iRt/Ä) - релаксационный супероператор, R=[H0+U(t),].

При таком рассмотрении процесса статоператор в любой момент времени молено определять путем последовательного действия А и В. Например, после действия двух одинаковых импульсов:

p(t)=BABAp(t„). (14)

Эволюция статоператораопределяет эволюцию наведенного дипольного момента частицы:

(d(t)) = Sp(pd) (15)

В случае однородной поляризации среды с усреднением по неоднородному контуру резонансной линии можно записать:

Р = п|^(Дсо)(а)с1ю (16)

где п - концентрация диполей в единице объема (площади, длины).

На следующем этапе решается классическое волновое уравнение для поляризованной среды с известной правой частью

- 1 52Ё 4кдгР л ,. -

= grad ( }

и для определенной геометрии вычисляются поле и интенсивность когерентного коллективного излучения.

Изложенная последовательность процедур является полукл ассическим приближением теории когерентных оптических эффектов.

Рассмотрим далее в рамках простой модели формирование и возникновение свободной индукции и фотонного эха на пучке ионов, когерентно возбуждаемых пространственно-периодическими полями. Пусть группа моноэнергетических двухуровневых ионов, вытянутых вдоль одной линии перпендикулярно направлению движения, взаимодействует с внешним полем в условиях достижения когерентного квантового состояния. В пучке достаточно легко' привести каждую частицу в основное состояние, поэтому р (t0)=l. Решение уравнения Неймана для матрицы плотности двухуровневой системы с оператором взаимодействия в дипольном приближении позволяет найти среднее значение наведенного в результате взаимодействия дипол ьного момента:

(d(t)) = d,,sine(t)sinfflt (18)

где e(t) = (dj, / Л) | s(t) dt . Здесь E(t)=e(t)cosu;t. Как видно, если 0(t)<7t,

то достигается когерентное состояние, если 0(t)=7i - идет когерентная инверсия.

Когерентное коллективное состояние возникает при согласованной эволюции всей группы частиц и описывается в полуклассическом приближении вектором поляризации. С учетом обратимых и необратимых процессов релаксации для свободного распада можно записать:

P(t)= Ы^218те(1)51пш1ехр(-174Т;2)ехр(-1/Т2) (19)

Осциллирующий макроскопический диполь излучает с мощностью, величина которого при 0==зт/2 равна:

I(t)=N12I0ex1., -t2/4T/2)exp(-t/T2) (20)

где Nj=N0(l-Tt • b02 • Nd), Nfl- число налетающих ионов, b0>(rn2+a2)1/2, гд-радиус возбужденной орбиты иона, N - плотность размещения

возбуждающих центров ондулятора (в случае кристалла N - плотность атомов в кристалле), 10- интенсивность излучения отдельного осциллятора. Этот сигнал и есть явление свободной индукции.

Если рассмотреть далее воздействие на ансамбль осциллирующих дипольных моментов нового импульса электромагнитного поля через время ^>Т2* и ^«Т^ то следуя процедурам общего формализма можно получить картину, в которой в момент времени t=2t2l+\l/v+\2|v вновь образуется макроскопический диполь, с излучающей мощностью:

1(1) = М,2108ш2е, вт4 ^ехр(-12/4Т;2)ехр(-1/Т2) (21)

Этот сигнал называется фотонное эхо, он имеет наибольшее значение при 91=7г/2 и 92=7г, т.е. при 12=211. В лабораторной системе координат излучение сигнала фотонного эха возникает на расстоянии хэ=2^21+11+12. Излучение свободной индукции и фотонного эха происходит на частоте внешнего поля и)=2тшк/<1. При с!~1-20Ао и и~1О0-1О7 м/сек. частота излучения охватывает область оптических и рентгеновских волн.В случае релятивистского пучка ионов когерентное коллективное излучение частиц имеет свои особенности. Так, интенсивность излучения релятивистской группы частиц увеличивается в у4 (у —Лоренц-фактор) раз по сравнению с нерелятивистским случаем (I- №10у4), излучение происходит в основном вперед по направлению к скорости с малым углом (0<1/у) и имеет более высокую частоту (и>=2и>0у2).Рассмотрим далее еще один вариант рассматриваемой схемы. Пусть ионный пучок взаимодействует с лазерным пучком (движущимся в противоположном направлении). В этом случае в системе покоя ионов частота света увеличивается в 2у раз и соответственно можно перейти в область более высоких частот когерентного возбуждения ">21= 2у • и>0 где ш0~ частота излучения лазера. Подбирая длительность лазерных импульсов и их последовательности можно возбуждать когерентные коллективные состояния и наблюдать когерентные оптические эффекты в новых условиях. Оценки показывают, что данный метод позволяет возбуждать глубокие квантовые переходы в многозарядных ионах (рентгеновский диапазон), а частота приема смещается в гамма-диапазон длин волн.

В третьей главе обсуждаются вопросы прикладного характера. Отмечено, что рассмотренный в предыдущих главах подход посуществу позволяет исследовать известные оптические эффекты в новых физических условиях. Метод позволяет регулировать частоту эквивалентного монохроматического излучения, действующего на пролетающий через ондулятор ансамбль частиц, путем изменения скорости ионов. Схема дает возможность динамично управлять

свойствами резонансного пучка ионов с помощью электромагнитных оптических систем ускорителя. При этом большая интенсивность внешнего излучения, а также высокая чувствительность современных детекторов фотонов позволят использовать достаточно разреженные пучки ионов.

Основные результаты диссертации

1. Развиты известные методы и предложены принципиально новые схемы исследования когерентных оптических эффектов.

2. Детально проанализированы свойства резонансного пучка ионов и проведен анализ периодических электромагнитных структур, предлагаемых в качестве внешнего когерентного возмущения резонансных движущихся сред, для чего получены аналитические выражения для электрических полей различных кристаллов и проведены расчеты величины электрических полей в кристаллах германия, кремния и ШС1.

3. Рассчитаны длина когерентности и эффективность возбуждения для различных пар "ион+кристалл".

4. Предложены различные модели поверхности кристаллов, с целью использования этих поверхностей в качестве внешнего когерентного возмущения при малоугловом отражении ионов; предсказано явление резонансного возбуждения отражаемого иона периодическими полями атомов поверхности кристалла; получены условия эффективного резонансного когерентного возбуждения коллектива скользящих ионов.

5. Предложена общая полуклассическая теория описания когерентных оптических эффектов в резонансных движущихся средах. Предсказано явление свободной индукции и фотонного эха на пучке ионов и возможность наблюдения когерентных оптических эффектов в области рентгеновского и гамма-диапазонов.

6. Предложена экспериментальная схема исследований когерентных электромагнитных явлений на пучке ионов с описанием ее основных элементов и указанием на типы уже существующих в экспериментальной практике приборов и экспериментальных групп.

7. Показана возможность решения большого объема прикладных задач, таких, как когерентная оптическая спектроскопия многозарядных ионов, микроскопия пучков, исследования кинетики наступления коллективных когерентных состояний, микроскопии различных пространственно периодических структур. Указано на принципиальную возможность использования когерентных переходных процессов в резонансных движущихся средах в качестве источника когерентного, управляемого электромагнитного излучения в широком диапазоне длин волн, включая рентгеновский и гамма-диапазон.