Поляризационные и интерференционные эффекты в излучательных процессах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

МОСКОВСКИЙ ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТ^д

2 5 г:н 7Т)

На правах рукописи

Астапенко Валерий Александрович

ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ И ИНТЕРФЕРЕНЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫХ ПРОЦЕССАХ

Специальность 01.04.21 - лазерная физика

Автореферат диссертации на соискание ученой степеш дсктора физико-математических наук

Москва 2000

Работа выполнена в Московском физико-техническом институте (государственном

университете).

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Пресняков Л.П.

доктор физико-математических наук, профессор Столяров С..Н.

доктор физико-математических наук, профессор Федоров М. В.

Ведущая организация: Российский Научный Центр «Курчатовский институт»

Защита состоится 7 декабря 2000 г. в 10.00 на заседании диссертационного совета Д063.91.04 при Московском физико-техническом институте по адресу: 141700 г.Долгопрудный, Московской обл., Институтский пер.9, МФТИ, 119 ауд. Главного корпуса.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Московского физкко-техническпго института.

Автореферат разослан 25 октября 2000 г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических наук

вЗЧЪ,^ 02>

въ уз, а оз

Коршунов С. М.

ВЗУЗ,^ ¿>з

/

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Бурное развитие лазерной физики, техники и методов физического эксперимента - освоение широкого частотного диапазона от дальнего инфракрасного до мягкого рентгеновского, получение фемтосекундных лазерных импульсов, создание сверхсильных электромагнитных полей, генерация когерентного мультицветового излучения, получение многозарядных ионов - обуславливает необходимость расширения, углубления и уточнения знаний о физике элементарных процессов взаимодействия излучения и вещества. Актуальность приобретает исследование тонких эффектов и закономерностей в недоступных ранее областях изменения параметров.

Одной из самых актуальных задач лазерной физики является освоение рентгеновского диапазона частот. Эта задача стимулировала серьезные исследования в области теории тормозного излучения (ТИ) и позволила лучше понять механизмы его возникновения. Здесь следует отметить два направления: теория ТИ в интенсивном лазерном поле [1] и создание последовательной многоэлектронной теории ТИ при рассеянии электрона на атоме [2]. На протяжении почти сорока лет в теории ТИ существовал пробел, который заключался в недостаточно адекватном учете роли связанных электронов атома-мишени, что в ряде случаев приводило к неправильному пониманию физической картины явления. Это было обнаружено в работах [3]. Ряд цитированных в диссертации работ и первые четыре ее главы посвящены тому, чтобы восполнить вышеуказанный пробел. В них детально исследуется роль динамической поляризации атома, наведенной в результате рассеяния заряженной частицы, как

дополнительного канала ТИ и его интерференция с традиционным (статическим)

г'

каналом.

Методы лазерной физики позволили более глубоко исследовать материалы и процессы в них. Одно из таких направлений - это фазовый контроль светоиндуцированных нелинейных явлений, основанный на тонком квантовомеханическом эффекте - интерференции путей перехода. В пятой главе диссертации исследуется такое явление - квантовая интерференция однофотонного и двухфотонного фотоэффекта в бихроматическом лазерном поле. Замечательной особенностью этого процесса является то, что он контролируется разностью фаз между монохроматическими компонентами лазерного поля.

Другой эффект такого рода - фемтосекундное фотонное эхо на нанокристаллах, в котором проявляется квантовая интерференция вкладов экситонных возбуждений с близкими частотами, рассмотрен в шестой главе.

Лазерная физика ставит перед теорией также ряд практических задач. Одна из них - светоиндуцированное двулучепреломление в кубических, т.е. оптически изотропных кристаллах с осесимметричными центрами окраски, изучается в пятой главе. Этот процесс имеет место в лазерных оптических затворах.

Таким образом, настоящая диссертация посвящена анализу поляризационных и интерференционных эффектов, возникающих в ряде фундаментальных излучательных процессов, представляющих интерес как с точки зрения теоретических основ, так и для приложений лазерной физики. К данным явлениям относятся:

- влияние электронного остова частицы-мишени на (¡) тормозное излучение (ТИ) при рассеянии быстрых электронов на нейтральных мишенях; (11) излучательные процессы при сильно-неупругом рассеянии тепловых электронов на ионах с остовом, включая околорезонансный тормозной эффект,

- фазовые и амплитудные зависимости фотоионизации и поверхностного фотоэффекта в бихроматическом лазерном поле с контролируемым фазовым сдвигом между его монохроматическими компонентами, а также эффект фотонаведенного двулучепреломления в кубических кристаллах с осесимметричными центрами окраски,

- интерференционные биения в сигнале фемтосекундного фотонного эха при одновременном возбуждении нескольких квантоворазмерных экситонов в нанокристаллах.

Важность исследования 1-й группы эффектов обусловлена необходимостью выяснения роли и значения динамической поляризации остова мишени в столкновительно-излучательных процессах, определяющих энергообмен между лазерных излучением и веществом, в особенности в слабоизученном случае сильно-неупругого рассеяния электронов, когда изменение энергии налетающей частицы (НЧ) порядка или больше ее начальной энергии. Данный вопрос, помимо своего фундаментального значения, интересен еще и с точки зрения общей прикладной проблемы освоения высокочастотного диапазона, в частности, создания источников когерентного излучения с использованием многозарядных ионов, а также для генераций и управления потоками заряженных частиц с помощью лазерного излучения.

Актуальность 2-й группы эффектов обусловлена новыми перспективами, открывающимися в связи с развитием техники генерации гармоник и параметрических усилителей излучения, в частности, с возможностью контроля разности фаз между монохроматическими составляющими мультицветового лазерного поля.

Исследование 3-й группы интерференционных явлений представляет несомненный интерес в связи с необходимостью анализа перспектив использования техники фемтосекундных импульсов и передовых технологий получения наноструктур в оптических методах записи и обработки информации. Целью работы является:

- развитие теории поляризационного ТИ (ПТИ) быстрых частиц на атомах и в среде;

- исследование поляризационно-интерференционных эффектов, возникающих при сильно-неупругом рассеянии электронов тепловых энергий на мишенях с остовом, включая околорезонансный тормозной эффект;

- расчет и анализ фазовых и поляризационных зависимостей в процессах фотоионизации атомов и в явлении поверхностного фотоэффекта под действием бихроматического лазерного поля;

- исследование интерференционных эффектов в сигнале фемтосекундного фотонного эха в нанокристаллах;

- исследование фотонаведенного двулучепреломления в кубических кристаллах с осесимметричными центрами окраски.

Научная новизна работы состоит в том, что в ней впервые:

- на основании последовательного квантово-электродинамического рассмотрения получено выражение для сечения ПТИ на водородоподобном атоме в широком частотном диапазоне На <тес2 (с -скорость света);

- дано общее выражение для сечения поляризационного ТИ быстрой налетающей частицы на многоэлектронных атомах, включающее в себя упругий я неупругий каналы процесса, которое в высокочастотном диапазоне (Ьсо > 1Р, 1Р- потенциал ионизации атома) выражено через динамический форм-фактор мишени;

- развита теория ПТИ томас-фермиевского атома и получено универсальное выражение для сечения неупругого процесса через комптоновский профиль рассеяния рентгеновских лучей;

- на основании последовательного микроскопического рассмотрения с использованием метода динамического форм-фактора плазменных компонент описано ПТИ быстрой заряженной частицы в плазме, в результате чего: (¡) доказана единая физическая природа переходного ТИ и ПТИ на дебаевской "шубе", (н) продемонстрировано отсутствие эффекта плотности для ПТИ релятивистской заряженной частицы, (Ш) учтено влияние среды на собственное поле быстрой частицы в излучательном процессе;

- развита теория сильно-неупругого ТИ на многоэлектронной системе (атоме, ионе,' дебаевской сфере) в рамках локально-плазменной модели для поляризуемости мишени с учетом эффектов проникновения НЧ в остов рассеивателя, поляризационного и статического каналов излучения, а также их интерференции, показано, что вклад поляризационного канала в спектральное сечение ТИ максимален вблизи потенциала ионизации мишени, а ширина соответствующего максимума растет с ростом степени неупругости процесса;

- сформулированное ранее вращательное приближение в теории обычного ТИ [4] обобщено на случай учета поляризационного канала (обобщенное вращательное приближение), в рамках этого приближения, в частности, установлено наличие оптимального заряда иона-мишени, при котором максимален вклад поляризационного канала в спектральное сечение ТИ на характерной частоте, кратной потенциалу ионизации иона Томаса-Ферми;

- развита теория околорезонансного сильно-неупругого ТИ на ионе с электронным остовом, предсказана асимметрия спектральной формы линии ТИ, вызванная интерференцией статического и поляризационного каналов, а также наличие "провалов" в зависимости сечения процесса от интенсивности внешнего поля для низкочастотного крыла спектра;

- на основании квазиклассического и квантового (по движению НЧ) анализа околорезонансного ТИ на ионе с остовом предсказана зависимость формы спектральной линии и амплитудного сечения процесса от взаимной ориентации электрического вектора внешнего поля и вектора начальной скорости НЧ, вызванная интерференцией каналов и проникновением НЧ в остов мишени;

- проанализировано частотно-угловое сечение околорезонансного ТИ на ионе для сильно-неупругого рассеяния НЧ, показано, что для больших углов рассеяния имеет место своеобразная "инверсия" асимметрии спектральной формы линии ТИ, обусловленная недипольностью поляризационного потенциала;

- предсказана и проанализирована зависимость асимметрии углового распределения фотоэлектронов, вырванных из атома под действием бихроматического лазерного поля, от взаимной поляризации монохроматических компонент ионизирующего излучения;

- детально исследован поверхностный фотоэффект в бихроматическом лазерном поле с контролируемой разностью фаз между монохроматическими компонентами с учетом влияния формы поверхностного барьера на комплексную частотно-зависимую амплитуду процесса;

- в рамках простой модели проанализирован фазово-компенсационный метод измерения параметров поверхностного потенциала на основе фазового контроля фототока, индуцированного бихроматическим лазерным полем;

- предсказан и рассчитан эффект интерференционных биений в сигнале фемтосекундного фотонного эха, сформированном при одновременном возбуждении квантово-размерных экситонных состояний в нанокристаллах.

Достоверность полученных результатов

Теоретическое исследование поляризационных и интерференционных эффектов при взаимодействии излучения с веществом, проведенное в диссертации, базируется на общепризнанных и хорошо апробированных методах и принципах квантовой механики, классической и квантовой электродинамики, физики плазмы и физики твердого тела. Результаты, полученные в аналитической форме, допускают правильные предельные переходы в изученные ранее области изменения параметров. Численные расчеты контролировались путем сравнения с результатами известных аналитических асимптотик и аппроксимаций. Приближения, использованные в работе, например, такие как "вращающейся волны" в околорезонансном лазерном поле и "вращательное приближение" в крамерсовой электродинамике, хорошо зарекомендовали себя как результативно-эффективные по соответствию с имеющимися экспериментальными данными и численными расчетами. Ряд теоретических выводов, относящихся к эффекту фотонаведенного двулучепреломления, биениям в сигнале фемтосекундного фотонного эха, фазовой модуляции фототока в бихроматическом лазерном поле, имеют свое непосредственное экспериментальное подтверждение. Кроме того, некоторые результаты, касающиеся ПТИ на атоме и дебаевской сфере, совпали с результатами других авторов, полученными независимо, с использованием других подходов в области пересечения их областей применимости.

Практическая значимость работы определяется важностью тех областей исследования, к которым относятся явления, рассмотренные в диссертации:

- обмен энергией между интенсивным лазерным излучением и веществом,

- создание когерентных источников излучения в коротковолновом диапазоне, включая вакуумный ультрафиолет и мягкий рентген,

- разработка новых технологий управления потоками заряженных частиц с помощью. лазерного излучения,

- разработка высокоточных методов исследования материалов,

-развитие высокоэффективных методов оптической обработки информации с использованием наноструктур и фемтосекундных импульсов. В диссертации:

- построена последовательная микроскопическая теория ПТИ релятивистских частиц при их рассеянии на атомах и в плазме,

- предложены и проанализированы новые теоретические методы исследования тормозного эффекта (спонтанного и вынужденного) при сильно-неупругом рассеянии заряженной частицы на многоэлектронных системах с учетом статического и поляризационного каналов, их интерференции и эффектов проникновения НЧ в остов мишени,

детально изучены поляризационные и интерференционные явления в околорезонансном тормозном эффекте, в результате чего выявлены новые существенные аспекты в спектральных, угловых и амплитудных сечениях взаимодействия лазерного излучения с плазмой и пучками атомных частиц,

- изучены возможности и перспективы фазового и поляризационного контроля фототока в процессах фотоионизации атомов и поверхностного фотоэффекта под действием бихроматического лазерного излучения,

- детально рассчитан и проанализирован эффект фотонаведенного двулучепреломления в кубических кристаллах с осесимметричными центрами окраски,

- предсказаны и исследованы интерференционные биения в сигналах фемтосекундного фотонного эха при одновременном возбуждении нескольких квантово-размерных экситонов в нанокристаплах.

Основные положения, выносимые на защиту.

1 .Последовательное квантово-электродинамическое описание ПТИ релятивистской заряженной частицы на атоме в широком частотном диапазоне Ьа> <тесна основании которого исследованы частотные, угловые и поляризационные зависимости сечения ПТИ. В частности, показано наличие нового спектрального интервала, (отсутствующего в нерелятивистском случае), в котором существенна частичная компенсация переданного от НЧ импульса за счет импульса излучаемого фотона, в результате чего возникает частотная зависимость углового распределения излучения, и ПТИ для йо > РаС приобретает направленность.

Теория ПТИ быстрой заряженной частицы на томас-фермиевском атоме. Законы подобия сечений когерентного и некогерентного процессов (скейлинг по заряду ядра Ъ).

2. Микроскопическое описание ПТИ на дебаевском облаке вокруг иона в плазме, полученное с помощью метода динамического форм-фактора плазменных компонент. В результате доказана единая физическая природа ПТИ на дебаевской сфере и переходного излучения частиц в плазме, установлено отсутствие эффекта плотности для ПТИ релятивистской заряженной частицы в идеальной плазме.

3. Новый метод приближенного описания ТИ на многоэлекгронных системах, базирующийся на локальной плазменной модели для поляризуемости мишени, учитывающий вклад статического и поляризационного каналов, а также эффекты проникновения НЧ в остов атома. На основании данного метода: доказана существенность вклада поляризационного канала в сечение ТИ при сильно-неупругом рассеянии налетающего электрона; показано, что максимум спектрального сечения ПТИ приходится на частоты порядка потенциала ионизации многоэлектронной подоболочки мишени, а ширина данного максимума растет с ростом степени неупругости процесса; выявлено, что интерференция каналов ТИ наиболее существенна (-60%) вблизи потенциала ионизации иона-мишени, причем в низкочастотном диапазоне интерференция носит деструктивный характер, а для На > 1Р -конструктивный, величина интерференционных эффектов в высокочастотном диапазоне возрастает с ростом степени неупругости ТИ. На основании предложенного метода сконструировано обобщенное вращательное приближение для оценки поляризационных эффектов в сильно-неупрутом ТИ квазиклассических электронов. В

рамках этого приближения установлено существование оптимального заряда иона-мишени, при котором вклад поляризационного канала в спектральное сечение ТИ максимален на характерной частоте, кратной потенциалу ионизации иона Томаса-Ферми.

4. Теория околорезонансного тормозного эффекта в интенсивном внешнем поле, включая многофотонный процесс. На основании развитого подхода предсказано наличие асимметрии формы линии спектрального сечения околорезонансного ТИ при-сильно-неупругом рассеянии электронов на ионах с остовом, обусловленной интерференцией статического и поляризационного каналов, а также зависимость данной асимметрии от интенсивности внешнего излучения. Обнаружена зависимость спектральной формы линии сечения околорезонансного сильно-неупругого ТИ от взаимной ориентации вектора начальной скорости НЧ и вектора электрического поля в околорезонансном излучении. Показано, что в случае перпендикулярной ориентации интерференционные эффекты максимальны, а в случае параллельной они сильно редуцированы. Предсказан эффект "инверсии" асимметрии формы линии в спектрально-угловом сечении околорезонансного ТИ, обусловленный изменением характера интерференции статического и поляризационного каналов при увеличении угла рассеяния НЧ вследствие недипольности поляризационного потенциала. Предсказано возникновение интерференционных "провалов" в зависимости сечения околорезонансного вынужденного ТИ от интенсивности внешнего поля в низкочастотном крыле резонирующего перехода.

5. Установлена и исследована зависимость фазовых интерференционных эффектов в фотоионизации атома бихроматическим лазерным полем от поляризации монохроматических компонент излучения. Выявлена сильная амплитудная модуляция фототока в явлении поверхностного фотоэффекта под действием бихроматического лазерного поля с контролируемой разностью фаз между его составляющими. Теоретически продемонстрирована высокая точность фазового метода контроля поверхности металлических покрытий на основе компенсации модуляции фототока в бихроматическом лазерном поле.

6. Предсказано возникновение интерференционных биений в сигнале фемтосекундного фотонного эха на нанокристаллах в результате наложения вкладов близких квантоворазмерных экситонных состояний. Обнаружена зависимость этих биений от характера функции распределения нанокристаллов по радиусам.

7. Детальные расчеты фотонаведенного двулучепреломления в кубических кристаллах с осесимметричными центрами окраски, подтвержденные экспериментально (измерения Б.Г.Лысого).

Личный вклад автора. Все результаты, приведенные в диссертации, получены лично автором либо при его непосредственном и существенном участии. Лично автором были обнаружены и детально проанализированы особенности околорезонансного тормозного эффекта при сильно-неупругом рассеянии электронов тепловых энергий на ионах с остовом; предложен и развит эффективный метод описания ПТИ в рамках локальной плазменной модели для поляризуемости электронной подсистемы мишени; применен последовательный микроскопический подход к описанию ПТИ быстрой частицы в плазме с использованием метода динамического форм-фактора; детально изучены фазовые и поляризационные характеристики фотоэффекта в бихроматическом лазерном поле; предсказан и рассчитан эффект интерференционных биений в сигнале фемтосекундного фотонного эха на нанокристаллах.

Выполненные в диссертации исследования поляризационного механизма в столкновительно-излучательных процессах и его интерференции с традиционным (статическим) каналом при рассеянии электронов на ионах и атомах можно квалифицировать как новое крупное достижение в развитии теории поляризационного тормозного излучения.

Апробация работы и публикации.

Основные результаты работы докладывались на Межд. конф. по форме спектральных линий (Франция 1992, Торонто 1994, Флоренция 1996, Пенсильвания 1998, Берлин 2000), Межд. конф. по сверхбыстрым процессам в спектроскопии (Триест 1995), Межд. конф. по многофотонным процессам (Гармиш-Партенкирхен 1996), Межд. конф. по современным приборам и материалам (Корея 1996), Межд. конф. по применению ускорителей в исследованиях и индустрии (Техас 1996), Межд. конф. по поляризационным эффектам в лазерной спектроскопии (Торонто 1997), Межд. конф. по передовьм лазерным технологиям (Лимож 1997), Межд. конф. по нелинейной оптике на границах разделов сред (Берлин 1998), Межд. конф. по атомной физике (Онтарио 1998), а также на Всесоюзной конф. по перестраиваемым лазерам (Новосибирск 1983),

Рабочих группах по поляризационному тормозному излучению (Лиелуппе 1985), (Сочи 1987), научных конф. МФТИ (1984-1999), на научных семинарах в НИИ "Полюс", МГУ, ФИАН, ИОФАН, РНЦ "Курчатовский институт", ВГУ. Материалы диссертации опубликованы в различных отечественных и зарубежных журналах и сборниках, тезисах докладов и трудах конференций. Первые две главы диссертации частично вошли в монографию "Поляризационное тормозное излучение атомов и частиц" (М.: Наука, 1987, 335 е., имеется перевод: "Polarization Bremsstrahlung" Plenum, 1991). Основные результаты диссертации изложены в 45 публикациях, список которых приводится в конце автореферата.

Структура диссертации. Диссертация состоит из Введения, шести глав и Заключения. Полный объем работы составляет 339 страниц и включает список литературы из 152 наименований, а также 53 рисунка.

Основное содержание работы

Во Введении обосновывается актуальность темы исследования, содержится краткий литературный обзор, формулируются цели диссертации и положения, выносимые на защиту. Приведено краткое содержание работы.

Первая глава диссертации "Поляризационное тормозное излучение релятивистской заряженной частицы на атоме" посвящена исследованию в рамках первого борновского приближения поляризационного механизма тормозного излучения при рассеянии релятивистской заряженной частицы на атоме в широком диапазоне частот излучаемого фотона (Йш < тс2) с учетом возможного возбуждения и ионизации атома и недипольности его взаимодействия с налетающей частицей.

От существовавшего прежде рассмотрения данного вопроса (Ю.А.Кротов, Автореферат диссертации, Москва 1981 г.) проведенный в диссертации анализ проблемы отличается следующими моментами: расширением спектрального диапазона тормозных фотонов; уточнением частотно-угловых зависимостей процесса в высокочастотной области спектра; использованием метода динамического форм-фактора для описания полного, включающего возбуждение и ионизацию атома сечения ПТИ; а также применением локального плазменного подхода к описанию поляризуемости мишени.

В разделе 1.1 в рамках последовательного квантовоэлектродинамического подхода и 1-го борновского приближения по взаимодействию налетающей частицы с атомом-мишенью выводится амплитуда тормозного излучения релятивистского электрона на водородоподобном атоме с учетом обычного (статического) и поляризационного каналов процесса и возможного возбуждения связанного электрона. Путем разложения биспинорных токов переходов связанных электронов и суммирования по отрицательной части энергетического спектра осуществляется предельный переход к случаю нерелятивистского атомного электрона.

В результате амплитуда поляризационного канала излучения имеет следующий

вид:

Здесь собственная частота атома-мишени, - матричный элемент фурье-

образа четыревектора плотности тока перехода, четыревектор-потенциал

фотонного поля с волновым вектором к и поляризацией а, у - матрицы Дирака, е, { - начальная и конечная энергия налетающей частицы, ео - ее заряд, ч, - изменения импульса НЧ. Существенно, что сумма в квадратных скобках формулы (1) выражается через тензор рассеяния электромагнитного поля на атоме, учитывающий недипольный характер взаимодействия налетающей частицы и атома-мишени, а также возможное возбуждение последнего.

Полная амплитуда ТИ представляет собой сумму традиционного (статического) и поляризационного слагаемых.

В разделе 1.2 результаты предыдущего параграфа обобщаются на случай многоэлектронного атома. С этой целью обосновывается возможность замены НЧ при фиксированном рассеянии создаваемым ею электромагнитным полем, что можно рассматривать также как вывод из первых принципов метода эквивалентных фотонов Ферми.

В результате амплитуда ПТИ на многоэлектронном атоме выражается через оператор рассеяния электромагнитного поля:

О)

е'%ч,) = т ]</гехр(т)г)г{;'(к,г)?М)}- <У"й(ч) (2)

е'

что в полной мере описывает динамику электронной подсистемы мишени в процессе ТИ по поляризационному каналу.

В разделе 1.3 выведенные в предыдущих пунктах амплитуды используются для получения полного сечения ТИ релятивистской НЧ на атоме, которое учитывает вклады обоих каналов, их интерференцию, недипольность взаимодействия НЧ с электронным остовом мишени и возможное возбуждение (и ионизацию) атома в ходе ТИ.

Проведен подробный анализ частотно-угловых зависимостей сечения ПТИ в высокочастотном пределе 1р « На « тс2. Показано, что в ультрарелятивистском

случае />>1 (у = ^-(у/с)2)^2 - релятивистский фактор) возникает новый частотный диапазон: рас «На «у2рас (ра - характерный атомный импульс), в котором становится существенной частичная компенсация переданного от НЧ мишени импульса за счет импульса фотона. При этом угловое распределение излученных по поляризационному механизму фотонов приобретает направленность в отличие от спектрального интервала На>«рас, когда угловое распределение ПТИ носит дипольный характер.

Проведен анализ ПТИ с учетом возбуждения и ионизации мишени. В частности, показано, что в высокочастотном пределе 1р «На « тс1 соответствующее сечение выражается через динамический форм-фактор электронного остова атома-мишени, возникающий в ряде других задач атомной физики, например, при рассмотрении рассеяния рентгеновских лучей на атоме.

В разделе 1.4 метод локальной плазменной частоты для поляризуемости мишени (см. подробнее о данной модели Главу 3) применен для описания ПТИ борновской частицы на атоме.

В приближении Борна-Бете и с использованием статистической модели Томаса-Ферми для электронной плотности атомного остова получена универсальная частотная зависимость Л-фактора, величины, описывающей отношение вкладов поляризационного и статического каналов.

Показано, что предлогарифмический множитель в данной зависимости подчиняется закону подобия (скейлингу) по X - заряду атомного ядра, т.е. определяется только отношением у=су/2. Максимальное значение параметра Я является

логарифмической функцией релятивистского фактора у л более слабо зависит от заряда ядра. Указанный максимум достигается при ^=1+3, смещаясь для больших у в сторону больших V.

В разделе 1.5 получено универсальное описание ПТИ с возбуждением и ионизацией мишени (некогерентное ПТИ) быстрой заряженной частицы на многоэлектронном атоме. Сечение процесса выражено через комптоновский профиль рассеяния рентгеновских лучей, для которого имеется обширная база расчетных данных.

Во Второй главе диссертации "Поляризационное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на ионах и атомах в плазме" впервые применен последовательный микроскопический подход к описанию поляризационного канала ТИ быстрой заряженной частицы в плазме. В результате была установлена единая физическая природа изученного ранее переходного ТИ [5] и ПТИ на дебаевской "шубе" плазменного иона, а также проанализировано влияние среды на сечение процесса. Показано, что эффект плотности, уменьшающий в низкочастотном диапазоне сечение статического ТИ релятивистской частицы в плазме, не имеет места для поляризационного канала. Отметим, что данный вывод справедлив, если плазма не слишком плотная, в случае твердотельных плотностей возможно подавление ПТИ в среде за счет деструктивной интерференции вкладов от различных атомов, как это впервые показано в работе [6].

В разделе 2.1 получено выражение для борновского сечения ПТИ быстрой НЧ на ионе в плазме, учитывающее вклад плазменных и связанных электронов ионов, через динамические форм-факторы плазменных компонент и тензор рассеяния электромагнитного поля на ионном остове. Влияние среды на электромагнитное поле заряженной частицы учтено при помощи соответствующего выбора фотонного пропагатора.

В разделе 2.2 подробно проанализировано ПТИ быстрой заряженной частицы на делокализованных плазменных электронах. Показано, что в таком процессе избыток энергии импульса может передаваться либо (1) электронной подсистеме - рассеяние виртуального фотона собственного поля НЧ на флуктуациях электронного заряда, либо (2) ионной компоненте, в этом случае виртуальный фотон рассеивается на дебаевской "шубе", экранирующей заряд иона в плазме. Случай (1) соответствует вкладу в ПТИ

излучения отдельного плазменного электрона с учетом его экранировки ионами. Случай (2) по сути представляет собой (в терминологии работ [5]) переходное ТИ.

В данном пункте вычислено также обычное (статическое) ТИ с передачей избытка энергии-импульса коллективным плазменным возбуждениям - плазмонам, что существенно для малых углов рассеяния НЧ.

Вклад связанных электронов плазменных ионов в ПТИ анализируется в разделе 2.3. В этом случае избыток энергии-импульса передается ядру иона, а рассеяние виртуальных фотонов собственного поля НЧ происходит на его электронном остове. Показано, что влияние среды на сечение процесса (для случая не слишком плотной плазмы) сказывается только в логарифмическом множителе. В частотном диапазоне, где диэлектрическая проницаемость среды меньше единицы, имеет место экранировка собственного поля НЧ, и логарифмическая зависимость сечения от энергии НЧ, имеющая место для ПТИ релятивистского заряда на отдельном атоме, нивелируется. Если же диэлектрическая проницаемость среды больше единицы, аргумент логарифма растет, что соответствует деэкранировке собственного поля НЧ. Сингулярность подлогарифмического выражения возникает при выполнении черенковского условия и в работе не рассматривается.

• В конце раздела обсуждается роль интерференции ПТИ на плазменных и связанных электронах. Показано, что данная интерференция для случая не слишком плотной плазмы мала.

В разделе 2.3 представлена также общая картина тормозного излучения релятивистского электрона в частично-ионизированной плазме. Выделены три частотных диапазона, в которых основной вклад дают: (а) ПТИ на плазменных электронах, (б) ПТИ на электронных остовах ионов, (в) традиционное (статическое) ТИ. Области (а) и (б) оказываются разнесенными в случае достаточно больших скоростей НЧ: у > . Частотные области существенности ПТИ на плазменных и связанных электронах (а) и (б) для излучения вперед могут перекрываться, если у > -¡си™ /со^ , что обусловлено возможностью частичной компенсации переданного

среде в процессе излучения импульса за счет импульса фотона (см. Главу 1). Тем не менее, даже в этом случае интерференция этих вкладов мала в силу различия в величинах прицельных параметров для этих каналов ПТИ.

Третья глава "Поляризационно-интерференционные эффекты в тормозном излучении тепловых электронов е рамках локального плазменного подхода к поляризуемости мишени" посвящена исследованию поляризационного канала ТИ и его взаимодействия со статическим каналом при сильно-неупругом рассеянии плазменных электронов тепловых энергий на ионах с остовом. Для описания поляризуемости ионного остова используется приближенная локально-плазменная модель, ранее с успехом применявшаяся в расчетах фотоэффекта на многоэлектронных атомах [7]. Соответствующее выражение для поляризуемости имеет вид:

В разделе 3.1 в рамках локального плазменного подхода выводятся основные соотношения, используемые в дальнейшем анализе поляризационно-интерференционных эффектов при сильно-неупругом рассеянии тепловых электронов. Реальная и мнимая части наведенного в мишени на частоте со дипольного момента с учетом проникновения НЧ в остов в рассматриваемом приближении имеют вид (Л -радиус-вектор НЧ):

здесь гр(а>) есть решение уравнения а> = й>р(г).

На примере расчета статических поляризуемостей многоэлектронных атомов и ионов с замкнутыми электронными оболочками демонстрируется неплохая точность локально-плазменной модели в низкочастотном диапазоне. Кроме того, вычисления динамической поляризуемости (ее действительной и мнимой части), проведенные для иона Ре VI, и их сравнение с результатами квантовых расчетов в приближении случайных фаз с обменом [В] показывают, что локально-плазменная модель качественно верно передает основные частотные зависимости, но, естественно, без учета квантово-механических особенностей вблизи потенциалов ионизации подоболочек.

(3)

здесь <уДг)= /4 я" л (г) - локальная плазменная частота.

(4а)

В разделе 3.2 поляризационный канал ТИ исследуется в приближении классического движения НЧ. В начале параграфа обосновывается применимость квазиклассического

приближения для тепловых энергий Тплазменных электронов ~ ту /2 ~ ),

Анализ ПТИ проводится на примере иона К11, для описания распределения электронной плотности в котором используется модель Томаса-Ферми-Дирака. Вычисляются компоненты наведенного налетающим электроном в остове иона излучающего дипольного момента как функции прицельного расстояния на частоте порядка потенциала ионизации рассматриваемого иона для тепловых скоростей НЧ.

В результате для величины Я-фактора, характеризующего отношение вкладов поляризационного и статического каналов в сечение ТИ, для электронов пороговых энергий в рассматриваемом приближении получается следующая оценка: Я £ 2 для иона К11, Й®»/р я Т.

Раздел 3.3 посвящен анализу поляризационно-интерференционных эффектов в высокочастотном пределе и расчету полных тормозных потерь. В высокочастотном пределе (/¡¿у»/) формулы для ПТИ существенно упрощаются, позволяя придать рассмотрению физически прозрачный характер. Это особенно относится к выражению для тормозных потерь по поляризационному каналу (1/(г) - потенциал мишени):

М(к)=]п(г)4кг^г (5)

здесь введена величина /ро1, которую естественно назвать поляризационной силой. Формула (5) после замены поляризационной силы на обычную совпадает с выражением для тормозных потерь по статическому каналу.

В конце данного пункта рассмотрение поляризационных (переходных) тормозных потерь на дебаевской сфере, проведенное в [9] в борновском приближении, обобщается на случай тепловых скоростей плазменных электронов. Высокочастотный предел является хорошим приближением для поляризуемости дебаевской "шубы" вокруг иона в плазме в широком частотном диапазоне а» Его применение дает следующее выражение для тормозных потерь по поляризационному каналу на дебаевской сфере:

параметр аг = 2, 2Т есть кулоновская длина при рассеянии электрона энергии Т на

ионе с зарядом 2/ . Относительная величина поляризационно-тормозных потерь, т.е. отношение поляризационных потерь на дебаевской сфере к статическим дается формулой

Как видно из (7), для ощутимого вклада поляризационных эффектов в ТИ на ионе с дебаевской экранировкой плазма должна быть возможно более плотной и холодной.

В разделе 3.4 дается описание поляризационных эффектов в рамках обобщенного вращательного приближения.

Как известно [4], вращательное приближение в теории статического ТИ является эффективным и простым расчетным методом, имеющим наглядную физическую интерпретацию. Его результаты с хорошей точностью воспроизводят данные квантовых вычислений. Обобщение данного подхода на учет поляризационного канала представляется весьма полезным, поскольку в результате оказывается возможным делать простые численные оценки и прослеживать качественные закономерности.

Указанное обобщение проводится в рамках локальной плазменной модели для поляризуемости ионного остова. Это приближение было использовано для расчета спектральных и полных тормозных потерь по поляризационному каналу для различных степеней ионизации и зарядов ядра плазменных ионов. В частности, было показано, что в рассматриваемом случае сильно-неупругого рассеяния спектральный Я-фактор быстро убывает с ростом частоты излучаемого фотона вследствие эффектов проникновения НЧ в остов мишени. Вычисления в рамках обобщенного вращательного приближения указывают на существование оптимального заряда иона Z°'*, при котором относительный вклад поляризационного канала на характерной частоте (порядка потенциала ионизации иона в модели Томаса-Ферми) максимален. Величина 2"г> растет с ростом заряда ядра иона и уменьшается при увеличении частоты. Раздел 3.5 посвящен квантовому (по движению НЧ) анализу поляризационно-интерференционных эффектов в ТИ на многоэлектронном ионе при сильно-неупругом рассеянии электрона в рамках локальной плазменной модели ионного остова.

Численное решение соответствующего уравнения Шредингера производилось для рассеяния электронов пороговых энергий на ионе КП с излучением фотонов в диапазоне частот 0<й> <\0а.е. Расчет осуществлялся методом разложения волновой

и

(7)

функции НЧ по парциальным волнам с различными значениями квантового числа I орбитального момента. В рассматриваемом случае сильно-неупругого рассеяния ряд по ( быстро сходится, так что основной вклад дают первые 3-4 слагаемых этого ряда.

Анализ расчетных данных показывает, что максимальный вклад поляризационного канала для сильно-неупругого рассеяния НЧ приходится на частоты порядка потенциала ионизации мишени. В области малых и больших частот основной вклад в ТИ по поляризационному каналу дает действительная часть наведенного" в остове мишени дипольного момента. В области же "средних" частот {1р<Ьеой2Ку)ъ поляризационном канале превалирует мнимая часть дипольного момента остова. Этот вывод следует также из расчетов ПТИ в рамках приближения случайных фаз с обменом для поляризуемости остова [8].

Квантовый анализ показывает, что межканальная интерференция в спектральной зависимости интенсивности полного ТИ наиболее существенна вблизи потенциала ионизации мишени, составляя в экстремумах более 60% от суммарной интенсивности процесса. Для частот, меньших порога ионизации интерференция носит деструктивный характер, для частот больших - конструктивный. Роль межканальной интерференции уменьшается с уменьшением неупругости рассеяния НЧ, поскольку при этом сильнее разделяются пространственные области формирования ТИ.

Четвертая глава диссертации "Околорезонансный тормозной эффект на ионах с остовом при сшъно-неупругом рассеянии электронов" посвящена исследованию интерференционно-поляризационных эффектов в сильно-неупругом рассеянии электронов во внешнем электромагнитном поле, частота которого близка одной из собственных частот ионного остова. В этом случае в выражении для поляризуемости мишени можно ограничиться вкладом одного, резонансного перехода. В то же время отстройка от резонанса предполагается достаточно большой, так что можно пренебречь реальным возбуждением остова.

Данный процесс представляет интерес, поскольку вклад в сечение поляризационного канала в околорезонансном внешнем поле велик, и интерференция со статическим каналом проявляется наиболее ярко именно в случае сильно-неупругого рассеяния электронов.

В разделе 4.1 околорезонансный тормозной эффект, в том числе многофотонный, исследуется для квазиклассической НЧ в дипольном приближении по ее взаимодействию с остовом мишени.

В околорезонансном приближении получено общее выражение для вероятности л-фотонного процесса, включающее в себя вклады статического и поляризационного каналов и их интерференцию:

(8)

здесь ■/„ - функция Бесселя «-того порядка, п^ - число заполнения фотонов в лазерной моде (лГ»1), "и' " число заполнения фотонов, спонтанно излучаемых НЧ в статическом поле иона в лазерную моду {к, X} с волновым вектором к и поляризацией X в режиме обычного однофотонного ТИ и

тсо2а{со, Е0)

(9)

слагаемое, описывающее вклад поляризационного механизма излучения в амплитуду процесса.

Обсуждается отличие полученного в диссертации выражения (9) от соответствующих формул для полного ТИ, выведенных в [10] в нерезонансном случае.

Подробно анализируются спектральные и амплитудные зависимости однофотонного околорезонансного ВТИ при рассеянии электронов на литиеподобных ионах. В пренебрежении тонким расщеплением верхнего "резонирующего" энергетического уровня в остове мишени выражение для спектрально-амплитудного сечения ВТИ имеет вид:

2 4п

<о /0 в^Д)

222 Е1

-Г" (10)

Т а> '

И^А2 + /0£02 /2ф

здесь использовано явное выражения параметра 3 (см. формула (9)) для околорезонансного случая, /о - сила осциллятора околорезонансного перехода, Т -кинетическая энергия НЧ, Д = а - со0 - отстройка частоты внешнего поля со от резонанса.

Из формулы (10) следует также амплитудная (от напряженности внешнего поля) зависимость сечения. Видно, что при Е0 > т]о>//0 |Д| (пользуемся атомными единицами) происходит своеобразное "насыщение" вклада поляризационного канала,

когда его величина перестает зависеть от напряженности внешнего поля. Кроме того, при отрицательных частотных отстройках (Д<0) в амплитудной зависимости сечения (10) имеет место интерференционный "провал", связанный с взаимной компенсацией вклада каналов.

Для околорезонансных переходов без изменения главного квантового числа в щелочно-подобных ионах тонкое расщепление верхнего "резонирующего" уровня порождает дополнительные спектральные и амплитудные особенности в сечении полного вынужденного ТИ (ВТИ). Они анализируются в данном разделе в рамках дипольного приближения.

Из анализа данного эффекта с учетом тонкого расщепления, в частности, следует, что межканальные интерференционные эффекты для частот внутри тонкого расщепления имеют место для существенно больших средних сечений процесса по сравнению с "провалом" в низкочастотном крыле линии.

Раздел 4.2 посвящен исследованию околорезонансного ТИ квазиклассических электронов при сильно-неупругом рассеянии на ионах с учетом проникновения НЧ в остов мишени.

Рассматривается случай многозарядного щелочноподобного иона и частоты, околорезонансные переходам во внешней оболочке. Тогда можно считать, что кулоновское поле мишени полностью определяет траекторию налетающего электрона -приближение заданного хулоновсхого тока.

Проникновение НЧ в остов мишени приводит к недипольности поляризационного потенциала, описывающего взаимодействие НЧ с электронным остовом, так что для больших углов рассеяния, соответствующих наибольшему сближению НЧ и ядра иона в ходе ТИ, радиальная поляризационная сила меняет знак. Иными словами, по мере проникновения налетающего электрона в остов эффективное отталкивание НЧ связанными электронами сменяется эффективным притяжением, в частности, в некоторой точке траектории поляризационное взаимодействие оказывается равным нулю.

Указанная недипольность приводит к тому, что зависимость наведенного в остове мишени излучающего дипольного момента О1*'1 (со,с} от эксцентриситета орбиты е (£• = 1/б1п(5/2) , 9- угол рассеяния НЧ) существенно отличается от своего дипольного аналога. Это в особенности относится к проекции дипольного момента

¿'"'(а»,г) на ось х фокальной системы координат, которая с уменьшением эксцентриситета обращается в ноль и меняет знак при е -> 1. В то же время у-компонента наведенного в остове дипольного момента в случае достаточно малых частот (резонанс с переходом без изменения главного квантового числа) слабо возмущается недипольностью поляризационного потенциала. Это различие в конечном итоге приводит к зависимости интерференционных эффектов от поляризации излучения.

Полученное в диссертации выражение для интегрального по углу рассеяния НЧ сечения околорезонансного ВТИ имеет вид: 2п2}

de

«) = )/,+ С«'- )л(«>

s 2 1 / 1

fx(a,e) = eos2 см—-—sin2 а; /Да,г-) = (£2 ~l)cos2 а + —sin2 а (Ц)

здесь Dlol(o),s) = Df'(<a,f) + D'K,'(ffl,e) - полный излучающий электрический

дипольный момент системы сталкивающихся частиц, а - угол между вектором начальной скорости НЧ и вектором напряженности электрического поля в околорезонансном излучении.

Расчет спектрального сечения процесса по формуле (11) показывает, что для а=О интерференционные эффекты в спектральной форме линии сечения ВТИ оказываются сильно редуцированными, в частности, полностью исчезает "провал" в низкочастотном крыле, сохраняется лишь незначительная асимметрия спектра. Если же а=п!2, то, напротив, особенности спектрального сечения процесса, вызванные интерференцией каналов (см. раздел 4.1), сохраняются, хотя и сглаживаются. То же самое справедливо и для амплитудного сечения ВТИ.

В разделе 4.3 поляризационно-интерференционные явления в околорезонансном ВТИ исследуются в рамках квантового описания движения НЧ.

Хотя квазиклассическое приближение, использовавшееся в предыдущем разделе, оказалось весьма эффективным и физически прозрачным, тем не менее, оно требует своего квантового подтверждения и дополнения. В частности, при квазиклассическом описании ВТИ в сильном внешнем поле невозможно различить процессы с испусканием и поглощением фотонов. Кроме того, квазиклассический подход оказывается весьма ненадежным при расчете дифференциального по углу

рассеяния НЧ процесса ТИ особенно для случая некулоновского потенциала мишени. Наконец квазиклассический подход, естественно, не способен описать обменные эффекты, возникающие при рассеянии электрона на щелочноподобных ионах. Все эти вопросы рассматриваются в данном разделе.

Метод расчета основывается на разложении волновой функции налетающего электрона по парциальным волнам, соответствующим движению с фиксированным значением квантового числа (. орбитального момента. Возникающий в выражении для • сечения ТИ ряд по ( быстро сходится для случая сильно-неупругого рассеяния. Полученные дифференциальные по углу рассеяния НЧ сечения ВТИ (для различных поляризаций внешнего поля) содержат в себе также фазы рассеяния электрона в некулоновском потенциале мишени, которые рассчитывались по соответствующей формуле с использованием волновых функций налетающего электрона, полученных численным интегрированием радиального уравнения Шредингера.

Анализ спектральных сечений процесса для различных углов рассеяния НЧ и различных поляризаций внешнего поля показал, что в случае параллельной ориентации последнего (»=0) для достаточно больших углов рассеяния налетающего электрона имеет место своеобразная "инверсия" асимметрии формы спектральной линии ВТИ. Тогда интерференционный "провал" в спектральном сечении перемещается из низкочастотного крыла линии в высокочастотное. Кроме того, при определенных углах рассеяния спектральная форма линии оказывается симметричной. Для перпендикулярной ориентации внешнего поля а=я/2 "инверсии" асимметрии не происходит. Интерференционный "провал" в зависимости от угла рассеяния изменяет свое положение и глубину, практически исчезая при больших углах рассеяния НЧ.

Анализ влияния обменных эффектов показал, что при параллельной ориентации вектора поля в околорезонансном излучении (по отношению к вектору начальной скорости НЧ) интерференционные эффекты в дифференциальном сечении ВТИ более проявлены для синглетного состояния системы сталкивающихся частиц (5=0, здесь 5-суммарный спин системы "НЧ+мишень"), чем для триплетного (&=1). Для перпендикулярной ориентации вектора поля Ей по отношению к вектору начальной скорости НЧ - ситуация обратная.

Проведенное квантовое рассмотрение тормозного эффекта позволило различить сечения для процессов с излучением и поглощением фотона. На основании расчетов

интегрального (по углу рассеяния НЧ) сечения на частотах, околорезонансных переходу без изменения главного квантового числа в остове литиеподобного азота, установлено, что для параллельной ориентации внешнего поля разница сечений с поглощением и излучением фотона мала во всем околорезонаксном спектральном диапазоне частот. В случае же перпендикулярной ориентации данная разность оказывается значительной в низкочастотном крыле спектральной линии: сечение тормозного эффекта с излучением фотона оказывается в несколько раз меньше соответствующего сечения с поглощением фотона. В высокочастотном крыле линии процессы с излучением и поглощением фотона имеют близкие по величине сечения.

Пятая глава диссертации "Интерференционные и поляризационные явления при взаимодействии бихроматического излучения с веществом" посвящена анализу фазовых и поляризационных зависимостей в фотоионизации атомов и в поверхностном фотоэффекте под действием бихроматического лазерного поля, являющегося когерентной смесью излучения на основной частоте и его второй гармоники. Исследуется также явление фотонаведенного двулучепреломления излучения на основной частоте, вызванного фотоионизацией осесимметричных центров окраски в кубическом кристалле под действием второй гармоники.

В разделе 5.1 рассчитаны и проанализированы особенности углового распределения фототока, возникающего в результате фотоионизации атома под действием бихроматического излучения с контролируемой поляризацией монохроматических компонент. Расчет проведен для случая линейно-поляризованной второй гармоники и эллиптически-поляризованного излучения на основной частоте при ионизации атомов щелочных элементов.

Исследуемая угловая асимметрия фототока является следствием квантовой интерференции амплитуд однофотонной ионизации (под действием излучения второй гармоники) и двухфотонной ионизации (под влиянием излучения на основной частоте).

Проведенный анализ показал, что асимметрия полярного углового распределения фотоэлектронов существенно зависит от степени эллиптичности (параметр (3) для а=ж/4 (а - угол между вектором поля во второй гармонике и большой полуосью эллипса поляризации излучения на основной частоте). Например, для р=! асимметрия углового распределения становится минимальной. Для а=0 зависимость степени асимметрии углового распределения фотоэлектронов от параметра

эллиптичности становится значительно более слабой. В то же время характер азимутальной асимметрии углового распределения существенно зависит от угла а.

Таким образом, в работе установлено, что асимметрия углового распределения фотоэлектронов существенно зависит от параметров эллиптической поляризации излучения на основной частоте, что, наряду с контролем разности фаз, может служить средством управления угловым распределением фотоэлектронов, ионизируемых под действием бихроматического поля.

В разделе 5.2 рассчитывается поверхностный фотоэффект в бихроматическом лазерном поле с контролируемой разностью фаз в простейшем приближении "зоммерфельдовского скачка" для поверхностного потенциала металла.

Для плотности фототока с учетом интерференции одно- и двухквантового механизма фотоионизации получено следующее выражение:

Л = ЛХ (1 + {Ф) со + <рЛ )) (12)

Здесь множитель у/ описывает суммарный ток без учета интерференционных эффектов, £ - параметр глубины модуляции фототока, зависящий от высоты поверхностного барьера, напряженностей поля в монохроматических компонентах излучения, их частот и начальной энергии электронов в металле, - "внутренняя" разность фаз, равная разности аргументов амплитуд одно- и двухквантового поверхностного фотоэффекта, <р - контролируемый сдвиг фаз между монохроматическими компонентами излучения.

С использованием формулы (12) проведен детальный анализ фазовых и спектральных характеристик поверхностного фотоэффекта в бихроматическом поле для случая металлического натрия. Показано, в частности, что существует оптимальная энергия фотона (Л«0рО» при которой глубина фазовой модуляции поверхностного фототока (параметр С, в выражении (12)) достигает своего максимального значения, причем величина существенно зависит от отношения интенсивностей второй гармоники и излучения на основной частоте, изменяясь при этом в границах ближнего инфрахрасного и видимого диапазонов спектра.

Раздел 5.3 посвящен анализу влияния пространственной ширины поверхностного потенциального барьера на основные характеристики одно- и двухквантового эффекта с поверхности металла.

Рассмотрение проведено в рамках аналитически решаемой модели для формы потенциального барьера. Получены зависимости модуля и аргумента комплексных амплитуд обоих каналов фотоэффекта как функции ширины поверхностного скачка для нескольких значений длин волн излучения на основной частоте. В соответствии с качественными представлениями установлено, что влияние конечной ширины барьера на комплексную амплитуду фотоэффекта мало для припороговых значений частоты ионизирующего излучения. С увеличением частоты последнего влияние ширины поверхностного барьера возрастает. Существенно, что при этом изменение относительной величины амплитуд одно- и двуквантового фотоэффекта мало.

Таким образом, в результате проведенного анализа обоснована слабая чувствительность интерференционных эффектов в фототоке под действием бихроматического излучения к ширине и форме поверхностного потенциала.

В разделе 5.4 в рамках простейшей модели проведен анализ принципиальной возможности использования фазовых зависимостей фототока в бихроматическом поле для диагностики поверхности металла.

С этой целью детально изучен метод фазовой компенсации флуктуаций параметров поверхностного потенциального барьера - работы выхода и "внутреннего" сдвига фаз - на основании рассчитанных в разделе 5.2 зависимостей фототока электронов, эмиттируемых с поверхности металла под действием бихроматического излучения, от параметров задачи.

Расчет проведен для случая, когда пространственный масштаб флуктуаций поверхностного потенциала превышает поперечный размер лазерного пучка.

В результате продемонстрирована высокая чувствительность фазово-компенсационного метода для нелинейной оптической диагностики поверхности металла.

Раздел 5.5 посвящен теоретическому анализу явления фотонаведенного двулучепреломления в кубических (щелочно-галоидных) кристаллах, содержащих осесимметричные центры окраски.

Рассмотрение проведено для случая кристалла ЫР, содержащего ^ - центры, и излучения неодимового лазера. При этом вторая гармоника лазерного излучения (Я=532 нм) является накачкой, вызывающей двулучепреломление в канале луча, которое исследуется при помощи пробного пучка на длине волны Я=1064 нм.

Использовалась модель явления, основанная на следующих фотохимических реакциях двухступенчатой фотоионизации /¿-центров:

F2 + hco —> F2 + h со F2+ + e (13)

Расчет фотонаведенного двулучепреломления проведен в двух ситуациях: (1) для симметричного расположения вектора поля в излучении накачки по отношению к кристаллографическим осям образца (проанализировано 5 возможных случаев) и (2) в линейном по сечению фотоионизации /^-центров приближении.

В первом случае для определения оптических свойств среды в канале излучения накачки достаточно привлечение лишь соображений симметрии и принципиальной модели явления (13).

На основании проведенного рассмотрения, в частности, установлено, что, если вектор электрического поля в излучении накачки Epuwp ориентирован вдоль оси симметрии [001] образца, то среда в канале луча накачки приобретает свойства одноосного оптического кристалла с оптической осью, параллельной кристаллографическому направлению [001]. В случае ориентации вектора Еритр• вдоль кристаллографического направления [011] среда в канале луча накачки приобретает свойства двухосного оптического кристалла с оптическими осями, параллельными кристаллографическим направлениям [011] и [0-11]. Если же вектор Еритр. параллелен оси [111], среда в канале луча остается оптически изотропной.

Расчет эффекта в линейном по сечению фотоионизации Fr центров приближении позволил определить ориентацию главных осей тензора диэлектрической проницаемости фотоконвертированной среды в канале луча накачки в зависимости от ориентации вектора Еритр по отношению к кристаллографическим направлениям в образце.

Полученные в данном разделе выводы находятся в полном соответствии с имеющимися экспериментальными данными.

В Шестой главе диссертации "Фемтосекундное фотонное эхо на нанокристамах" изучается фотонное эхо, обусловленное одновременным когерентным возбуждением двух квантоворазмерных экситонных переходов в полупроводниковых нанокристаллах под воздействием фемтосекундных лазерных импульсов.

В этом случае так же, как и в иЛучательных процессах, рассмотренных в предыдущих главах диссертации, имеет место явление квантовой интерференции амплитуд различных каналов процесса, приводящее к биениям в сигнале фотонного эха.

Расчет временных зависимостей сигналов двух- и трехимпульсного фотонного эха проведен для экспериментально изучавшихся систем: полупроводниковый нанокристалл+матрица.

В разделе 6.1 получены основные выражения, описывающие рассматриваемый процесс с учетом сильного электрон-вибронного взаимодействия. Основное условие на длительность возбуждающих лазерных импульсов т, при которой имеет место когерентное возбуждение двух экситонных переходов с частотной разностью ю21=а>2-Ш1 имеет вид:

->ю21 (14)

х

В режиме сильного и промежуточного конфайнмента главная часть квантоворазмерного сдвига частоты экситонного перехода определяется следующей зависимостью:

а>1 05)

г

здесь Ио - частота, соответствующая переходу между потолком валентной зоны и дном зоны проводимости в объемном образце, г - размер нанокристалла, а) - коэффициенты, зависящие от конкретных параметров нанокристалла.

Из формулы (15) видно, что разброс в размерах нанокристаллов приводит к неоднородному уширению линии оптического перехода, которое необходимо для возникновения сигнала фотонного эха.

Медленно меняющаяся амплитуда ЗЭД, определяющая сигнал двухимпульсного фотонного эха, имеет вид:

П2РЕ ос Ф (¿т>(1 - 2/12))[1 + пг + 27СОБ(пт21*12)Ф {8тп1п)} (16)

здесь Ф(х) - функция, описывающая временную форму импульса фотонного эха, зависящая от вида функции распределения нанокристаллов по радиусу, 7 = (цо2/(Хш)2 -квадрат отношения матричных элементов дипольных моментов возбужденных

экситонных переходов; ti2 - временной интервал между первым и вторым лазерными импульсами.

Соответствующее выражение для сигнала трехимпульсного фотонного эха имеет более громоздкий вид. Его отличительной чертой является промодулированность во времени частотой вибронного колебания.

В разделе 6.2 на основании полученных в предыдущем параграфе выражений проанализированы интерференционные особенности во временных зависимостях.-сигналов трех- и двухимпульсного фотонного эха на нанокристаллах CdSe, для которых в литературе имеются рассчитанные параметры экситонных переходов.

Показано, что глубина модуляции сигнала трехимпульсного фотонного эха вследствие наличия квантовых биений существенно определяется длительностью временного интервала между вторым и третьим лазерными импульсами (fa), в частности, если /23= я/свгь квантовые биения отсутствуют. Если же /13= 2л/О (С2-вибронная частота), то отсутствуют "вибрационные" биения.

Установлено, что период интерференционного биения и время его релаксации уменьшаются с уменьшением среднего размера нанокристалла в образце, поэтому частота и время затухания квантовых биений в эхо-сигнале могут служить мерой величины среднего размера нанокристалла и его дисперсии.

Интерференционные черты во временной форме эхо-сигнала зависят от типа расределения нанокристаллов по радиусам. Для распределения Лифшица-Слезова глубина модуляции в форме сигнала двухимпульсного эха оказывается меньшей, чем в случае гауссового распределения.

В Заключении приведены основные результаты диссертации:

1. В рамках последовательного квантовоэлектродинамического подхода дан вывод сечения ПТИ релятивистской заряженной частицы на одноэлектронном атоме. Осуществлен предельный переход к случаю нерелятивистского связанного электрона.

2. Для ПТИ быстрой НЧ на многоэлектронном атоме обоснован метод эквивалентных фотонов Ферми н получено сечение процесса с учетом возбуждения мишени.

В высокочастотном пределе дано представление сечения через динамический форм-фактор подсистемы связанных электронов.

Для релятивистской НЧ обнаружено сужение угловой направленности излучения по поляризационному каналу в частотном диапазоне ра «о«у2ра, связанное с существенностью частичной компенсации переданного мишени в ходе ТИ импульса за счет импульса фотона.

В борновском приближении по движению НЧ и в модели Брандта-Лундквиста для поляризуемости электронного остова мишени получено выражение для сечения ПТИ в виде функционала локальной плотности связанных электронов. С использованием модели Томаса-Ферми для электронной плотности атома показано, что спектральный й-фактор - отношение сечений ТИ по поляризационному и обычному (статическому) каналам - достигает своего максимального значения (порядка единицы) на частоте Ь(ота!, к 1 а.е. (2 - заряд ядра атома).

3. Дано универсальное описание некогерентного ПТИ (радиационной ионизации) быстрой заряженной частицы на многоэлектронном атоме на основании обнаруженного приближенного скейлинга приведенного хартри-фоковского профиля рассеяния рентгеновских лучей, для которого имеется обширная база данных [11], что позволяет проводить расчеты соответствующих сечений для всех возможных нейтральных атомов.

4. Развит последовательный микроскопический подход к описанию ПТИ быстрой заряженной частицы в частично-ионизированной плазме. Получено выражение для сечения процесса через динамические форм-факторы плазменных компонент. Доказана тождественность переходного тормозного излучения и ПТИ на дебаевской "шубе" иона. Показано, что влияние среды на фазовую скорость фотона приводит к изменению аргумента логарифма в сечении ПТИ релятивистской частицы, а эффект плотности в предлогарифмическом множителе, характерный для статического канала, отсутствует.

5. Исследованы интерференционные эффекты в ПТИ быстрой НЧ в частично-ионизированной плазме. Показано, что роль интерференции вкладов в процесс от плазменных и связанных электронов для идеальной плазмы мала в том числе и для релятивистской заряженной частицы, (когда соответствующие частотные зависимости могут перекрываться), вследствие разделения этих вкладов по углу рассеяния НЧ.

6. Развита теория ПТИ при сильно-неупругом рассеянии электронов промежуточных и малых энергий на тяжелых ионах с остовом в рамках модели локальной плазменной частоты для поляризуемости мишени. Сконструировано обобщенное вращательное приближение для описания ПТИ квазиклассических электронов. В рамках этого

приближения вычислены полные энергетические потери НЧ на ТИ и показано существование оптимального заряда иона, при котором относительный вклад поляризационного канала в сечение ТИ максимален.

7. В приближении Брандта-Лундквиста для поляризуемости мишени дан квантовый {но движению НЧ) анализ полного ТИ при сильно-неупругом рассеянии тепловых электронов на тяжелых ионах в плазме. Показано, что вклад поляризационного канала максимален на частоте порядка потенциала ионизации внешней электронной оболочки,-при этом соответствующий Я-фактор изменяется в пределах 2-3. С ростом частоты излучения вклад поляризационного канала резко падает вследствие эффектов проникновения НЧ в остов мишени. Интерференция каналов наиболее существенна вблизи потенциала ионизации внешней электронной оболочки, причем для низких частот она носит деструктивный, а для высоких частот - конструктивный характер. Относительная величина интерференционных эффектов для НЧ пороговых энергий порядка 60%. Роль интерференции каналов уменьшается с уменьшением степени неупругости процесса.

8. Построена теория сильно-неупругого рассеяния электронов промежуточных энергий на ионах с остовом в околорезонансном электромагнитном поле, включая многофотонный тормозной эффект и влияние тонкого расщепления верхнего резонирующего уровня. Показано, что интерференция каналов приводит к асимметрии спектральной формы сечения процесса, которая существенно зависит от интенсивности околорезонансного излучения для достаточно интенсивных полей.

9. Детально исследована роль эффектов проникновения НЧ в электронный остов иона в околорезонансном сильно-неупругом рассеянии электронов. Показано наличие эффекта "инверсии асимметрии" спектральной формы линии в дифференциальном по углу рассеяния НЧ сечении. Обнаружена зависимость спектральной формы линии процесса от угла между вектором внешнего поля и вектором начальной скорости НЧ, обусловленная взаимным влиянием интерференции каналов и эффектов проникновения НЧ в остов иона. Показано, что интерференционные эффекты в спектральном сечении неупругого рассеяния существенны при перпендикулярной ориентации и редуцированы для параллельной ориентации вектора поля излучения по отношению к вектору начальной скорости НЧ.

10. Развит квантовый (по движению НЧ) подход к описанию околорезонансного сильно-неупругого рассеяния электронов промежуточных энергий, в рамках которого

исследованы обменные эффекты и зависимость сечения процесса от "знака" неупругости рассеяния (излучение/поглощение фотона). Показано, что интерференционные "провалы" в спектральном сечении неупругого рассеяния имеют место для излучения фотона и редуцированы при поглощении фотона. Эволюция асимметрии спектральной формы линии в дифференциальном по углу рассеяния НЧ сечении с ростом угла рассеяния существенно зависит от поляризации околорезонансного электромагнитного поля.

11. Обнаружена и проанализирована поляризационная зависимость атомного фотоэффекта в бихроматическом лазерном поле. Показано, что с помощью изменения поляризационного состояния одной из монохроматических компонент можно эффективно "управлять" угловым распределением фотоэлектронов.

12. В рамках модели "зоммерфельдовского скачка" построена теория'поверхностного фотоэффекта в бихроматическом поле. Проанализированы спектральные, фазовые и амплитудные зависимости фототока. Изучены принципиальные возможности фазово-компенсационного метода диагностики поверхности металла с помощью рассматриваемого явления.

13. Исследовано влияние пространственной ширины поверхностного потенциального барьера на амплитуды одно- и двухквантового поверхностного фотоэффекта. Показано слабое влияние формы поверхностного потенциала на интерференционные особенности фотоэффекта в бихроматическом поле для пороговых значений частоты в высокочастотной монохроматической составляющей излучения.

14. В рамках двухступенчатой ионизационной модели дано теоретическое описание фотонаведенного двулучепреломления в кубических кристаллах с осесимметричными центрами окраски. Установлены основные зависимости оптических характеристик среды в канале луча накачки от поляризации ионизирующего излучения, которые оказались в полном соответствии с имеющимися экспериментальными данными.

15. Рассчитаны и проанализированы временные зависимости сигналов двух- и трехимпульсного фотонного эха, возникающих в результате возбуждения квантоворазмерных экситонных состояний в нанокристаллах под воздействием фемтосекундных лазерных импульсов. Показано, что вследствие интерференции вкладов различных экситонных переходов с близкими собственными частотами и силами осцилляторов временные характеристики эхо-сигналов содержат квантовые

биения. Частота и амплитуда этих биений зависят от среднего размера нанокристалла в

образце и типа распределения нанокристаллов по радиусам.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. В.А.Астапенко, В.М.Буймистров, В.Г.Дмитриев, Б.ГЛысой. Фотонаведенное двулучепреломление в кристаллах LiF с Fг- центрами окраски. Квантовая,-электроника 1983,т.10,№7, стр.1306-1307.

2. В.А. Астапенко. Тормозное излучение за счет генерации плазмонов. в сб. Физические явления в приборах электронной и лазерной техники, из-во МФТИ, стр.55-57, 1985.

3. В.А.Астапенко, В.М.Буймистров, Ю.А.Кротов, Л.К.Михайлов, Л.И.Трахтенберг. Динамическое тормозное излучение релятивистской заряженной частицы на атоме. ЖЭТФ, 1985, т.88,вып.5,стр.1560-1569.

4. В.А.Астапенко, В.М.Буймистров, Ю.А.Кротов Тормозное излучение с возбуждением и ионизацией атома, ЖЭТФ, 1987, т.93, вып.3(9), стр.825-837.

5. В.А.Астапенко, В.М.Буймистров, Ю.А.Кротов. Поляризационное тормозное излучения релятивистской заряженной частицы на атоме, (Глава 5), В.А'.Астапенко, В.М.Буймистров, Ю.А.Кротов, В.Н.Цытович. Поляризационное тормозное излучение на ионах и атомах в плазме (Глава 6) в монографии Поляризационное тормозное излучение атомов и частиц под ред. В.Н.Цытовича и И.М.Ойрингеля, Москва: Наука, 1987 г., 336 стр. Имеется перевод Polarization Bremssírahlung, Plenum, 1992.

6. В.А.Астапенко, В.М.Буймистров, Ю.А.Кротов, В.Н.Цытович. Поляризационное тормозное излучение в частично ионизированной плазме. Физика плазмы, 1989, т. 15, вып.2, стр.202-209.

7. В.А.Астапенко. Спектр поляризационного тормозного излучения в твердом теле вблизи края поглощения. ЖЭТФ, 1991, т.99, вып.1, стр.165-167. .

8. V.A.Astapenko, A.B.Kukushkin, V.S.Lisitsa. Forbidden Lines in Plasmas as Polarizational Radiation Emission in Collisions. J.Phys.B: At.Mol.Opt.Phys., v.25 (1992), pp.1985-1990.

9. V.A.Astapenko, A.B.Kukushkin, V.S.Lisitsa. Unified Polarization Approach to Forbidden Lines Formation in Plasmas. 11th International Conference on Spectral Line Shapes, 1992, France.

10. V.A.Astapenko, A.B.Kukushkin. Fermi Method of Equivalent Photons for Stimulated Emission of Polarization-induced Multiphoton Radiation by Multiply Charged Ions. AIP Conference Proceedings 328 - Spectral Line Shapes, v. 8, 12th ICSLS, Toronto, Canada 1994 Eds. A.D.May, J.R.Drummond and E.Oks, AIP Press pp.83-84.

11. V.A.Astapenko, A.B.Kukushkin. Polarization Bremsstrahlung in a strong laser field: stimulated multiphoton emission by highly charged ions in plasmas. RRC "Kurchatov Institute", Preprint IAE-5820/б, Moscow 1994.

12. V.A. Astapenko, A.B.Kukushkin. Stimulated multiphoton Bremsstrahlung of electrons on highly charged ions in a strong laser field. 9th Int.Symp. "Ultrafast Processes in Spectroscopy", Trieste, October 30-November 3, 1995, Plenum, 1996, pp. 165-166.

13. В.А.Астапенко, А.Б.Кукушкин. Многофотонное статическое и поляризационное тормозное излучение при столкновениях заряженных частиц с МЗИ в сильном лазерном поле. Препринт РНЦ "Курчатовский институт" ИАЭ-5950/12, 1995.

14. V.A.Astapenko, M.A.Yakshin, V.V.Samartzev , D.Kim, Y. Kim. Photon echo in nanocrystals at simultaneous excitation of several exciton levels. International Conference on Advanced Materials and Devices June 11-13, 1996, Phoenix Park, Kangwon-Do, Korea (ICAMD'96), Book of Abstracts, p.84.

15. V.A.Astapenko, M.A.Yakshin. Photon echo in CdSe nanocrystals at simultaneous excitation of several exciton levels. Laser Physics, 1996, v.6,4, pp.739-743.

16. V.A.Astapenko, A.B.Kukushkin. Interaction of static and polarization channels in spectra of stimulated emission in ion-electron collisions in a strong laser field. "13th Int.Conf. on Spectral line shapes", Vol.9 13th ICSL Firenze, Italy, 1996, Editors Marco Zoppi, Lorenzo Ulivi, AIP Conference Proceedings 386, pp.195-196 (1997).

17. V.A.Astapenko, A.B.Kukushkin. Multiphoton static and polarization Bremsstrahlung in collisions of a charged particle in a strong laser field. 7th Int.Conf. on Multiphoton processes (ICOMP VII), September 30-0ctober 4, 1996, Gaimish-Partenkirchen, Germany, Book of Abstracts, B6.

18. V.A.Astapenko, V.M.Buimistrov. Interference of channels in multiphoton photoeffect. 7th Int.Conf. on Multiphoton processes (ICOMP VII), September 30-0ctober 4, 1996, Garmish-Partenkirchen, Germany, Book of Abstracts, A9.

19. В.А.Астапенко, А.Б.Кукушкин. Многофотонное статическое и поляризационное тормозное излучение при столкновениях заряженных частиц с МЗИ в сильном лазерном поле. ЖЭТФ, 1997, т. 111, вып 2, стр.419-440.

20. V.A.Astapenko, A.B.Kukushkin. Interference of Static and Polarization Bremsstrahlung in Electron-Atomic Collisions. Abstracts for 14th Int.Conf. on the Application of Accelerators in Research & Industry, November 6-9, 1996, U. of North Texas, Denton, Texas, USA.

21. V.A.Astapenko, A.B.Kukushkin. Intereference of Static and Polarization Multiphoton Bremsstrahlung in Electron-ion Collisions in a Strong Laser Field Bulletin of APS, Program of 38th Annual Meeting of the Division of Plasma Physics, 11-15 November _• 1996, Vol.41, No7,p.l616

22. V.A.Astapenko, M.A.Yakshin, V.V.Samartsev, Yong-Suk Kim, and Sae-Wook Kim. Femtosecond Two-Pulse Photon Echo due to Quantum-Size Excitons in Nanocrystals. Laser Physics, 1997, Vol.7, No2, pp.274-276.

23. V.A. Astapenko, V.V. Samartzev, M.A, Yakshin D.W. Kim, Y.S. Kim. Photon echo in CdSe Nanocrystals with Simultaneous Excitation of Several Excitonic States. Journal of the Korean Physical Society, 1997, v. 31, No.3, pp.456-460.

24. V.A.Astapenko, V.M.Buimistrov. Polarization dependence of the asymmetry in the angular distribution of photoelectrons ejected from an atom under the action of a bichromatic laser field. Laser Physics, 1997, v.7, No 3.

25. VA.Astapenko, V.M Buimistrov. Surface photoeffect in bichromatic laser field, ALT97 Laser Surface processing. SPIE Proceedings, v. 3404,407-414 (1997).

26. V.A.Astapenko, V.M.Buimistrov, V.G.Dmitriev, B.G.Lysoi. Photo-induced birefringence in LiF crystals with Fi colour centres. Quantum and Semiclassical Optics, 1998, v.10, No.l, pp.233-237.

27. V.A.Astapenko, A.B.Kukushkin. Interference of Stimulated Static and Polarization Bremsstrahlung in Electron-Ion Collisions in a Strong Laser Field: Line Shape Asymmetry and Dips. Laser Physics, 1998, v.8, No.2, pp.552-555.

28. V.A.Astapenko. Stimulated Bremsstrahlung Involving Multiply Charged Ions in a Strong Laser Field: Polarization-Interference Effects for Near-Resonance Frequencies with Allowance for Fine-Splitting. Laser Physics, 1998, v.8, No5.

29. V.A.Astapenko. Shapes of polarization-induced resonances in stimulated Bremsstrahlung spectra. 14th Int. Conf. on Spectral Line Shapes, State College, Pennsylvania, USA, June 22-26,1998, Book of Abstracts, p.61.

30. V.A.Astapenko. Phase dependencies of the nonlinear surface photoeffeel in multi-color laser field: account for the finite width of the surface potential barrier. Nonlinear Optics at Interfaces, Berline-Dahlem, Germany, September 21-24, 1998, Book of Abstracts.

31. V.A.Astapenko, L.A.Bureyeva and V.S. Lisitsa. Polarization processes in plasmas. 16th Int. Conf. on Atomic Physics (ICAP XVI), Windsor, Ontario, Canada August 3-7, 1998, Abstracts of contributed papers, D14, p. 182.

32. V.A.Astapenko, L.A.Bureyeva and V.S. Lisitsa. A new formula for a dynamic polarizability of heavy elements. 16 th Int. Conf. on Atomic Physics (ICAP XVI), Windsor, Ontario, Canada August 3-7, 1998, Abstracts of contributed papers, D15, p.183.

33. В.А.Астапенко. Поляризационно-интерференционные эффекты в тормозном излучении квазиклассических электронов на МЗИ с остовом. XVI Конференция "Фундаментальная Атомная Спектроскопия", 8-11 декабря 1998 г. Москва, Тезисы докладов, стр.142-143.

34.V.A.Astapenko. Polarization-Induced Resonances in the Stimulated Bremsstrahlung Spectrum of Quasi-classical Electrons Scattered by Multiply Charged Ions. Laser Physics, 1998, v.8,No6, pp.1167-1173.

35. V.A.Astapenko. Nonlinear surface photoeffect in multi-color laser field: effect of the finite width of the surface potential barrier. Appl. Phys. В , 1999, v.68, pp.397-399.

36. В.А.Астапенко. Поляршационно-интерференционные эффекты в тормозном излучении квазиклассических электронов на ионах с остовом. ЖЭТФ, 1999, т. 115, вып.5, стр.1619-1629.

37. V.A.Astapenko, L.A.Bureyeva, V.S.Lisitsa. Polarization processes in electron-heavy ions collisions. Spectral Line Shapes, vol.10, 1999, v.467, Ch.102, pp.520-531.

38. V.A.Astapenko Inelastic scattering of electrons by ions with a core in a near-resonance external field. Laser Physics, 1999, v.9, No5.

39. V.A.Astapenko, L.A.Bureyeva, V.S.Lisitsa. Polarization radiation phenomena in plasmas with heavy ions, Phisica Scripta, 2000, v. T86, pp.62-67.

40. В.А.Астапенко. Поляризационное тормозное излучение релятивистской заряженной частицы на многоэлектронном атоме: расчет в рамках локальной плазменной модели. XLII научная конференция МФТИ, 1999, Тезисы докладов, часть IV, стр.90.

41. В.А.Астапенко, Л.А.Буреева, В.С.Лисица. Классическая и квантовая теория поляризационного тормозного излучения в модели локальной электронной плотности. ЖЭТФ, 2000, т. 117, вып.З.

42. В.А.Астапенко, Л.А.Буреева, В.С.Лисица. Поляризационное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на томас-фермиевском атоме. ЖЭТФ, 2000, т. 117, вып.5.

43. V.A.Astapenko, L.A.Bureyeva, V.S.Lisitsa. Incoherent Polarization Bremsstrahlung of\ fast charged particle on atom. Laser Physics, 2000, No4.

44. V.A.Astapenko. Strongly inelastic scattering of electrons by the ions in near-resonance laser field. 15th Int. Conf. on Spectral Line Shapes, Berlin, 10-14 July 2000, Program and Abstracts, p.38.

45. В.А.Астапенко. Поляризационные и интерференционные явления в тормозном излучении заряженных частиц на атомах. Химическая физика, 2000, т.19, вып.II, стр. 17-77.

Цитируемая литература.

1. Ф.б.Бункин, А.Е.Казаков, М.В.Федоров, УФН, т.107,559 (1972). М.В.Федоров Электрон в сильном световом поле, М.: Наука, 1991,222 с.

2. Поляризационное тормозное излучение атомов и частиц под ред. В.Н.Цытовича и И.М.Ойрингеля, Москва: Наука, 1987 г., 336 стр.

3. В.М.Буймистров, УФЖ, т.17,640 (1972); В.М.Буймистров, Л.И.Трахтенберг, ЖЭТФ, т.73, 850 (1977); В.М.Буймистров, Л.И.Трахтенберг, Ю.А.Кротов, ЖЭТФ, т.79, 808 (1980).

4. V.I.Kogan, A.B.Kukushkin, V.S.Lisitsa, Phys.Rep., v.213,1 (1992).

5. A.B. Акопян, В.Н.Цытович, Физика плазмы т. 1, 673 (1975).

6. Н.Н.Насонов, А.Г.Сафронов( ЖТФ, т.62,1 (1992).'

7. W.Brandt, S.Lundqvist, Phys.Rev. v.139, A612 (1965).

8. А.В.Король, А.Г.Лялин, О.И.Оболенский, А.В.Соловьев, ЖЭТФ т. И 4,458 (1998).

9. В.Н.Цытович в монографии Поляризационное тормозное излучение атомов и частиц, под ред. В.Н.Цытовича и И.М.Ойрингеля, М., Наука, п.2.3.

10. Б.А.Зон, ЖЭТФ, т.73,128 (1977).

11. BiggsF.etal.At. Data Nucl. Data Tables, v.l 6, р.201 (1975).

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1. Поляризационное тормозное излучение релятивистской заряженной частицы на атоме.

1.1 Амплитуда тормозного излучения релятивистской заряженной частицы на водородоподобном атоме.

1.2 Амплитуда тормозного излучения быстрой заряженной частицы на многоэлектронном атоме.

1.3 Полное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на атоме.

1.4 Поляризационное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на атоме в локальном плазменном приближении.

1.5 Некогерентное поляризационное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на атоме в высокочастотном приближении. 88 Основные результаты 1-й главы.

ГЛАВА 2. Поляризационное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на ионах и атомах в плазме.

2.1 Сечение поляризационного тормозного излучения быстрой заряженной частицы на ионе в плазме.

2.2 Поляризационное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на свободных электронах и ионах в плазме.

2.3 Поляризационное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на связанных электронах ионов в плазме.

Интерференционные эффекты.

Основные результаты 2-й главы.

ГЛАВА 3. Поляризационно-интерференционные эффекты в тормозном излучении тепловых электронов в рамках локального плазменного подхода к поляризуемости мишени.

3.1 Локальный плазменный подход к поляризационным эффектам в сильно-неупругих радиационно-столкновительных процессах. Основные соотношения.

3.2 Поляризационное тормозное излучение на многоэлектронном ионе в приближении классического движения налетающей частицы.

3.3 Поляризационно-интерференционные эффекты в высокочастотном пределе. Полные тормозные потери.

3.4 Описание поляризационных эффектов в рамках обобщенного вращательного приближения.

3.5 Квантовый (по движению налетающей частицы) анализ поляризационно-интерференционных эффектов. 184 Основные результаты 3-ей главы.

ГЛАВА 4. Околорезонансный тормозной эффект на ионах с остовом при сильно-неупругом рассеянии электронов.

4.1 Околорезонансный (в том числе многофотонный) тормозной эффект в дипольном приближении по взаимодействию квазиклассического налетающего электрона и ионного остова.

4.2 Околорезонансном тормозное излучение квазиклассических электронов на ионах в кулоновском приближении: учет эффектов проникновения в остов мишени.

4.3 Квантовый подход к описанию поляризационно-интерференционных эффектов в околорезонансном неупругом рассеянии электронов. 239 Основные результаты 4-й главы.

ГЛАВА 5. Интерференционные и поляризационные явления при взаимодействии бихроматического излучения с веществом.

5.1 Фазовые и поляризационные эффекты в ионизации атома под действием бихроматического излучения.

5.2 Поверхностный фотоэффект в бихроматическом поле в приближении "Зоммерфельдовского скачка".

5.3 Влияние конечной ширины поверхностного барьера на фотоэффект в бихроматическом поле.

5.4 Фазово-компенсационный метод диагностики поверхности.

5.5 Наведенное двулучепреломление в кубических кристаллах с осесимметричными центрами окраски. 290 Основные результаты 5-й главы.

ГЛАВА 6. Фемтосекундное фотонное эхо на нанокристаллах.

6.1 Фемтосекундное фотонное эхо в нанокристаллах с одновременным возбуждением двух экситонных состояний.

6.2 Квантовые биения в сигналах двух и трехимпульсного фотонного эха на нанокристаллах

Основные результаты 6-й главы.

Бурное развитие лазерной физики, техники и методов физического эксперимента - освоение широкого частотного диапазона от дальнего инфракрасного до мягкого рентгеновского, получение фемтосекундных лазерных импульсов, создание сверхсильных электромагнитных полей, генерация когерентного мультицветового излучения, получение многозарядных ионов - обуславливает необходимость расширения, углубления и уточнения знаний о физике элементарных процессов взаимодействия излучения и вещества: актуальность приобретает исследование тонких эффектов и закономерностей в недоступных ранее областях изменения параметров.

Настоящая диссертация посвящена анализу поляризационных и интерференционных эффектов, возникающих в ряде фундаментальных излучательных процессов, представляющих интерес как с точки зрения теоретических основ, так и для приложений лазерной физики. К данным эффектам относятся:

- влияние электронного остова частицы-мишени на (1) тормозное излучение (ТИ) при рассеянии борновских электронов на нейтральных мишенях; (11) излучательные процессы при сильно-неупругом рассеянии на ионах с остовом,

- фазовые и амплитудные зависимости фотоионизации и поверхностного фотоэффекта в мультицветовых лазерных полях с контролируемым фазовым сдвигом между монохроматическими компонентами, а также эффект фотонаведенного двулучепреломления в кубических кристаллах с осесимметричными центрами окраски,

- интерференционные биения в сигнале фемтосекундного фотонного эха при одновременном возбуждении нескольких квантоворазмерных экситонов в нанокристаллах.

Важность исследования 1-й группы эффектов, известных в литературе под общим термином поляризационное тормозное излучение (ПТИ) (синонимы: динамическое, атомное, переходное), обусловлена необходимостью выяснения роли и значения динамической поляризации остова мишени в столкновительно-излучательных процессах, определяющих энергообмен между лазерных излучением и веществом, а также радиационные потери в плазме, в особенности в слабоизученном случае сильно-неупругого рассеяния (спонтанного и вынужденного) электронов промежуточных, в том числе тепловых, энергий.

Излучение (поглощение) электромагнитного поля при взаимодействии заряженной частицы и структурной мишени (атома, иона с электронным остовом, молекулы, кластера и т.д.) может, вообще говоря, идти по двум каналам:

1) при непосредственном взаимодействии заряженной частицы и электромагнитного поля - традиционный («статический») канал.

2) через динамическую поляризацию мишени - поляризационный, называемый также как динамический или атомный канал.

В обоих случаях энергообмен происходит между заряженной частицей и полем, а мишень играет роль «посредника». Однако, в первом случае это «посредничество» носит пассивный характер: мишень является, по сути, третьим телом, необходимым для выполнения закона сохранения энергии-импульса или, другими словами, источником статического поля, в котором происходит квантовый переход заряженной частицы. Отсюда и следует одно из названий канала - статический канал. В ходе процесса по этому каналу связанные электроны мишени рассматриваются как распределение статического заряда, экранирующего ядро мишени, т.е. их свойствами как динамической системы пренебрегается. Не случайно данное приближение в теории тормозного излучения Бете-Гайтлера [1] называется приближением экранировки. Можно сказать, что в статическом канале мишень принимает на себя избыток импульса, не участвуя в обмене энергией между заряженной частицей и электромагнитным полем.

В поляризационном канале мишень, напротив, проявляет себя «активным посредником», поскольку излучаемый (поглощаемый) фотон «прокачивается» через электронный остов мишени от заряда к полю или наоборот. Здесь происходит виртуальное возбуждение связанных электронов мишени, и излучательный процесс в значительной степени определяется динамическими свойствами электронного остова. В этой связи поляризационный канал в одной из научных групп, разрабатывавших данное направление, первоначально назывался динамическим.

Подчеркнем, что указанное возбуждение остова носит виртуальный характер, так что в конечном состоянии мишень может оставаться как в первоначальном состоянии, так и возбудиться - в зависимости от конкретной ситуации. Если остов мишени в ходе излучательного процесса не изменяет своего состояния, то амплитуду рассматриваемого канала можно выразить через обобщенную динамическую поляризуемость связанных электронов, откуда и произошло наиболее употребительное название канала. Таким образом, поляризационный канал представляет собой энергообмен между зарядом и полем, осуществляемый через динамическую поляризацию связанных электронов остова мишени.

Наведение динамической поляризации может быть интерпретировано двояко: либо как результат действия внешнего электромагнитного поля, либо за счет неупругого рассеяния заряженной частицы на мишени. Первое представляется наиболее естественным для индуцированных излучательных процессов, а второе характерно для спонтанных процессов. Указанная двойственность проявляется и в графическом представлении поляризационного канала посредством фейнмановских диаграмм, когда для однофотонного процесса обе интерпретации оказываются равновозможными. Однако в случае многофотонных переходов возможным способам наведения поляризации остова соответствуют различные процессы, что находит свое отражение и в графическом представлении.

Следует подчеркнуть, что традиционный и статический канал происходят в едином элементарном акте взаимодействия заряженной частицы и электромагнитного поля, поэтому, вообще говоря, имеет место квантовая интерференция между ними. Она представляет собой одну из реализаций квантовой интерференции путей переходов системы под действием поля. Возможность экспериментального наблюдения интерференции определяется спецификой рассматриваемого явления и зависит от относительной величины вкладов каналов в дифференциальное сечение процесса.

Существует и более общий развивавшийся Борном и Яблонским [2] подход к интерпретации радиационных явлений с участием структурных мишеней согласно которому излучательный акт имеет место при взаимодействии единого дипольного момента системы заряженных частиц с электромагнитным полем. С этой точки зрения разделение процесса на два канала представляется приемом, конструктивность которого определяется спецификой конкретной физической ситуации. Выделение статического и поляризационного каналов представляется физически и методологически оправданным в случае, когда вся излучающая поглощающая) система может быть подразделена на заряженную частицу, совершающую неупругий переход и мишень с электронным остовом.

В обзоре рассматривается вклад электронных степеней свободы мишени в излучательные процессы. Однако аналог поляризационного канала возможен также и при виртуальном возбуждении ядерной подсистемы, что характерно, как правило, в существенном более жестком диапазоне энергий. Данный тип поляризационного канала был рассмотрен еще до его систематического изучения для электронного остова.

Выше в целях сохранения общности рассматриваемого вопроса речь шла об излучательных явлениях без их конкретизации по отношению к характеру движения заряженной частицы, совершающей квантовый переход под воздействием электромагнитного поля. Действительно, поляризационный канал может быть существенен как для (а) свободно-свободных (тормозное излучение и поглощение), и (б) связанно-свободных (фотоионизация и фоторекомбинация) электронных переходов, так и для (в) связанно-связанных (возбуждение и релаксация в дискретном спектре) переходов.

Единая поляризационная природа дополнительного канала излучения (поглощения) во всех вышеперечисленных типах процессов была осознана не сразу: вплоть до последнего времени общность поляризационного механизма в известной мере «застилалась» различием в характере излучательного явления. Тем не менее, исторически эта связь проявляла себя. Например, по-видимому, не случайно, что изучению поляризационного канала в тормозном излучении группой исследователей под руководством М.Я.Амусьи предшествовала их интенсивная деятельность по расчету многочастичных эффектов в фотоионизации, позволившая существенно продвинуть теорию атомного фотоэффекта [3]. Последнее оказалось возможным в результате использования новых методов описания многочастичных эффектов в излучательных процессах. Одним из этих методов является приближение случайных фаз с обменом, которое можно определить, как учет многочастичных корреляций через использование динамической поляризуемости остова ионизируемого атома. Таким образом, в данном случае поляризационный канал, по существу, присутствовал в теоретическом описании процесса, не будучи явно поименованным.

Другим примером такого неявного включения поляризационного канала могут служить ранние работы И.Б.Берсукера по учету влияния остова щелочного атома на силы осцилляторов валентного электрона [4]. Это было продолжено и в более поздних работах ряда авторов, в которых учитывалось также и влияние поляризации остова на сечение фотопоглощения [5]. Отметим, что в случае щелочных атомов имеет место значительное разделение остова и внешнего электрона, что существенно облегчает выделение поляризационного канала на фоне «прямой» фотоионизации (статического канала) [6].

В терминах интерференции статического и поляризационного каналов может быть также интерпретирована резонансная структура фотоионизационного спектра атома в окрестности автоионизационного состояния, которая впервые была рассчитана Фано [7] в рамках стационарной теории возмущений, а также A.C. Компанейцем [8] на основе динамического подхода. Действительно, в этом случае имеет место резонансная поляризация остова, через которую энергия электромагнитного поля «прокачивается» к ионизируемому электрону. Асимметрия профиля Фано вызвана различным характером межканальной интерференции с разных сторон от резонанса, что может быть связано с изменением знака динамической поляризуемости мишени при переходе частоты внешнего поля через резонанс. Таким образом, поляризационный канал в процессах поглощения электромагнитного излучения учитывался без привлечения используемой здесь терминологии уже давно. Физическая картина явления весьма проста: внешнее электромагнитное поле «раскачивает» атомный остов, т.е. наводит в нем динамическую поляризацию, а затем энергия осцилляций остова через кулоновское взаимодействие передается ионизируемому электрону. Эффективность процесса определяется величиной поляризуемости остова на рассматриваемой частоте и, естественно, велика в случае наличия резонанса. Отметим, что возможна и другая ситуация: электромагнитное поле возбуждает внешние электроны атома, легко поляризующиеся в области оптических частот, а затем энергия этих осцилляций передается внутренним электронам, что в случае достаточной величины нелинейности взаимодействия может привести к ионизации последних.

Поляризационный канал в другом типе свободно-связанных переходов - фоторекомбинации электрона на ионе - был рассмотрен недавно как обобщение концепции поляризационного излучения на рекомбинационные процессы. В этом случае очевидно, что динамическая поляризация электронного остова иона наводится под действием собственного поля рекомбинирующего электрона. При этом высвобождающаяся энергия сначала переходит в энергию осцилляций связанных электронов остова, т.е. в переменный дипольный момент остова, который затем в соответствии с законами электродинамики излучает запасенную энергию.

Мы остановимся, однако, только на одном из вышеперечисленных типов квантовых радиационных переходов заряженных частиц в поле структурной мишени, а именно: тормозном излучении (ТИ) на атомах и атомарных ионах, как спонтанном, так и вынужденном, включая тормозное поглощение (обратный тормозной эффект), резонансные и многофотонные процессы. Излучение по поляризационному каналу удобно называть поляризационным тормозным излучение (ПТИ), хотя в работах различных групп оно сначала имело и другие названия: динамическое ТИ, атомное ТИ и переходное ТИ - для процессов на дебаевской «шубе» вокруг иона в плазме. При излучении в среде когерентное ПТИ на атомных плоскостях имеет еще одно название -параметрическое рентгеновское излучение.

Другой пример многоканального тормозного излучения был рассмотрен в работе [9], где было рассчитано ТИ медленных электронов на ионах во внешнем электромагнитном поле. Здесь процесс сопровождается виртуальным заселением ридберговских состояний атома, расположенных на фоне континуума.

Поскольку теория ПТИ на середину 80-х годов достаточно полно отражена в монографии [10], мы ниже остановимся на приоритетных моментах и работах по ПТИ, опубликованных в конце 80-х и 90-х годах. Поляризационный канал в ТИ был идентифицирован и систематически изучался ранее своих аналогов в процессах фоторекомбинации и фотопоглощения. Это связано с тем, что разделение излучающей системы на мишень и частицу, совершающую неупругий переход под действием электромагнитного поля - «налетающую частицу» (НЧ), наиболее очевидно.

Хотя, с другой стороны, прошло около сорока лет, прежде чем квантовая релятивистская теория Бете и Гайтлера спонтанного ТИ в приближении экранировки [1] была обобщена с учетом динамики связанных электронов мишени работе [И]. Именно с нее и началось систематическое изучение ПТИ.

Уместно также отметить, что поляризационное слагаемое в амплитуде ТИ возникало в работах ряда авторов и ранее. Первой следует упомянуть работу Персивала и Ситона [12], в которой рассчитывалась поляризация излучения атомных спектральных линий, возбуждаемого электронным ударом. В другой работе [13] исследовалось сечение ТИ и тормозного поглощения излучения медленными электронами {Е1е<Ъ эВ) при рассеянии на нейтральных атомах, где в классическом приближении по движению НЧ была продемонстрирована важная роль поляризационного канала, названного авторами излучением атомных электронов. Однако при расчете сечения излучения и коэффициента поглощения газа поляризационный канал ими не учитывался.

Поляризационное слагаемое в теории ТИ медленных электронов на атомах было получено также в [14] и был сделан вывод об относительной малости вклада поляризационного канала по сравнению с традиционным. Это справедливо для ТИ медленных электронов, но, вообще говоря, неверно для тормозного поглощения при достаточно большой энергии поглощаемого фотона, что было показано в более поздних работах других авторов.

Систематическое изучение роли и значения поляризационного канала в ТИ началось с работы [11], в которой поляризационное слагаемое в сечении ТИ исследовалось в борновском приближении по движению НЧ и резонансном приближении по взаимодействию излучаемого фотона с атомом-мишенью. В рамках указанных предположений из суммы по виртуальным переходам атомного электрона, возникающей стандартным образом во втором порядке теории возмущений, можно выделить одно слагаемое, что существенно упрощает анализ проблемы.

Важным этапом в развитии теории ПТИ следует считать работу [15]. В ней был осуществлен последовательный расчет сечения ТИ быстрого электрона (ре1 = 3 а.е.) на атоме водорода в области малых частот тормозного фотона {Ьа)<1 = \Яу-13.6 эВ) с учетом вклада всех виртуальных переходов связанного электрона, включающий в себя также и интерференцию поляризационного и статического каналов. Таким образом, на основании численных оценок была впервые выявлена существенность ПТИ, проявляющаяся не только в непосредственной близости от собственных частот атома-мишени, но и вдали от них, когда отстройка от резонансной частоты существенно превосходит суммарную ширину линии соответствующего спектроскопического перехода. Заметим здесь, что и в обратном случае малых отстроек от резонанса ПТИ также будет иметь место наряду с известным каскадным процессом, когда сначала происходит ударное возбуждение мишени с последующей ее излучательной релаксацией (см. подробнее ниже).

Роль атомных электронов в ТИ борновской НЧ в высокочастотном диапазоне со» 1р (1р - потенциал ионизации атома) изучалась в работе

16], где показано, что учет поляризационного канала приводит к своеобразному эффекту «раздевания» атома. Эффект заключается в том, что в результате интерференции поляризационного и статического каналов сечение ТИ быстрого электрона на атоме совпадает с сечением ТИ электрона на «голом» ядре. Заметим, что ситуация оказывается противоположной для ТИ позитрона на атоме, поскольку изменяется характер межканальной интерференции.

Следует также отметить работу [17], в которой впервые было показано, что учет поляризационного канала в ТИ протона на атоме приводит к опровержению бытовавшего представления о том, что тяжелая заряженная частица тормозным образом «не излучает». Оказалось, что в достаточно широком диапазоне частот (И со <{те/тр)Е1, Е1 - начальная энергия протона) сечение ТИ протона на атоме того же порядка величины, что и сечение ТИ электрона.

Поляризационные эффекты в излучении быстрой частицы в среде, аналогичные ПТИ, отмечались в литературе с начала 60-х годов. В этой связи упомянем работу С.П.Капицы [18], рассмотревшего излучение заряда, движущегося в неоднородной среде, которое является, по сути, прямым аналогом ПТИ на макроскопическом уровне. В этой работе спектральное сечение процесса было выражено через коэффициент экстинкции электромагнитного поля, пропорциональный квадрату поляризуемости рассеивающих элементов среды. Были исследованы поляризационные свойства данного излучение и указано на логарифмический рост его интенсивности по мере приближения к порогу черенковского излучения.

В условиях выполнения критерия Вавилова-Черенкова интенсивность ПТИ впервые рассчитывалась в статье [19] с использованием фотонной функции Грина в среде, содержащей диэлектрическую проницаемость. Было показано, что в рассматриваемом случае интенсивность на 1-2 порядка возрастает по сравнению с ПТИ в отсутствии черенковского резонанса, причем данное излучение имеет дипольную диаграмму направленности и может быть интерпретировано как рассеяние черенковских фотонов, сформировавшихся на связанных электронах атомов среды.

Аналог ПТИ на дебаевской сфере вокруг иона в плазме (оригинальное название - переходное ТИ) впервые был исследован Акопяном и Цытовичем в рамках классической электродинамики [20] для быстрых надтепловых плазменных электронов. Представление о переходном ТИ возникло в рамках более общей концепции переходного рассеяния [21]. Эта разновидность поляризационного канала может быть интерпретирована как переходное рассеяние собственного поля сталкивающихся частиц в плазме на поляризационном заряде, возникающем в процессе столкновения [22]. В отличие от переходного обычное ТИ в цитированных работах связывалось с комптоновским рассеянием собственных полей на плазменных зарядах. Термин «комптоновское» отражает тот факт, что избыток энергии в ходе процесса передается самой излучающей частице. Было показано [23], что переходное ТИ релятивистских электронов оказывается доминирующим каналом излучения плазмы в низкочастотном диапазоне & <(у0/\Те)й)ре, поскольку обычное ТИ в плазме подавлено эффектом плотности вплоть до частот порядка усоре. Здесь соре, уТе - соответственно плазменная частота и тепловая скорость плазменных электронов, Уо - скорость НЧ, у- релятивистский фактор НЧ.

Для тепловых плазменных электронов сечение переходного ТИ оказывается малым по сравнению с сечением обычного ТИ. Действительно, в этом случае НЧ излучает тормозной фотон в результате близкого соударения с плазменным ионом, когда имеет место сильное проникновение НЧ вглубь дебаевской сферы. Последнее приводит к потере когерентности в рассеянии собственного поля НЧ на электронном заряде дебаевской «шубы», что и подавляет амплитуду переходного ТИ. Если частота тормозного фотона близка к плазменной частоте, ПТИ в плазме приобретает резонансный характер (резонансное ПТИ), и соответствующее спектральное сечение, вычисленное с корректным учетом пространственной дисперсии, имеет узкий пик, а полная энергия резонансного ПТИ в у0с/\2Те раз превышает мощность нерезонансного процесса [24] (с - скорость света).

Единство физической природы переходного ТИ и ПТИ было продемонстрировано в [25] спустя 10 лет после первой опубликованной работы по переходному ТИ [20]. Полная физическая аналогия между ними была обоснована автором в рамках последовательного квантовомеханического подхода с использованием метода динамического форм-фактора плазменных компонент [26]. Поляризационные и интерференционные эффекты в ТИ для случая частично-ионизированной плазмы, когда поляризационный канал одновременно проходит на связанных электронах ионных остовов и на дебаевских сферах, изучались в работе [27]. Было показано, что эффект плотности, подавляющий обычное ТИ в низкочастотном диапазоне, отсутствует в случае ПТИ в плазме, и все влияние среды на соответствующее сечение проявляется лишь в подлогарифмическом выражении. Укажем также, что в случае не слишком плотной плазмы ПТИ на дебаевских сферах и на связанных электронах ионов сильно пространственно разделено, (поскольку дебаевский радиус существенно превышает характерный размер ионного остова), так что интерференция между ними отсутствует.

Поляризационное ТИ релятивистских частиц в плазме в присутствии магнитного поля и с учетом коллективных возбуждений рассчитывалось в статье [28]. В этой работе, в частности, было показано, что достаточно сильное магнитное поле, при котором циклотронный радиус электрона становится меньше дебаевского радиуса, приводит к подавлению ПТИ.

Многофотонный поляризационный тормозной эффект в плазме изучался в работе [29] с использованием самосогласованного поляризационного потенциала плазменного иона, помещенного в сильное переменное электрическом поле. Таким образом был автоматически учтен вклад обоих каналов в многофотонный тормозной эффект. В цитируемой работе были получены формулы для сечения процесса и выявлены области изменения параметров задачи, в которых поляризационный канал становился заметным на фоне статического. Проведенный расчет 10-фотонного тормозного эффекта показал, что поляризационная поправка вносит вклад порядка 16% в проинтегрированное по углам рассеяния электрона сечение процесса.

Как уже упоминалось, концепция ПТИ интенсивно развивалась группой проф. М.Я.Амусьи. В одной из первых, приоритетных работ на эту тему [30] было вычислено сечение поглощения фотона медленным электроном (энергии 0.01 и 0.09 Ry) на атоме аргона с учетом поляризуемости мишени. Дальнейшие работы этой группы по теории ПТИ, охватывающие большое разнообразие физических ситуаций, отражены в обзорах [31], [32], книге [33] и в уже упоминавшейся монографии [10]. Здесь уместно подчеркнуть важный вклад перечисленных авторов в развитие теории ПТИ, состоящий, прежде всего, в последовательном квантовомеханическом расчете сечения ПТИ быстрых частиц (электронов, позитронов, нейтральных атомов и т.д.), а также частиц промежуточных энергий на многоэлектронных системах (атомах, ионах и кластерах). В этих расчетах использовались современные теоретические и численные методы, что обусловило высокую достоверность полученных результатов и сделало их своего рода benchmark для развития более простых полуколичественных подходов к описанию ПТИ.

Важный вклад в теорию ПТИ был внесен Б.А.Зоном, (предложившим сам термин «поляризационное ТИ»), который получил поляризационное слагаемое в амплитуде ТИ, рассматривая неупругие переходы быстрых электронов, рассеивающихся на атомах в присутствии внешнего электромагнитного поля [34]. В результате использования приближения Борна-Бете сечение ПТИ быстрого электрона оказалось выраженным через дипольную динамическую поляризуемость атома-мишени, величину возникающую в ряде других физических явлений и поэтому достаточно хорошо изученную. Произведенный в [34] расчет позволил объяснить аномально низкий порог пробоя паров щелочных металлов. В работе [35] была продемонстрирована существенность вклада поляризационного канала в коэффициент поглощения инфракрасного излучения медленными электронами частично-ионизированной плазмы для атомов с отрицательной длиной рассеяния. Тормозной эффект при столкновении электрона с отрицательными ионами с учетом поляризационного канала был рассмотрен в [36]. Своеобразие ПТИ в этом случае связано с отсутствием дискретного спектра у внешнего электрона мишени, так что динамическая поляризуемость отрицательного иона определяется только виртуальными возбуждениями в непрерывный спектр [37]. В силу сказанного ПТИ на отрицательных ионах уже принципиально не может быть интерпретировано в терминах реального возбуждения связанных электронов мишени.

Теория ПТИ релятивистских заряженных частиц развивалось в работах [38], [39], [40]. Были обнаружены принципиально новые черты поляризационного канала по сравнению со статическим. Это прежде всего отсутствие узкой диаграммы направленности излучения релятивистского заряда и логарифмический рост спектрального сечения процесса с энергией НЧ (подробнее ниже). Существенной вехой в развитии концепции ПТИ стала работа Ишии и Мориты [41], в которой для объяснения экспериментальных данных по излучению протонов МэВ-ных энергий при их рассеянии на тонких алюминиевых пленках было привлечено понятие о ПТИ. Проведенный расчет позволил согласовать результаты измерений с теоретическими предсказаниями, что стало важным свидетельством существенности поляризационного канала в ТИ тяжелых заряженных частиц.

В работе [42] было рассчитано многофотонное тормозное излучение и поглощение быстрых электронов на нейтральных атомах, что явилось обобщением работы [34] на более точный учет многофотонных процессов по поляризационному каналу. При этом амплитуда п -фотонного ПТИ оказалась выраженной через тензор нелинейной восприимчивости атома, а полное сечение процесса в результате интерференции статического и поляризационного каналов содержало члены смешанного типа.

Метод кулоновской функции Грина был использован в статье [43] для расчета ПТИ борновского электрона на атоме водорода в широком частотном диапазоне вне рамок приближения Борна-Бете. Иными словами, был точно учтен переданный мишени импульс в ходе рассеяния собственного поля НЧ в реальный фотон на связанном электроне. Результаты данной работы можно также рассматривать как обобщение формулы для дипольной динамической поляризуемости атома водорода на недипольный случай.

В работе [44] полное ТИ, включающее статический и поляризационный каналы, исследовалось теоретически и экспериментально на атомах Хе в частотной области, соответствующей "гигантскому" резонансу в фотопоглощении ксенона, обусловленного 4й-подоболочкой. Было рассчитано дифференциальное сечение полного ТИ в борновском приближении по налетающему электрону, хотя и указывалась недостаточность последнего. Полное ТИ на той же мишени в спектральном диапазоне вблизи порога ионизации 4^-подоболочки экспериментально исследовалось в [45]. Теоретическая интерпретация результатов этой работы, проведенная в рамках т.н. низкочастотного приближения (справедливого в случае слабо-неупругого рассеяния), представлена в [46].

В работе [47] был рассмотрен новый тип релаксации возбужденных атомных состояний, при котором энергия электронного возбуждения трансформируется в фотон в результате наведения переменной поляризации в атомном остове. Была продемонстрирована важность данного процесса для кинетики населенностей уровней.

Понятие поляризационного излучения, т.е. вклада динамической поляризации мишени в радиационный процесс, привлекалось также для расчета спектральной интенсивности запрещенных переходов в ионах плазмы [48]. В цитируемой работе было получено универсальное описание спектральной интенсивности запрещенных линий, которое включает статический и ударный пределы. Соответствующее уширение линии рассматривалось как нерезонансное рамановское рассеяние эквивалентных фотонов Ферми собственного поля одной из сталкивающихся частиц на электронном остове излучающего иона. В результате было показано, что интенсивность излучения запрещенных линий вследствие электронных соударений в горячей плазме может конкурировать с аналогичным процессом, вызванным статическим полем ионов.

В работах [49] анализ экспериментальных данных по потерям энергии электронами при их рассеянии на малые углы на атомах гелия в лазерном поле указывает на необходимость учета поляризационного канала при рассмотрении эффекта в условиях проведенных экспериментов.

Расчет двухфотонного вынужденного ТИ в рамках теории возмущений для рассеяния быстрого электрона на атоме водорода в присутствии слабого лазерного поля был сделан в работе [50] с учетом виртуального одно- и двухфотонного возбуждения мишени (т.е. поляризационных эффектов). Отмечалась важность этих возбуждений для случая, когда атом остается в своем основном состоянии после рассеяния электрона.

Коллективные и интерференционные эффекты, обусловленные наличием поляризационного канала, в ТИ релятивистского электрона в конденсированной среде в высокочастотном диапазоне со » I р изучались в [51]. В частности, был предсказан эффект плотности в ПТИ релятивистского электрона в аморфной среде, вызванный деструктивной интерференцией вкладов от различных атомов [52]. Данный цикл работ получил свое подтверждение в экспериментах на ускорителях. Отметим в этой связи работу [53], в которой экспериментально исследовано когерентное ПТИ и обнаружен эффект интерференции статического и поляризационного каналов когерентного ТИ для релятивистского электрона, рассеивающегося на атомных плоскостях в кристалле.

Обзор результатов расчетов ПТИ на атомах и кластерах в рамках приближения случайных фаз с обменом дан в [32]. Отметим недавнюю работу этих авторов [54], в которой квантовомеханический расчет ТИ с учетом поляризационного канала был выполнен для атомов водорода и криптона в широком спектральном диапазоне. Здесь рассматривались электроны киловольтных энергий в рамках приближения искаженных плоских волн и 1-го борновского приближения.

В работе [55], используя крамерсовскую электродинамику [56] и дипольное приближения по взаимодействию НЧ с ионным остовом, было получено универсальное описание многофотонного ТИ электронов на ионах с остовом в околорезонансном лазерном поле с учетом вклада обычного и поляризационного каналов. Соответствующая формула для сечения процесса допускает предельные переходы как к борновскому приближению в случае быстрых НЧ, так и к квазиклассическому приближению для медленных НЧ.

Кроме того, в [57] было показано, что в дипольном приближении по взаимодействию НЧ с ионным остовом межканальная интерференция приводит к резкой асимметрии спектрального сечения процесса, степень которой зависит от интенсивности околорезонансного электромагнитного поля.

Поляризационный канал в фоторекомбинации электронов на ионах с остовом был впервые рассмотрен в статье [58] в рамках статистической модели для поляризуемости ионного остова [59] и дипольного приближения по взаимодействию рекомбинирующего электрона с ионом. Более точное рассмотрение [60] показывает, что оба указанные приближения достаточно грубы, но передают, тем не менее, качественную картину процесса.

Роль поляризационного канала в ТИ электронов и позитронов с энергией 1-25 кэВ на атомах водорода и криптона в широком диапазоне частот исследовалась в работе [54]. Расчеты спектрального сечения процесса на атоме водорода, находящегося в 1з-, 2б~, Зб-состояниях, были проведены с использованием замкнутого выражения для обобщенной поляризуемости возбужденных состояний, полученного методом кулоновской функции Грина. Сечение ПТИ на атоме криптона вычислялось в приближении случайных фаз с обменом и с учетом дипольных переходов из всех атомных оболочек. В результате была продемонстрирована важная роль поляризационного канала в формировании полного спектра ТИ.

Дипольное приближение по взаимодействию НЧ и связанных электронов ионного остатка в околорезонансном ТИ было преодолено в работе [61] в рамках квазиклассического рассмотрения движения НЧ и обобщено на квантовый случай в [62]. Учет недипольности привел к обнаружению нового эффекта: зависимости формы спектрального сечения околорезонансного ТИ электрона на ионе с остовом от угла между вектором начальной скорости НЧ и вектором электрического поля в излучении. Асимметрия формы линии и интерференционный провал в низкочастотном крыле возникают для перпендикулярной взаимной ориентации этих векторов и оказываются сильно редуцированными для параллельной.

Классическая и квантовая теория ПТИ развивалась в работе [60] в модели локальной электронной плотности, когда динамическая поляризуемость мишени вычисляется в плазменном приближении [63]. Данный подход был применен к расчету ТИ тепловых электронов на ионах в плазме, т.е. к случаю, наиболее актуальному с точки зрения практических приложений. Конкретные расчеты проводились для аргоноподобного иона KII. Квантовое (по движению НЧ) рассмотрение обнаружило важную роль поляризационных и интерференционных эффектов в ТИ при существенно-неупругом рассеянии электронов на ионах.

В недавней диссертации [64], посвященной ПТИ на внутренних оболочках атомов, помимо электронного механизма было рассмотрено ТИ протона на атомах алюминия и натрия. В результате проведенного анализа удалось выявить особенность Бете в зависимости сечения ПТИ от скорости НЧ. Разработана теория ПТИ, учитывающая релятивистскую динамику электронов внутренних оболочек, и установлен закон подобия сечений ПТИ на внутренних оболочках атомов. Заметим, что скэйлинг здесь носит водородоподобный характер.

Теория ПТИ быстрых заряженных частиц на томас-фермиевском атоме была развита в статье [65]. Было в частности установлено, что сечение ТИ в борновском приближении выражается через приведенное сечение, обладающее приближенным скэйлингом по параметру у = со/Z, где Z - заряд ядра атома-мишени. Сравнение модуля динамической поляризуемости атома Томаса-Ферми, вычисленного в локальном плазменном приближении, с результатами квантовомеханического расчета работы [54] для атома криптона показало хорошую точность используемого метода в особенности для значений безразмерного параметра у >2.

Некогерентное ПТИ, протекающее с ионизацией мишени, рассчитывалось в [66] с использованием комптоновского профиля электронных подоболочек [67]. В статье [66] было получено также выражение для сечения упругого (когерентного ПТИ) с выделенным вкладом внутренних электронов мишени в рамках водородоподобного скейлинга. Выведенные формулы применялись для расчета ПТИ протона в высокочастотном диапазоне со »I .

В заключении краткого литературного обзора работ по ПТИ отметим статью [9], в которой было рассчитано ТИ медленных электронов на ионах во внешнем электромагнитном поле вне рамок теории возмущений по взаимодействию поля с электроном и ионом. Процесс, рассмотренный в данной работе, представляет собой реализацию другого типа многоканального ТИ, при котором под действием внешнего электромагнитного поля через дискретный спектр иона «прокачивается» рассеивающийся электрон, а не виртуальный фотон, как в случае ПТИ.

Актуальность 2-й группы эффектов - фотоионизации в бихроматическом лазерном поле и фотонаведенного двулучепреломления - обусловлена новыми перспективами, открывающимися в связи с развитием техники генерации гармоник и параметрических усилителей излучения, в частности, с возможностью контроля разности фаз между монохроматическими составляющими мультицветового лазерного поля [68].

Идея использования фазового контроля динамики фотопроцессов за счет явления квантовой интерференции амплитуд была высказана в работе [69].

Теоретически и экспериментально полярная асимметрия внешнего фотоэффекта с поверхности фотокатода в бихроматическом лазерном поле впервые исследовалась отечественными авторами в [70]. Аналогичное явление на атомарном натрии в возбужденном состоянии наблюдалось в [71].

Измерения углового распределения фотоэлектронов при фотоионизации атомарного рубидия под действием бихроматического излучения были проведены в [72].

Когерентный контроль фототока в объемном полупроводнике в результате межзонных переходов носителей при одно- и двухфотонном поглощении излучения теоретически исследовался в работе [73]. В ней было показано, что межзонные переходы в объемном полупроводнике, включающие одно- и двухфотонное поглощение, приводят к генерации электрического тока, направление которого может контролироваться путем изменения относительной разности фаз в возбуждающих лучах. Соответствующий эксперимент был поставлен в работе [74] с использованием излучения на длинах волн 0.775 мкм и 1.55 мкм. В [74] л при комнатной температуре наблюдался фототок плотностью 3 нА/мкм в объемном образце СаАз в результате квантовой интерференции одно- и двухквантовых переходов. Направление фототока контролировалось с помощью изменения разности фаз между монохроматическим компонентами возбуждающего излучения. Плотность инжектированных носителей составляла 1014 см"3 при пиковой мощности излучения 18 МВт/см2.

Фазовый оптический контроль когерентной динамики электронов в металлах экспериментально изучался в [75] на примере двухфотонной эмиссии электронов с поверхности меди под действием пары фемтосекундных лазерных импульсов с фиксированной временной задержкой.

Фотоотрыв электронов от отрицательных ионов рассчитывался в статье [76].

Отметим, что рассмотренный в диссертации фотоэффект с поверхности металлов под действием бихроматического поля представляет собой не только чисто "академический", но и определенный практический интерес. Действительно, использование фототока с поверхности металлов под действием интенсивного лазерного излучения представляется перспективным в контексте создания эффективного источника импульсного электронного тока высокой плотности [77]. Использование полупроводниковых фотокатодов для этих целей затруднено сильной термоионной эмиссией, приводящей к уменьшению плотности импульсного тока и повреждению фотокатода. Использование бихроматического поля позволяет осуществить фазовый контроль поверхностного фототока, что открывает новые возможности управления электронным пучком.

Исследование 3-й группы интерференционных явлений - квантовых биений в сигналах фемтосекундного фотонного эха на нанокристаллах -представляет несомненный интерес в связи с необходимостью анализа перспектив использования техники фемтосекундных импульсов и передовых технологий получения наноструктур в оптических методах записи и обработки информации.

С другой стороны, фотонное эхо может служить весьма чувствительным средством исследования самих наноструктур.

Соответствующие эксперименты были проведены в работе [78]. В них исследовалось влияние квантового конфайнмента на свойства элементарных возбуждений в нанокристаллах в присутствии сильной электрон-вибронной связи.

В настоящей диссертации исследуются интерференционные эффекты в сигналах фемтосекундного фотонного эха, обусловленные одновременным возбуждением близких экситонных состояний, как раз для нанокристаллов, ранее изучавшихся экспериментально и для которых также имеются необходимые сведения об их оптических характеристиках (энергиях и силах осцилляторов экситонных возбуждений как функциях размера нанокристалла) [79].

Итак, цели работы могут быть сформулированы в виде следующих положений:

- развитие теории поляризационного ТИ (ПТИ) быстрых частиц на атомах и в среде; исследование поляризационно-интерференционных эффектов, возникающих при сильно-неупругом рассеянии электронов на мишенях с остовом, включая околорезонансный тормозной эффект;

- расчет и анализ фазовых и поляризационных зависимостей в процессах фотоионизации атомов и в явлении поверхностного фотоэффекта под действием бихроматического лазерного поля;

- исследование интерференционных эффектов в сигнале фемтосекундного фотонного эха в нанокристаллах.

Основные результаты работы сформулированы в виде следующих положений, выносимых на защиту:

1. Последовательное квантово-электродинамическое описание ПТИ релятивистской заряженной частицы на атоме в частотном диапазоне со <те, на основании которого исследованы частотные, угловые и поляризационные зависимости сечения ПТИ. В частности, показано наличие нового спектрального интервала, (отсутствующего в нерелятивистском случае), в котором возможна компенсация переданного от НЧ импульса за счет импульса излучаемого фотона, в результате чего возникает частотная зависимость углового распределения излучения, так что для (о > ра ПТИ приобретает направленность.

2. Универсальное описание ПТИ быстрой борновской заряженной частицы на многоэлектронном атоме в рамках статистической модели в широком диапазоне частот, позволившее, в частности, установить закон подобия (скейлинг) для сечения ПТИ по параметру со/2 {2 - заряд ядра).

3. Микроскопическое описание ПТИ на дебаевском облаке вокруг иона в плазме, данное с помощью метода динамического форм-фактора плазменных компонент, в результате чего: доказана единая физическая природа ПТИ на дебаевской сфере и переходного излучения частиц в плазме, установлено отсутствие эффекта плотности для ПТИ релятивистской заряженной частицы в идеальной плазме, описана интерференция вкладов в ПТИ от связанных и плазменных электронов, существенная для случая вырожденной плазмы.

4. Новый метод приближенного описания ТИ на многоэлектронных системах, базирующийся на локальной плазменной модели для поляризуемости мишени, учитывающий вклад статического и поляризационного каналов, а также эффекты проникновения НЧ в остов рассеивателя. На основании данного метода: доказана существенность вклада поляризационного канала в сечение ТИ при сильно-неупругом рассеянии налетающего электрона; показано, что максимум спектрального сечения ПТИ приходится на частоты порядка потенциала ионизации многоэлектронной подоболочки мишени, а ширина данного максимума растет с ростом степени неупругости процесса; выявлено, что интерференция каналов ТИ наиболее существенна (~60%) вблизи потенциала ионизации иона-мишени, причем в низкочастотном диапазоне интерференция носит деструктивный характер, а для со > Iр конструктивный, величина интерференционных эффектов в высокочастотном диапазоне возрастает с ростом степени неупругости ТИ. На основании предложенного метода сконструировано обобщенное вращательное приближение для оценки поляризационных эффектов в сильно-неупругом ТИ квазиклассических электронов. В рамках этого приближения установлено существование оптимального заряда иона-мишени, при котором вклад поляризационного канала в спектральное сечение ТИ максимален на характерной частоте, кратной потенциалу ионизации иона Томаса-Ферми.

5. Теория околорезонансного тормозного эффекта в интенсивном внешнем поле, включая многофотонный процесс. На основании развитого подхода предсказано наличие асимметрии формы линии спектрального сечения околорезонансного ТИ при сильно-неупругом рассеянии электронов на ионах с остовом, обусловленной интерференцией статического и поляризационного каналов, а также зависимость данной асимметрии от интенсивности внешнего излучения. Обнаружена зависимость спектральной формы линии сечения околорезонансного сильно-неупругого ТИ от взаимной ориентации вектора начальной скорости НЧ и вектора электрического поля в околорезонансном излучении. Показано, что в случае перпендикулярной ориентации интерференционные эффекты максимальны, а в случае параллельной - сильно редуцированы. Предсказан эффект "инверсии" асимметрии формы линии в спектрально-угловом сечении околорезонансного ТИ, обусловленный изменением характера интерференции статического и поляризационного каналов при увеличении угла рассеяния НЧ вследствие недипольности поляризационного потенциала.

Предсказано возникновение интерференционных "провалов" в зависимости сечения околорезонансного вынужденного ТИ от интенсивности внешнего поля в низкочастотном крыле резонирующего перехода.

6. Установлена и исследована зависимость фазовых интерференционных эффектов в фотоионизации атома бихроматическим лазерных полем от поляризации монохроматических компонент излучения. Выявлена сильная амплитудная модуляция фототока в явлении поверхностного фотоэффекта под действием бихроматического лазерного поля с контролируемой разностью фаз между его составляющими. Продемонстрирована высокая точность фазового метода контроля поверхности металлических покрытий на основе компенсации модуляции фототока в бихроматическом лазерном поле.

7. Предсказано возникновение интерференционных биений в сигнале фемтосекундного фотонного эха на нанокристаллах в результате наложения вкладов в эхо-сигнал близких квантоворазмерных экситонных состояний. Обнаружена зависимость этих биений от характера функции распределения нанокристаллов по радиусам.

Все результаты приведенные в диссертации получены лично автором либо при его непосредственном и существенном участии.

Лично автором были обнаружены и детально проанализированы особенности околорезонансного тормозного эффекта при сильно-неупругом рассеянии электронов промежуточных энергий на ионах с остовом; предложен и развит эффективный метод описания ПТИ тепловых электронов в рамках локальной плазменной модели для поляризуемости электронной подсистемы мишени; применен последовательный микроскопический подход к описанию ПТИ борновской частицы в плазме с использованием метода динамического форм-фактора; детально изучены фазовые и поляризационные характеристики фотоэффекта в бихроматическом лазерной поле; обнаружен и рассчитан эффект интерференционных биений в сигнале фемтосекундного фотонного эха на нанокристаллах.

Многофотонное околорезонансное ПТИ в дипольном по взаимодействию налетающей частицы с ионом-мишенью и квазиклассическом приближениях было исследовано совместно с А.Б.Кукушкиным; поверхностный фотоэффект в бихроматическом лазерном поле в модели "зоммерфельдовского скачка" изучался совместно с В.М.Буймистровым, ряд результатов по поляризационному каналу ТИ в плазме в приближении локальной электронной плотности был получен совместно с В.С.Лисицей.

Выполненные в диссертации исследования поляризационного механизма в столкновительно-излучательных процессах и его интерференции с традиционным (статическим) каналом при сильно-неупругом рассеянии электронов на ионах и атомах можно квалифицировать как новое крупное достижение в развитии теории поляризационного тормозного излучения.

Основные результаты диссертационной работы докладывались на Межд. конф. по форме спектральных линий (Франция 1992, Торонто 1994, Флоренция 1996, Пенсильвания 1998, Берлин 2000), Межд. конф. по сверхбыстрым процессам в спектроскопии (Триест 1995), Межд. конф. по многофотонным процессам (Гармиш-Партенкирхен 1996), Межд. конф. по современным приборам и материалам (Корея 1996), Межд. конф. по применению ускорителей в исследованиях и индустрии (Техас 1996), Межд. конф. по поляризационным эффектам в лазерной спектроскопии

Торонто 1997), Межд. конф. по передовым лазерным технологиям (Лимож 1997) Межд. конф. по нелинейной оптике на границах разделов сред (Берлин 1998), Межд. конф. по атомной физике (Онтарио 1998), а также на Всесоюзной конф. по перестраиваемым лазерам (Новосибирск 1983), Рабочих группах по поляризационному тормозному излучению (Лиелуппе 1985), (Сочи 1987), научных конф. МФТИ (1984-1999), на научных семинарах в НИИ "Полюс", МГУ, ФИАН, ИОФАН, РНЦ "Курчатовский институт", ВГУ, МФТИ.

Материалы диссертации опубликованы в ведущих отечественных и зарубежных журналах и сборниках, тезисах докладов и трудах конференций. Часть материала из первых двух глав диссертации вошла в монографию [10], четыре главы диссертации отражены в обзоре [152].

Научные результаты диссертации изложены в шести главах.

Первая глава диссертации "Поляризационное тормозное излучение релятивистской заряженной частицы на атоме" посвящена исследованию в рамках первого борновского приближения поляризационного механизма тормозного излучения при рассеянии релятивистской заряженной частицы на атоме в широком диапазоне у частот излучаемого фотона (Йсо < тс ) с учетом возможного возбуждения и ионизации атома и недипольности его взаимодействия с налетающей частицей.

В разделе 1.1 в рамках последовательного квантово-электродинамического подхода и 1 -го борновского приближения по взаимодействию налетающей частицы с атомом-мишенью выводится амплитуда тормозного излучения релятивистского электрона на водородоподобном атоме с учетом обычного (статического) и поляризационного каналов процесса и возможного возбуждения связанного электрона.

В разделе 1.2 результаты предыдущего параграфа обобщаются на случай многоэлектронного атома. С этой целью обосновывается возможность замены НЧ при фиксированном рассеянии создаваемым ею электромагнитным полем, что можно рассматривать также как вывод из первых принципов метода эквивалентных фотонов Ферми. В разделе 1.3 выведенные в предыдущих пунктах амплитуды используются для получения полного сечения ТИ релятивистской НЧ на атоме, которое учитывает вклады обоих каналов, их интерференцию, недипольность взаимодействия НЧ с электронным остовом мишени и возможное возбуждение (и ионизацию) атома в ходе ТИ. В разделе 1.4 метод локальной плазменной частоты для поляризуемости мишени применен для описания ПТИ борновской частицы на атоме. В приближении Борна-Бете и с использованием статистической модели Томаса-Ферми для электронной плотности атомного остова получена универсальная частотная зависимость ^-фактора, величины, описывающей отношение вкладов поляризационного и статического каналов. В разделе 1.5 получено универсальное описание ПТИ с возбуждением и ионизацией мишени (некогерентное ПТИ) быстрой заряженной частицы на многоэлектронном атоме. Сечение процесса выражено через комптоновский профиль рассеяния рентгеновских лучей, для которого имеется обширная база расчетных данных.

Во второй главе диссертации "Поляризационное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на ионах и атомах в плазме''' впервые применен последовательный микроскопический подход к описанию поляризационного канала ТИ быстрой заряженной частицы в плазме.

В разделе 2.1 получено выражение для сечения ПТИ борновской НЧ на ионе в плазме, учитывающее вклад плазменных и связанных электронов ионов, через динамические форм-факторы плазменных компонент и тензор рассеяния электромагнитного поля на ионном остове. Влияние среды на электромагнитное поля заряженной частицы учтено при помощи соответствующего выбора фотонного пропагатора.

В разделе 2.2 подробно проанализировано ПТИ борновской заряженной частицы на делокализованных плазменных электронах. Показано, что в таком процессе избыток энергии импульса может передаваться либо (1) электронной подсистеме - рассеяние виртуального фотона собственного поля НЧ на флуктуациях электронного заряда, либо (2) ионной компоненте, в этом случае виртуальный фотон рассеивается на дебаевской "шубе", экранирующей заряд иона в плазме.

Вклад связанных электронов плазменных ионов в ПТИ анализируется в разделе 2.3. В этом случае избыток энергии-импульса передается ядру иона, а рассеяние виртуальных фотонов собственного поля НЧ происходит на его электронном остове. Показано, что влияние среды на сечение процесса (для случая не слишком плотной плазмы) сказывается только в логарифмическом множителе.

Третья глава "Поляризационно-интерференционные эффекты в тормозном излучении тепловых электронов в рамках локального плазменного подхода к поляризуемости мишени'''' посвящена исследованию поляризационного канала ТИ и его взаимодействия со статическим каналом при сильно-неупругом рассеянии плазменных электронов тепловых энергий на ионах с остовом. Для описания поляризуемости ионного остова используется приближенная локально-плазменная модель, ранее с успехом применявшаяся в расчетах фотоэффекта на многоэлектронных атомах [63].

В разделе 3.1 в рамках локального плазменного подхода выводятся основные соотношения, используемые в дальнейшем анализе поляризационно-интерференционных эффектов при сильно-неупругом рассеянии тепловых электронов.

В разделе 3.2 поляризационный канал ТИ исследуется в приближении классического движения НЧ. В начале параграфа обосновывается применимость квазиклассического приближения для тепловых энергий плазменных электронов (Т = ту2/2 » 1/3).

Раздел 3.3 посвящен анализу поляризационно-интерференционных эффектов в высокочастотном пределе и расчету полных тормозных потерь.

В разделе 3.4 дается описание поляризационных эффектов в рамках обобщенного вращательного приближения.

Раздел 3.5 посвящен квантовому (по движению НЧ) анализу поляризационно-интерференционных эффектов в ТИ на многоэлектронном ионе при сильно-неупругом рассеянии электрона в рамках локальной плазменной модели ионного остова.

Четвертая глава диссертации "Околорезонансный тормозной эффект на ионах с остовом при сильно-неупругом рассеянии электронов'' посвящена исследованию интерференционно-поляризационных эффектов в сильно-неупругом рассеянии электронов во внешнем электромагнитном поле, частота которого близка одной из собственных частот ионного остова. В этом случае в выражении для поляризуемости мишени можно ограничиться вкладом одного, резонансного перехода. В то же время отстройка от резонанса предполагается достаточно большой так, что можно пренебречь реальным возбуждением остова.

В разделе 4.1 околорезонансный тормозной эффект, в том числе многофотонный, исследуется для квазиклассической НЧ в дипольном приближении по ее взаимодействию с остовом мишени.

Раздел 4.2 посвящен исследованию околорезонансного ТИ квазиклассических электронов при сильно-неупругом рассеянии на ионах с учетом проникновения НЧ в остов мишени.

В разделе 4.3 поляризационно-интерференционные явления в околорезонансном сильно-неупругом ВТИ исследуются в рамках квантового описания движения НЧ.

Пятая глава диссертации "Интерференционные и поляризационные явления при взаимодействии дихроматического излучения с веществом''' посвящена анализу фазовых и поляризационных зависимостей в фотоионизации атомов и в поверхностном фотоэффекте под действием бихроматического лазерного поля, являющегося когерентной смесью излучения на основной частоте и его второй гармоники. Исследуется также явление фотонаведенного двулучепреломления излучения на основной частоте, вызванного фотоионизацией осесимметричных центров окраски в кубическом кристалле под действием второй гармоники.

В разделе 5.1 рассчитаны и проанализированы особенности углового распределения фототока, возникающего в результате фотоионизации атома под действием бихроматического излучения с контролируемой поляризацией монохроматических компонент.

В разделе 5.2 рассчитывается поверхностный фотоэффект в бихроматическом лазерном поле с контролируемой разностью фаз в простейшем приближении "зоммерфельдовского скачка" для поверхностного потенциала металла.

Раздел 5.3 посвящен анализу влияния пространственной ширины поверхностного потенциального барьера на основные характеристики одно- и двухквантового эффекта с поверхности металла.

В разделе 5.4 в рамках простейшей модели проведен анализ принципиальной возможности использования фазовых зависимостей фототока в бихроматическом поле для диагностики поверхности металла.

Раздел 5.5 посвящен теоретическому анализу явления фотонаведенного двулучепреломления в кубических (щелочно-галоидных) кристаллах, содержащих осесимметричные центры окраски.

В шестой главе диссертации " Фемтосекундное фотонное эхо на нанокристаллах" изучается фотонное эхо, обусловленное одновременным когерентным возбуждением двух квантоворазмерных экситонных переходов в полупроводниковых нанокристаллах под воздействием фемтосекундных лазерных импульсов.

В разделе 6.1 получены основные выражения, описывающие рассматриваемый процесс с учетом сильного электрон-вибронного взаимодействия.

В разделе 6.2 на основании полученных в предыдущем параграфе выражений проанализированы интерференционные особенности во временных зависимостях сигналов трех- и двухимпульсного фотонного эха на нанокристаллах Cd.Se, для которых в литературе имеются рассчитанные параметры экситонных переходов.

В Заключении приведены основные результаты диссертации.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ 6-й ГЛАВЫ

Рассчитаны и проанализированы временные особенности в сигналах двух- и трехимпульсного фотонного эха на полупроводниковых нанокристаллах, возбуждаемых фемтосекундными лазерными импульсами. Эти особенности обусловлены интерференцией амплитуд процесса, связанных с различными экситонными переходами в нанокристалле. Учтено влияние сильной электрон-фононной связи, а также (в случае двухимпульсного фотонного эха) зависимость времени необратимой дефазировки экситонного перехода от размера нанокристалла и конечная длительность лазерных импульсов. Для двухимпульсного фотонного эха изучена зависимость временной формы эхо-сигнала от типа распределения нанокристаллов по радиусам.

В результате проведенного рассмотрения установлено, что:

- для уже изучавшихся в эксперименте нанокристаллов возможно наблюдение квантовых биений в сигнале фотонного эха, вызванных когерентным возбуждением нескольких квантоворазмерных экситонных состояний;

- частота интерференционных биений в эхо-сигнале равна частотной разности одновременно возбужденных экситонных переходов в нанокристалле;

- глубина модуляции сигнала трехимпульсного фотонного эха вследствие наличия квантовых биений существенно определяется длительностью временного интервала между вторым и третьим лазерными импульсами О23), в частности, если 71/(021 ((£>21 - частота биения), квантовые биения отсутствуют;

- период интерференционного биения и время его релаксации уменьшаются с уменьшением среднего размера нанокристалла в образце, поэтому частота и время затухания квантовых биений в эхо-сигнале могут служить мерой величины среднего размера нанокристалла и его дисперсии;

- интерференционные черты во временной форме эхо-сигнала зависят от типа распределения нанокристаллов по радиусам в рассматриваемом образце.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

На основании проведенного в диссертации теоретического исследования поляризационных и интерференционных эффектов в ряде излучательных процессов получены следующие основные результаты:

1. В рамках последовательного квантово-электродинамического подхода дан вывод сечения ПТИ релятивистской заряженной частицы на одноэлектронном атоме. Осуществлен предельный переход к случаю нерелятивистского связанного электрона.

2. Для ПТИ быстрой НЧ на многоэлектронном атоме обоснован метод эквивалентных фотонов Ферми и получено сечение процесса с учетом возбуждения мишени.

В высокочастотном пределе дано представление сечения через динамический форм-фактор подсистемы связанных электронов. Для релятивистской НЧ обнаружено сужение угловой направленности излучения по поляризационному каналу в частотном диапазоне ра « со « у1 ра, связанное с существенностью частичной компенсации переданного мишени в ходе ТИ импульса за счет импульса фотона.

В борновском приближении по движению НЧ и в модели Брандта-Лундквиста для поляризуемости электронного остова мишени получено выражение для сечения ПТИ в виде функционала локальной плотности связанных электронов. С использованием модели Томаса-Ферми для электронной плотности атома показано, что спектральный ^-фактор -отношение сечений ТИ по поляризационному и обычному (статическому) каналам - достигает своего максимального значения (порядка единицы) на частоте Нсотах заряд ядра атома).

3. Дано универсальное описание некогерентного ПТИ (радиационной ионизации) быстрой заряженной частицы на многоэлектронном атоме на основании обнаруженного приближенного скейлинга приведенного хартри-фоковского профиля рассеяния рентгеновских лучей, для которого имеется обширная база данных [67], что позволяет проводить расчеты соответствующих сечений для всех возможных нейтральных атомов.

4. Развит последовательный микроскопический подход к описанию ПТИ быстрой заряженной частицы в частично-ионизированной плазме. Получено выражение для сечения процесса через динамические форм-факторы плазменных компонент. Доказана тождественность переходного тормозного излучения и ПТИ на дебаевской "шубе" иона. Показано, что влияние среды на фазовую скорость фотона приводит к изменению аргумента логарифма в сечении ПТИ релятивистской частицы, а эффект плотности в предлогарифмическом множителе, характерный для статического канала, отсутствует.

5. Исследованы интерференционные эффекты в ПТИ быстрой НЧ в частично-ионизированной плазме. Показано, что роль интерференции вкладов в процесс от плазменных и связанных электронов для идеальной плазмы мала в том числе и для релятивистской заряженной частицы, (когда соответствующие частотные зависимости могут перекрываться), вследствие разделения этих вкладов по углу рассеяния НЧ.

6. Развита теория ПТИ при сильно-неупругом рассеянии электронов промежуточных и малых энергий на тяжелых ионах с остовом в рамках модели локальной плазменной частоты для поляризуемости мишени. Сконструировано обобщенное вращательное приближение для описания ПТИ квазиклассических электронов. В рамках этого приближения вычислены полные энергетические потери НЧ на ТИ и показано существование оптимального заряда иона, при котором относительный вклад поляризационного канала в сечение ТИ максимален.

7. В приближении Брандта-Лундквиста для поляризуемости мишени дан квантовый (по движению НЧ) анализ полного ТИ при сильно-неупругом рассеянии тепловых электронов на тяжелых ионах в плазме. Показано, что вклад поляризационного канала максимален на частоте порядка потенциала ионизации внешней электронной оболочки, при этом соответствующий Л-фактор изменяется в пределах 2-3. С ростом частоты излучения вклад поляризационного канала резко падает вследствие эффектов проникновения НЧ в остов мишени. Интерференция каналов наиболее существенна вблизи потенциала ионизации внешней электронной оболочки, причем для низких частот она носит деструктивный, а для высоких частот - конструктивный характер. Относительная величина интерференционных эффектов для НЧ пороговых энергий порядка 60%. Роль интерференции каналов уменьшается с уменьшением степени неупругости процесса.

8. Построена теория сильно-неупругого рассеяния электронов промежуточных энергий на ионах с остовом в околорезонансном электромагнитном поле, включая многофотонный тормозной эффект и влияние тонкого расщепления верхнего резонирующего уровня. Показано, что интерференция каналов приводит к асимметрии спектральной формы сечения процесса, которая существенно зависит от интенсивности околорезонансного излучения для достаточно интенсивных полей.

9. Детально исследована роль эффектов проникновения НЧ в электронный остов иона в околорезонансном сильно-неупругом рассеянии электронов. Показано наличие эффекта "инверсии асимметрии" спектральной формы линии в дифференциальном по углу рассеяния НЧ сечении. Обнаружена зависимость спектральной формы линии процесса от угла между вектором внешнего поля и вектором начальной скорости НЧ, обусловленная взаимным влиянием интерференции каналов и эффектов проникновения

НЧ в остов иона. Показано, что интерференционные эффекты в спектральном сечении неупругого рассеяния существенны при перпендикулярной ориентации и редуцированы для параллельной ориентации вектора поля излучения по отношению к вектору начальной скорости НЧ.

10. Развит квантовый (по движению НЧ) подход к описанию околорезонансного сильно-неупругого рассеяния электронов промежуточных энергий, в рамках которого исследованы обменные эффекты и зависимость сечения процесса от "знака" неупругости рассеяния (излучение/поглощение фотона). Показано, что интерференционные "провалы" в спектральном сечении неупругого рассеяния имеют место для излучения фотона и редуцированы при поглощении фотона. Эволюция асимметрии спектральной формы линии в дифференциальном по углу рассеяния НЧ сечении с ростом угла рассеяния существенно зависит от поляризации околорезонансного электромагнитного поля.

11. Обнаружена и проанализирована поляризационная зависимость атомного фотоэффекта в бихроматическом лазерном поле. Показано, что с помощью изменения поляризационного состояния одной из монохроматических компонент можно эффективно "управлять" угловым распределением фотоэлектронов.

12. В рамках модели "зоммерфельдовского скачка" построена теория поверхностного фотоэффекта в бихроматическом поле. Проанализированы спектральные, фазовые и амплитудные зависимости фототока. Изучены принципиальные возможности фазово-компенсационного метода диагностики поверхности металла с помощью рассматриваемого явления.

13. Исследовано влияние пространственной ширины поверхностного потенциального барьера на амплитуды одно- и двухквантового поверхностного фотоэффекта. Показано слабое влияние формы поверхностного потенциала на интерференционные особенности фотоэффекта в бихроматическом поле для пороговых значений частоты в высокочастотной монохроматической составляющей излучения.

14. В рамках двухступенчатой ионизационной модели дано теоретическое описание фотонаведенного двулучепреломления в кубических кристаллах с осесимметричными центрами окраски. Установлены основные зависимости оптических характеристик среды в канале луча накачки от поляризации ионизирующего излучения, которые оказались в полном соответствии с имеющимися экспериментальными данными.

15. Рассчитаны и проанализированы временные зависимости сигналов двух- и трехимпульсного фотонного эха, возникающих в результате возбуждения квантоворазмерных экситонных состояний в нанокристаллах под воздействием фемтосекундных лазерных импульсов. Показано, что вследствие интерференции вкладов различных экситонных переходов с близкими собственными частотами и силами осцилляторов временные характеристики эхо-сигналов содержат квантовые биения. Частота и амплитуда этих биений зависят от среднего размера нанокристалла в образце и типа распределения нанокристаллов по радиусам.

В заключении автор считает своим приятным долгом выразить искреннюю благодарность Буймистрову В.М. за постановку ряда задач, рассмотренных в диссертации, постоянное внимание к работе и многочисленные полезные дискуссии. Автор также благодарен своим друзьям и коллегам за многолетнее сотрудничество по исследованию поляризационного тормозного излучения: Кротову Ю.А., Кукушкину А.Б., Лисице B.C.

1.Bethe Н., Heitler W. On stopping of fast particles and on creation of positive electrons. - Proc. Roy. Soc. London A. 1934, v.146, pp.83-95.

2. Mott N.F. and Massey H.S.W. The theory of atomic collisions. Oxford. 1973.

3. Амусья М.Я. Атомный фотоэффект. M.: Наука, 1987, с. 272.

4. Берсукер И.Б. К учету влияния остова на переходы оптических электронов. Оптика и спектроскопия. 1957, т. 2, с.97-103.

5. Бейгман И.Л., Вайнштейн Л.А., Шевелько В.П. Влияние поляризации атомного остатка на силы осцилляторов и сечения фотоионизации атомов щелочных элементов. Оптика и спектроскопия. 1970, т.28, вып.З. с.425-430.

6. Chichkov B.N., Shevelko V.P. Dipole transitions in atoms and ions with one valence electron. Physica Scripta. 1981, v.23. pp. 1055-1065.

7. Fano U. Effects of configuration interaction on intensities and phase shifts. Phys. Rev. 1961, v.124, pp.1866-1878.

8. Компанеец A.C. Резонансные явления в фотоэффекте. ЖЭТФ, 1968, т.54, вып.З, с.974-977.

9. Иванов Г.К, Голубков Г.В. Тормозное излучение медленных электронов на ионах во внешнем электромагнитном поле. ЖЭТФ, 1991, т.99, вып.5, с.1404-1415.

10. Percival I.C., Seaton M.I. The polarization of atomic line radiation excited by electron impact. Phil.Trans.Roy.Soc. London A, 1958, v.251, pp.113138.

11. Фирсов О.Б., Чибисов М.И. Тормозное излучение медленных электронов на нейтральных атомах. ЖЭТФ, 1960, т.39, с. 1770-1776.

12. Касьянов В.А., Старостин А.Н. К теории тормозного излучения медленных электронов. ЖЭТФ, 1965, т.48, с.295-302.

13. Буймистров В.М., Трахтенберг Л.И. Сечение тормозного излучения при рассеянии электрона на атоме водорода. ЖЭТФ, 1975, т.69, с. 108114.

14. Буймистров В.М., Трахтенберг Л.И. О роли атомных электронов в тормозном излучении. ЖЭТФ, 1977, т.73, с.850-853.

15. Буймистров В.М., Кротов Ю.А., Трахтенберг Л.И. //ЖЭТФ. 1980. Т.79, С.808.

16. Капица С.П. Излучение заряда, движущегося в неоднородной среде. -ЖЭТФ, 1960, т.39, с.1367-1370.

17. Платонов К.Ю., Топтыгин И.Н. Поляризационное тормозное излучение заряженных частиц при наличии эффекта Вавилова-Черенкова. -ЖЭТФ, 1990, т.98, вып. 1(7), с.89-94.

18. Акопян A.A., Цытович В.Н. Тормозное излучение в неравновесной плазме. Физика плазмы, 1975, т.1, стр.673-683.

19. Гинзбург В.Л., Цытович В.Н. Переходное излучение и переходное рассеяние. М.: Наука. 1984. С.360.

20. Цытович В.Н. Тормозное излучение релятивистской плазмы. Труды ФИАН, 1973, т.66, с.191-204.

21. Акопян A.A., Цытович В.Н. Переходное тормозное излучение релятивистских частиц. ЖЭТФ, 1977, т.71, стр.166 - 176.

22. Платонов К.Ю., Флейшман Г. Д. Резонансное поляризационное тормозное излучение в плазме. Письма в ЖЭТФ, 1994, т.59, вып.9, с.586-589.

23. Астапенко В.А. Излучение и поглощение фотонов при многочастичных взаимодействиях. Дис. . канд. физ.-мат. наук. М.: МФТИ, 1985.

24. Платцман Ф., Вольф П. Волны и взаимодействия в плазме твердого тела. М: Мир, 1975. С. 440.

25. Астапенко В.А., Буймистров В.М., Кротов Ю.А., Цытович В.Н. Поляризационное тормозное излучение в частично-ионизированной плазме. Физика плазмы, 1989, т. 15, стр.202-209.

26. Платонов К.Ю, Топтыгин И.Н. О роли неупругих процессов и внешнего магнитного поля на динамическое тормозное излучение релятивистских частиц в плазме. Радиофизика. 1989. Т.32. С.735-741.

27. Головинский П.А., Долгополов М.А., Хлебостроев В.Г. Вынужденный поляризационный тормозной эффект в плазме. Физика плазмы, 1994, т.20, с.558-563.

28. Амусья М.Я., Балтенков A.C., Пайзиев A.A. Тормозное излучение электронов на атомах с учетом поляризуемости. Письма в ЖЭТФ, 1976, т.24, с.366-369.

29. Amusia M.Ya. "Atomic" Bremsstrahlung. Phys.Rep. 1988, v.162, No5, p.249-335.

30. Korol A.V., Solovyov A.V. Polarization Bremsstrahlung of electrons in collisions with atoms and clusters. J.Phys.B: At.Mol.Opt.Phys., 1997, v.30, No5, pp.1105-1150.

31. Амусья М.Я. Тормозное излучение. M.: Энергоатомиздат, 1990. С.204.34.3он Б.А. О тормозном эффекте при столкновении электронов сатомами. ЖЭТФ, 1977, т.73, с.128-133.

32. Зон Б.А. Поглощение оптического излучения слабоионизированными газами. ЖЭТФ, 1979, т.77, с.44-51.

33. Головинский П.А., Зон Б.А. Тормозной эффект при столкновении электрона с отрицательным ионом. -ЖТФ, 1980, т.50, с. 1847-1851.

34. Головинский П. А., Зон Б.А. Динамическая поляризуемость отрицательного иона водорода. Оптика и спектроскопия, 1978, т.45, с.854-857.

35. Кротов Ю.А. Тормозное излучение и рассеяние фотонов при многочастичных столкновениях. Дис. . канд. физ.-мат. наук. М.: МФТИ, 1981.

36. Амусья М.Я., Кучиев М.Ю., Король А.В., Соловьев А.В. Тормозное излучение релятивистских частиц с учетом динамической поляризуемости атома-мишени. ЖЭТФ, 1985, т.88, с.383-389.

37. Головинский П.А. Вынужденный тормозной эффект при рассеянии электронов на атомах с учетом поляризации мишени. ЖЭТФ, 1988, т.94, вып.7, с.87.

38. Dubois A., Maquet A. Bremsstrahlung radiation emitted in fast-electron-H-atom collisions. Phys.Rev. A, 1989, v.40, No8, pp.4288-4297.

39. Верховцева Э.Т., Гнатченко E.B., Зон Б.A., Некипелов А.А., Ткаченко А. А. Тормозное излучение при рассеянии электронов на атомах ксенона. ЖЭТФ, 1990, т.98, с.797-807.

40. Kukushkin А.В., Lisitsa V.S. New type of relaxation of excited atomic states: polarization bound-bound transitions. Phys.Lett.A, 1991, v. 159, pp. 184-186.

41. Astapenko V.A., Kukushkin A.B., Lisitsa V.S. Forbidden lines in plasmas as polarization radiation emission in collisions. J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys, 1992, v.25, pp.1985-1990.

42. Wallbank В., Holmes J.K. Laser-assisted elastic electron-atom collisions. -Phys.Rev.A, 1993, v.48, R2515-2518;

43. Wallbank В., Holmes J.K. Laser-assisted elastic electron-atom collisions: low electron-energy and small scattering angle. J.Phys.B: At.Mol.Opt.Phys. 1994, v.27, pp.1221-1231.

44. Насонов Н.Н., Сафронов А.Г. О поляризационном тормозном излучении релятивистского заряда в конденсированном веществе. -ЖТФ, 1992, т.62, вып. 10, с. 1-15.

45. Блажевич С.В., Бочек Г.Л., Гавриков В.Б. и др. Обнаружение эффекта интерференции когерентного тормозного и параметрическогомеханизмов излучения релятивистских электронов в кристалле. -Письма в ЖЭТФ. 1994. Т.59. С.498.

46. Король А.В., Лялин А.Г., Оболенский О.И., Соловьев А.В. Исследование роли поляризационного механизма излучения атомов в широком диапазоне частот фотонов. ЖЭТФ, 1998, т.114, вып.2(8), с.458-473.

47. Астапенко В. А., Кукушкин А.Б. Многофотонное статическое и поляризационное тормозное излучение при столкновениях заряженных частиц с МЗИ в сильном лазерном поле. ЖЭТФ, 1997, т. 111, вып 2, стр.419-440.

48. Kogan V.I., Kukushkin А.В., Lisitsa V.S. Kramers Electrodynamics and Electron-Atomic Radiative-Collisional Processes. Phys.Rep., 1992, v.213, p.l

49. Astapenko V.A., Kukushkin A.B. Interference of Stimulated Static and Polarization Bremsstrahlung in Electron-Ion Collisions in a Strong Laser Field: Line Shape Asymmetry and Dips. Laser Physics, 1998, v.8, No.2, pp.552-555.

50. Bureyeva L.A., Lisitsa V.S. Polarization recombination as a new channel for recombination of free electrons on complex ions. J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys., 1998, v.31, pp. 1477-1485.

51. Виноградов A.B., Толстихин О.И. Плазменный подход к теории фотопоглощения и поляризуемости сложных атомов. ЖЭТФ, 1989 т.96, 1204.

52. Оболенский О.И. Поляризационное тормозное излучение электронов внутренних оболочек атомов. Дис. . канд. физ.-мат. наук. Санкт-Петербург: ФТИ. 2000.

53. Астапенко В.А., Буреева JI.A., Лисица B.C. Поляризационное тормозное излучение быстрой заряженной частицы на томас-фермиевском атоме. ЖЭТФ, 2000, т.117, вып.5.

54. Astapenko V.A., Bureeva L.A., Lisitsa V.S. Incoherent Polarization Bremsstrahlung of fast charged particle on atom. Laser Physics, 2000, №4.

55. Biggs F., Mendelsohn L.B., Mann J.B. Hartree-Fock Compton profiles for the elements. Atomic Data and Nuclear Data Tables, 1975, v. 16, pp.201309.

56. Multiphoton Processes 1996, ed. By P. Lambropoulos and H.Walther, IoP Conf. Series No 154, Bristol and Philadelphia.

57. Brumer P. and Shapiro M. 1986, Chem. Phys. Lett. v. 126, p. 541.

58. Баранова Н.Б., Зельдович Б.Я., Чудинов A.H., Шульгинов А.А. Полярная асимметрия фотоионизации в поле с (£3) * 0 (теория иэксперимент). ЖЭТФ, 1990, т.98, вып.6(12), стр.1857-1868.

59. Баранова Н.Б., Бетеров И.М., Зельдович Б.Я., Рябцев И.И., Чудинов А.Н., Шульгинов А.А. Обнаружение интерференции одно- и двухфотонного процессов ионизации 4з-состояния натрия. Письма в ЖЭТФ, 1992, т.55, вып.8, стр.431-435.

60. Yin Y.-Y., Chen C., Elliot D.S., Smith A.V. Asymmetric photoelectron angular distributions from interfering photoionization processes. -Phys.Rev.Lett., 1992, v.69, N0I6, pp.2353-2356.

61. Atanasov R., Hache A., Hughes J.L.P., Vandriel H.M., Sipe J.E. Coherent control of photocurrent generation in bulk semiconductors. Phys.Rev.Lett., 1996, v.76, No. 10, pp.1703-1706.

62. Hache A., Kostoulas Y., Atanasov R., Hughes J.L.P., Sipe J.E., Vandriel H.M. Observation of coherently controlled photocurrent in unbiased, bulk GaAs.- Phys. Rev. Lett., 1997, v.78, No.2, pp.306-309.

63. Petek H., Heberle A.P., Nessler W. et al. Optical phase control of coherent electron dynamics in metal. Phys.Rev.Lett., 1997, v.19, No.23, pp.46494652.

64. Kuchiev Yu., Ostrovskii Electron detachment from negative ions in bichromatic laser field. J.Phys.B, 1998, v.31, No.l 1, pp.2525-2538.

65. Farkas Gy., Horvath Z.Gy., Toth Cs. et al. Linear surface photoelectric effect of gold in intense laser field as a possible high-current electron source. J. Appl. Phys., 1987, v.62, No.ll, pp.4545-4547.

66. Mittleman D.M, Schoenlein R.W., Shiang J.J., Colvin V.L., Shank C.V. Quantum size dependence of femtosecond electronic dephasing and vibrational dynamics in CdSe nanocrystals. Phys.Rev.B, 1994, vol.49, p.14435.

67. Астапенко В.А., Буймистров В.М., Кротов Ю.А. Тормозное излучение с возбуждением и ионизацией атома. ЖЭТФ, 1987, т.93, вып.3(9), стр.825-837.

68. Астапенко В.А. Спектр поляризационного тормозного излучения в твердом теле вблизи края поглощения. ЖЭТФ, 1991, т.99, вып.1, стр. 165-167.

69. Берестецкий В.Б., Лифшиц Е.М., Питаевский Л.П. Квантовая электродинамика. Москва «Наука», 1989, 724 с.

70. Wheeler J., Lamb W. Influence of atomic electrons on radiation and pair production. Phys. Rev. 1939, v.55, pp.858-862.

71. Landau L., Rumer G. The cascade theory of electronic showers. Proc. Roy. Soc. London A. 1938, v. 166, pp.213-216.

72. Mason N.J. Laser-assisted electron-atom collisions. Rep. Prog. Phys. 1993, v.56, pp.1275-1346.

73. Buimistrov V.M., Trakhtenberg L.I. Free electron transition and lightamplification . Opt. Comm. 1973, v.8, p.289.

74. Verkhovtseva E.T., Gnatchenko E.V., Pogrebnjak P.S. Investigation of the connection between giant resonances and atomic bremsstrahlung. J. Phys. B: Atom. And Mol. Phys. 1983, v. 16, pp.L613-L616.

75. Трахтенберг Л.И. Резонансное излучение и поглощение фотонов при тройном столкновении электрона, фотона и атома. Опт. и спектр. 1978, т.44, стр.863-867.

76. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Квантовая механика. Москва, «Наука», 1989, 767 с.

77. Уланцев А. Д., Шевелько В.П. Статическая мультипольная поляризуемость атомов и ионов в модели Томаса-Ферми. Опт. и спектр. 1988, т.65, вып.2, стр. 1003-1008.

78. Bergstrom P.M. (JR) and Pratt R.H. An overview of the theories used in compton scattering calculations. Radiat.Phys.Chem. 1997, v.50, Nol, pp.329.

79. Астапенко В.А. Тормозное излучение за счет генерации плазмонов. В сб.: Физические явления в приборах электронной и лазерной техники, МФТИ, 1985, стр.55-57.

80. Гинзбург B.JI. Теоретическая физика и астрофизика. Москва, «Наука», 1987, 487 с.

81. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. Москва, «Наука», 1982, 624 с.

82. Пайнс Д. Элементарные возбуждения в твердых телах. Москва, «Мир», 1965, 384 с.

83. Платцман Ф., Вольф П. Волны и взаимодействия в плазме твердого тела, Москва: «Мир», 1975, 440 с.

84. Buimistrov V.M., Trakhtenberg L.I. Phys.Lett., 1978, v.69A, p.261.

85. Astapenko V.A., Bureyeva L.A., Lisitsa V.S. Polarization processes in electron-heavy ions collisions. Spectral Line Shapes, vol.10, 1999, v.467, Ch.102, pp.520-531.

86. Astapenko V.A., Bureyeva L.A., Lisitsa V.S. Polarization radiation phenomena in plasmas with heavy ions. Physica Scripta, 2000, v.T86.

87. ЮО.Рапопорт Л.П., Зон Б.А., Манаков Н.Л. Теория многофотонных процессов в атомах. Москва, Атомиздат, 1978, 184 с.

88. Rost J. М. Analytical total photo cross section for atoms. J.Phys.B, 1995, v.28, L605.

89. П.Гамбош, Статистическая теория атома и ее применения, ИЛ, Москва, 1951.103 .Виноградов А.В., Шевелько В.П. Статическая дипольная поляризуемость атомов и ионов в модели Томаса-Ферми. Труды1. ФИАН, 1980, т.119, с.158.

90. Виноградов А.В., Толстихин О.И. Резонансное фотопоглощение и поляризуемость неоднородных диэлектрических частиц. ЖЭТФ, 1989, т.96, 61.

91. Гервидс В.И., Коган В.И. Эффекты проникновения и экранировки в тормозном излучении электрона на ионе. Письма в ЖЭТФ, 1975 т.22, с.308.

92. Юб.Коган В.И., Кукушкин А.Б. Излучение квазиклассических электронов в атомном потенциале. ЖЭТФ, 1987, т.86, с.1164.

93. Pratt R.H., Tseng Н.К, Phys.Rev.A, 1975, v.l 1, 1797.

94. Ю8.Жданов В.П., Чибисов М.И. Расчеты тормозного излучения электрона на ионах с учетом экранировки. ЖТФ, 1977, т.47, вып.9, с. 1804.

95. Жданов В.П. Спектры тормозного излучения электронов с энергией 0.4-5 КэВ при столкновениях с нейтральными и слабоионизированными атомами. Физика плазмы, 1978, т.4, вып.1, с.128.

96. Ю.Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теория поля. Москва, "Наука", 1973.

97. Ш.Гервидс В.И., Коган В.И. Тормозное излучение электрона в кулоновском поле. Препринт ИАЭ-2720, 1976.

98. Мессиа А. Квантовая механика т.1. Москва, "Наука", 1978, 480 с.

99. Astapenko V.A., Kukushkin A.B. Polarization Bremsstrahlung in a strong laser field: stimulated multiphoton emission by highly charged ions in plasmas, RRC "Kurchatov Institute". -Preprint IAE-5820/6, Moscow 1994.

100. Astapenko V.A., Kukushkin A.B. Stimulated multiphoton Bremsstrahlung of electrons on highly charged ions in a strong laser field, 9th Int.Symp. "Ultrafast Processes in Spectroscopy". Trieste, October 30-November 3, 1995, Plenum, 1996, pp. 165-166.

101. Астапенко В.А., Кукушкин А.Б. Многофотонное статическое и поляризационное тормозное излучение при столкновениях заряженных частиц с МЗИ в сильном лазерном поле. Препринт РНЦ "Курчатовский институт" ИАЭ-5950/12, 1995.

102. Astapenko V.A. Stimulated Bremsstrahlung Involving Multiply Charged Ions in a Strong Laser Field: Polarization-Interference Effects for Near-Resonance Frequencies with Allowance for Fine-Splitting. Laser Physics, 1998, v.8, №5.

103. Astapenko V.A. Polarization-Induced Resonances in the Stimulated Bremsstrahlung Spectrum of Quasi-classical Electrons Scattered by Multiply Charged Ions. Laser Physics, 1998, v.8, No6, pp.1167-1173.

104. Бункин Ф.В., Федоров M.B. Тормозной эффект в сильном поле излучения. ЖЭТФ, 1965, т.49, с. 1215.

105. Берсон И.Я. Полуклассическое приближение для вынужденного тормозного излучения. ЖЭТФ, 1981, т.80, с. 1727.

106. Лисица B.C., Савельев Ю.А. Излучение мягких фотонов при столкновениях во внешнем электромагнитном поле. ЖЭТФ, 1987, т. 92, с.484.

107. Veniard V., Gavrila M., Maquet A. Two-photon free-free transitions in a Coulomb potential. Phys.Rev.A, 1985, v.32, p.2537.

108. Gavrila M. Elastic scattering of photons by a hydrogen atom. Phys.Rev., 1967, v.163, p.147.

109. Kroll N.M., Watson K.M. Charged particle scattering in the presence of a strong electromagnetic wave. Phys.Rev.A, 1973, v.8, p.804.

110. Beilin E.L., Zon B.A. On the sum rule for multiphoton bremsstrahlung. -J.Phys.B., 1983, v. 16, p.L159-L161.

111. Francken P., Attaourti Y., Joachain C.J. Laser-assisted inelastic electron-atom collisions. Phys.Rev.A, 1988, v.38, p. 1785.

112. Элтон P. Рентгеновские лазеры, Москва, «Мир», 1994, 336 с.

113. Касьянов В.А., Старостин А.Н. Квантовое кинетическое уравнение для электронов при оптическом пробое газов. ЖЭТФ, 1979, т.76, вып.З, с.944.

114. Бункин В.Ф., Казаков А.Е., Федоров М.В. Взаимодействие интенсивного оптического излучения со свободными электронами. -УФН, 1972, т. 107, вып.4, с.559.

115. Астапенко В.А., Буймистров В.М., Дмитриев В.Г., Лысой Б.Г. Фотонаведенное двулучепреломление в кристаллах LiF с F2- центрами окраски. Квантовая электроника 1983, т.Ю, №7, стр.1306-1307.

116. Astapenko V., Buimistrov V.M. Polarization dependence of the asymmetry in the angular distribution of photoelectrons ejected from an atom under the action of a bichromatic laser field. Laser Physics, 1997, v.7, No 3.

117. Astapenko V., Buimistrov V.M. Surface photoeffect in bichromatic laser field. ALT'97 Laser Surface processing, SPIE Proceedings, v. 3404, 407-414(1997).

118. Astapenko V.A., Buimistrov V.M., Dmitriev V.G., Lysoi B.G. Photo-induced birefringence in LiF crystals with F2 colour centres. Quantum and Semiclassical Optics, 1998, v. 10, No.l, pp.233-237.

119. Astapenko V.A. Nonlinear surface photoeffect in multi-color laser field: effect of the finite width of the surface potential barrier. Appl. Phys. В , 1999, v.68, pp.397-399.

120. Mizuno J. Two-photon ionization of Li, Na and К with polarized photons. -J.Phys.B, 1973, v.6,p.314.

121. Marr, G.V., Greek, D.M. The photoionization absorption continua for alkali metal vapours. Proc.Roy.Soc., 1968., v.A304, p.233.

122. Mitchell K. The theory of the surface photoelectric effect in metals I. -Proc.Roy.Soc., 1934, v.A146, pp.442-464.

123. Smith R.L. Two-photon photoelectric effect. Phys.Rev., 1962, v. 128, No5, pp.2225-2229.

124. Анисимов С.И., Бендерский В. А., Фаркаш Д. Нелинейный фотоэлектрический эффект в металлах под действием лазерного излучения. УФН, 1977, т. 122, вып.2, с. 185-222.

125. Adawi I. Theory of the surface photoelectric effect for one and two photons. Phys.Rev., 1964, v.134, No3A, pp.A788-A798.

126. Flugge S. Practical quantum mechanics I, Springer, Berlin,1971.

127. Бродский A.M., Гуревич Ю.Я. Теория электронной эмиссии из металлов. Москва, «Наука», 1973, 256 с.

128. Басиев Т.Т., Воронько Ю.К., Кирпиченкова Е.О., Миров С.Б., Осико В.В. Превращения центров окраски в кристаллах LiF под действием лазерного излучения. -Кр. сооб. по физике, ФИАН, 1982, №3, с.3-9.

129. Astapenko V., Yakshin M. Photon echo in CdSe nanocrystals at simultaneous excitation of several exciton levels. Laser Physics, 1996, v.6, 4, pp.739-743.

130. Astapenko V.A., Yakshin M.A., Samartsev V.V., Yong-Suk Kim, and Sae-Wook Kim. Femtosecond Two-Pulse Photon Echo due to Quantum-Size Excitons in Nanocrystals. Laser Physics, 1997, Vol.7, No2, pp.274-276.

131. Astapenko V.A., Samartzev V.V., Yakshin M.A., Kim D.W., Kim Y.S. Photon echo in CdSe Nanocrystals with Simultaneous Excitation of Several Excitonic States. Journal of the Korean Physical Society, 1997, v. 31, No.3, pp.456-460.

132. Morsink J.B.W. Photon Echoes and Optical Detrapping in Solids, Thesis, Groningen, 1982.

133. Эфрос А.Л., Эфрос Ал.Л. Межзонное поглощение света в полупроводниковом шаре. Физ. и Тех. Полупров., 1982, т. 16, стр.1209.

134. Shum К., Wang W.B., Alfano R.R., Jones К.М. Observation of IP Excitonic States in Cd(S,Se)~Glass Quantum Dots. Phys.Rev.Lett., 1992, vol.68, p.3904.

135. Лифшиц И.М., Слезов B.B. О кинетике диффузионного распада пересыщенных твердых растворов. ЖЭТФ, 1958, т.35, вып.2(8), с.479.

136. Астапенко В.А. Поляризационные и интерференционные явления в тормозном излучении заряженных частиц на атомах. Химическая физика, 2000, т. 19, вып. 11, с. 17-77.