Многоэлектронные эффекты в угловом распределении фотоэлектронов и флуоресценции при возбуждении и ионизации атомов поляризованным излучением с энергией 2.5-90 эВ

2
ВВЕДЕНИЕ 7
ГЛАВА 1. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ И ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ
ИССЛЕДОВАНИЯ ПРОЦЕССА ФОТОИОНИЗАЦИИ 18
1.1. СОВРЕМЕННОЕ СОСТОЯНИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ПРОЦЕССОВ ФОТОИОНИТАЦПИ АТОМОВ В ОСНОВНОМ И ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЯХ 19
1.1.1. Фотоионкзацнх атомов шслочных металлов 19
1.1.2. Фотоионизация метастабильных атомов 25
1.1.3. Фотоионизация возбужденных атомов шслочных металлов 28
1.1.4. Фотоионнзация поляризованных атомов благородны«; газов 33
1.1.5. Ридберговские р«гзонансы 34
1.1.6. Выстраивание ионов после распада ав гажжи эацношкм о резонанса 37
1.2. Теоретические основы исследования процесса фотоионизации 4«
1.2.1. Дипольная поляризация электронных оболочек 44
1.2.2. Межоболочечные корреляции 47
1.2.3. Перестройка волновых функций атомных электронов 54
1.2.4. Угловое распределение фотоэлектронов 56
1.2.5. Каскадные процессы при фотоионизации 62
13. Заключительные замечания 65
ГЛАВА 2. МЕТОД УЧЕТА РЕЛЯТИВИСТСКИХ И КОРРЕЛЯЦИОННЫХ
ЭФФЕКТОВ 70
2.1. Метод Паулн-Фока 71
2.1.1. Уравнения для расчета одноэлектронимх радиальных функций и энергий 71
2.1.2. Тестирование метода Паули-Фока 74
2.2. Поляризационный потенциал
2.2.1. Развитие теории поляризационного потенциала
80
80
3
2.2.2. Неэмпирический поляризационный потенциал 87
2.2.3. Расчет и тестирование поляризационного потенциала 90
2.3. Учет взаимодействия между состояниями сплошного спектра МЕТОДОМ К-МАТРНЦЫ 95
2.3. ]. Численная реализация метода К-матрицы 95
2.3.2. Сечения фотоионкэашш Лг с образованием нечетных Зр4(15)4р :Р
состояний . 98
2.4. Метод эффективных операторов 104
2.5. Заключительные замечания 111
ГЛАВА 3. ФОТОИОНИЗАЦИЯ ВОЗБУЖДЕННЫХ И ПОЛЯРИЗОВАННЫХ
АТОМОВ 113
3.1. Дифференциальное сечение фотоионизлцни для конечного состояния
ВУУ-СВЯЗИ 114
3.2. ФОТОИОНИЗАЦИЯ АТОМОВ ЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ 121
3.2.1. Фотоионизаиия 3*-оболочки № 125
3.2.2. Фотоионизаиля 65-оболочки Сз 128
3.2.3. Учет неэмпирического поляризационного потенциала 135
3.3. ФОТОИОНИЗАЦИЯ МЕТАСТАБИЛЬНЫХ АТОМОВ 139
3.3.1. Расчет сечений фотоионизации метастабильных атомов Аг* и Кг* в НСреЛЯТИВИСТСКОМ приближении 143
3.3.1.1. А томные орбитали и энергии /44
3.3.1.2. Результаты расчета и обсуждение. Ш-связь 6 конечном состоянии! 45 3 3.1 3. Результаты расчета и обсуждение, р-связь в конечном состоянии 148
3.3.2. Фотоионизация метастабнльного ?ч'е* 149
3.3.2.1. Расчет атомных орбиталей 151
3.3 2.2 Расчет потенциала ионизации 152
3.3.2.3. Корреляционное уменьшение купоновского взаимодействия 154
3.3.2.4. Сравнение с расчетами других авторов 157
4
3.3.2.5. Мажорный переход с Jß-2 160
3.3.2. б. Мажорны й переход с Jo=0 162
3.3 2.7. Минорные переходы 163
3.3.2.8. Закчючительчые замечания 165
3.3.3. Фотоионизация ыетастабилыюго Хс* 166
3 3.3.1. Смешивание конфигураций 5pi6а и 5p'5d 166
3.3.3.2. Расчет атомных орбиталей и парциальных амплитуд фотоионизации
168
3.3.3.3. Мажорные переходы 169
3.3 3.4 Минорные переходы 174
3.3.3.5. Заключительные замечания 174
3.3.4. Фотоионизация метастабильных Аг* и Кг* 176
3.3.4.1. Сечения фотоионизации для мажорных переходов 177
3 3.4.2. Угловое распределение фотоэлектронов для мажорных переходов 181 3 3.4 3. Сечения фотоионизации для минорных переходов 183
3.3.4.4. Узловое распадеяение фютозяектронов для минорных переходов 186
3.3.4.5. Заключительные заиечании 187
3.3.5. Влияние поляризации остова на процесс фотоионизацни мстастабильных атомов 188
3.4. ФОГОНОНМЗаЦИЯ ВОЗБУЖДЕННЫХ II ПОЛЯРИЗОВАННЫХ АТОМОВ/1А((ит1)р) и /?**((«+ 1)Р) 191
3.4.1. Фотоионизация поляризованного атома Аг*(3р'4р, ./о=3) 192
3.4 1.1. Нерелятивистский расчет с учетом межоболочечных корреляций 194
3.4.1.2. Расчет с учетом поляризационного потенциала 200
3.4.2. Фотоионнзация возбужленных атомов щелочных металлов 203
3.4.2.1. Атомные орбитали 205
3.4.2.2. Расчеты в рахчичных приближениях и дюрмих 208
3.4.2.3. Фотоионизация атомов На(Зр) 210
3.4.2.4. Фотоионизация атомов К(4р) 215
3.4.2.5 <1>отоиоиизация атомов Rb(5p) 2/8
3 4.2.6. Фотоионизация атомов Cs(6p) 220
3.4.3 Заключительные замечания 222
5
3.5. ВЫВОДЫ 224
ГЛАВА 4. АВТОИОНИЗАЦИОННЫЕ РЕЗОНАНСЫ В СПЕКТРАХ
ФОТОИОНИЗАЦИИ 228
4.1. Форма лвтоионизлцнонных резонансов 229
4.1.1. Формулы, описывающие автоионнзацнонные резонансы 229
4.1.2. Резонансы 5р'ія4Г в спектрах фотоионизации Хе* 235
4.1.2.1. Начальное состояние 5р*у;6з :Р; 235
4.1.2.2. Начальное состояние 5р*зп5(і[3/2]і 237
4.1.2.3 Знак профильного индекса для рахшчных переходов 241
4.1.3. Резонансы 5р?|длр'(л0 в спектре фотононизацнн атома Хс*(5р5зя<кЦЗ/2]і)
244
4.1.3.1. Расчет формы 5р!г.трУп/) резонансов о приближениях КВПФ и КВПФ ПП 245
4.1.3.2. Учет высших порядков теории возмущении 24 7
4.1.4. Резонансы Зр'їя 1 Осі' в спектре фотоионнзацни атома Аг*(3р54р 3Оя) 251
4.1.5. Заключительные замечания 253
4.2. ОМЦИЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ ДЛЯ АВТОИОНИЗЛЦИОННЫХ ШИРИН РНДБЕРГОВСК11Х СЕРИЙ «р5і лш/'|А',1у (/'=0-5) АТОМОВ Х’е, Аг, Кг и Хс 254
4.2.1 Зависимость приведенных ширин от орбитального квантового числа. 258
4.2.2. Релятивистские эффекты и зависимость приведенных ширин от главного квантового числа. 265
4.2.3. Сравнение расчета в приближении ПФ с экспериментом 268
4.2.4. Расчет с учетом многоэлектронных н поляризационных эффектов 268
4.2.4.1. Поляризация атомного остова полем внешнего электрона 270
4.2.4.2. Учет высоковозбужденных конфигураций 271
4 2.4.3. Взаимодействие 20з'- и 18Ф-резонансов 276
4.2.5. Выводы 277
ГЛАВА 5. ВЫСТРАИВАНИЕ ИОНОВ ПОСЛЕ РАСПАДА АВТОИОНИЗАЦИОННОГО РЕЗОНАНСА
278
6
5.1. УГЛОВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ФЛУОРЕСЦЕНЦИИ ПРИ РАДИАЦИОННОМ РАСПАДЕ 278
5.2. Распад 4d’M6p(^=l) РЕюнлнсл в Хс 289
5-2.1. Волновые функции 293
5.2.2. Угловое распределение ожс-элсюронов при распаде 4d4<,>6p(J= I) резонанса
298
5.2.3. Выстраивание 5р'бр ионных состояний при распаде 4dVjo6p(J*l) резонанса
300
5.3. РАСПАД 3<1%л5р(./=1) РЕЗОНАНСА в Кг 306
5.3.1. Волновые функции 307
5.3.2. Угловое распределение фотоэлекзронов 310
5.3.3 Выстраивание 4р45р ионных состояний при распаде 3dV5,i5p(./=l) резонанса
311
5.4. Выводы 313
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ 315
ПРИЛОЖЕНИЕ. УГЛОВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ФОТОЭЛЕКТРОНОВ ПРИ ФОТОИОНИЗАЦИИ СУБВАЛЕНТНЫХ ОБОЛОЧЕК С УЧЕТОМ СПИН-ОРБИТАЛЬНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В ПРОМЕЖУТОЧНОМ СОСТОЯНИИ 320
ЛИТЕРАТУРА
330
7
Введение
Актуальность темы. Взаимодействие электромагнитного излучения с веществом является основой многих методов исследования электронною строения атомов, молекул и твердых тел. Достаточно упомянуть такие известные методы, как рентгеновская, рентгеноэлектроиная и фотоэлектронная спектроскопия 11-5]. в основе которых лежит измерение сечений фотоионизации электронных оболочек. Информация о строении вещества, полученная указанными методами, может быть существенно расширена в случае измерения не только полных, но и парциальных сечений ионизации электронных оболочек. В связи с этим в современной физике формулируется вопрос о проведении "полного эксперимента", н котором можно определить полные и парциальные сечения фотоионизации, а также фазы парциальных волн, описывающих состояние фотоэлектрона [6]. Получение информации об указанных величинах основано на измерении угловою распределения фотоэлектронов и флуоресценции. испускаемой при распаде возбужденных атомов.
В последние десятилетия в измерениях парциальных сечений фотоионнзации и углового распределения продуктов фотоионнзации достигнут большой прогресс за счет применения поляризованного излучения большой интенсивности, создаваемого синхротронами [6} и лазерами [7]. проведения эксперимс1гтов на совпадение [6] и развития новых спектроскопических методов исследования вещества (8). Анализ полученных экспериментальных результатов показал, что имеется набор аномалий в зависимостях парциальных ссчсний от энергии возбуждающего излучения и в угловом распределении фотоэлектронов и флуоресценции, происхождение которых на основе существовавших теорий либо не понятно вообще, либо понятно лишь качественно и в большой степени предположительно. При этом для интерпретации результатов указанных экспериментов до настоящей работы применялось либо одноэлек-троннос приближение, либо методы, которые учитывали многоэлектронные и релятивистские эффекты по отдельности, либо полуэмпирические методы. Сказанное выше определяет актуальность систематического исследования динамики процесса
8
фотоионизации с одновременным учетом влияния миогоэлсктронных и релятивистских эффектов на парциальные сечения и угловое распределение продуктов, эмитируемых в ходе процесса. Решению этой задачи посвяшсны работы автора, которые были выполнены в последние 15 лет и которые составили основу настоящей диссертации.
Цель работы. Основная цель, достигнутая в данной работе, заключалась в выяснении того, в какой мере многоэлектронные и релятивистские эффекты определяют динамику процессов, приводящих к аномальным эффектам в угловом распределении фотоэлектронов и флуоресценции при возбуждении атомов мишени поляризованным излучением. Решение указанной задачи потребовало решение ряда вспомогательных задач, которые, тем не менее, имеют самостоятельное значение. Среди них в первую очередь такой задачей является создание метода расчета сечений фото-ионизации атомов и угловою распределения вторичных частиц с одновременным учетом многоэлскгронных и релятивистских эффектов. При апробации и дальнейшем использовании метода были решены следующие задачи:
- теоретическое описание углового распределения фотоэлектронов при фотоиони-заиии нсвозбужленных атомов щелочных металлов в области куперовского минимума [9.10,11]. При этом хорошее совпадение результатов, полученных на этапе одночастичною расчета в приближении Паули-Фока (ПФ), с известными результатами в приближении Дирака-Фока показало достаточность приближения ПФ для атомов с атомными номерами вплоть до 2=55;
- теоретическое описание фотоионизации субвалснтных оболочек атомов благородных газов в облает как до порога двойного возбуждения [12-31], так и после него [32-56];
- описание динамики фотоионизации глубоких атомных оболочек, при которой в первую очередь необходимо учитывать монопольную перестройку- элекгронных оболочек при возникновении остовной вакансии [57-77];
9
- расчет аномального распределения ионов переходных 4Г-.металлов по зарядам при фотоионизации 4с1-оболочки, которое имеет в своей основе запрет переходов с переворотом спина для атомов с 2<(А | 78-86].
Объекты исследования. В качестве объектов исследования в данной работе выбрани серии атомов или ионов. Например, при исследовании углового распределения фотоэлектронов в области куперовского минимума при фотоионизации атомов щелочных металлов в основном состоянии рассмотрена последовательность Ма-К-ЯЬ-Сь [9-11]. Видоизменение динамики процесса, обуславливающего особенности углового распределения фотоэлектронов при появлении несферического поля, изучено для последовательности мета стабильных состояний атомов благородных газов Ыс*-Лг*‘-К.г*-Хс* [9-11.87-91]. Изменение динамики фотоионизации субвадентных оболочек прослежено для изоолскгронной последовательности Аг-К'-Са2* [17-21]. Аномальное распределение флуоресценции, вызванной резонансной фотоионизацией. исследовано для атомов Кг и Хе. имеющих идентичные конфигурации резонансного состояния: ж1 ^(п-2)р, распад которого и приводит к указанному эффекту [92-95]. Исследование не отдельных элементов (атомов и ионов), а их последовательностей позволило выявить особенности теоретического описания процесса фотоионизации и фотовозбуждених, обусловленные по отдельности релятивистскими эффектами. поляризацией остова, несфсричсским полем остовнон вакансии, многоэлск-троиными корреляциями.
Основные научные положения, выносимые на защиту;
1. Создан неэмпирический метод расчета сечений фотоионизации, параметров выстраивания ионов, а также углового распределения фотоэлектронов и флуоресценции. который включает в себя:
- учет релятивистских эффектов в приближении Паули-Фока при расчете атомных орбиталей;
- учет поляризации остова внешним электроном с помощью неэмпирического поляризационного потенциала;
10
- учет многоэлсктронных корреляций при расчете амплитуд перехолов во втором порядке теории возмущений и методом К-магрицы;
- учет корреляционных поправок высших порядков методом эффективных операторов в графическом виде.
2. Нссферичсскос поле незаполненной лр5-оболочки приводит к принципиальным отличиям процесса фотоионизации мстастабильных атомов благородных газов, находящихся в состояниях яр‘(л-1)5 ’ Рф2, от процесса фотоионизации щелочных атомов, находящихся в основном состоянии пр6(п + 1)х 281У2. В частности:
- природа аномального поведения углового распределения фотоэлектронов в области куперовского минимума для мстастабильных атомов является следствием интерференции большого числа каналов фотоионнзацин. в которых относительное влияние электростатического взаимодействия фотоэлектрона с остовом и корреляционных эффектов различно. Это является основным отличием природы аномального углового распределения фотоэлектронов при фотоионизации метастабильных состояний атомов благородных газов от аналогичного явления в щелочных атомах, где похожий эффект целиком связан со спин-орбитальным взаимодействием фотоэлектрона всего в двух каналах фо-тононизации;
- отсутствие определенного орбитального момента у оптического электрона в начальном состоянии (5-6 смешивание) приводит к тому, «гго сечение фотоио-низацим метастабильных атомов, находящихся в состоянии 'Ро, возрастает в 400 раз в ряд)' !Ме*-Аг*-К.г,'-Хе*, делая для тяжелых элементов переходы с изменением полного момента лр5 оболочки более вероятными, чем с его сохранением.
3. Поляризация остова фотоэлектроном и обратное влияние поляризованного остова на фотоэлектрон существенно изменяет теоретические парциальные сечения фотоионизации и соотношение между ними, что отражается на угловом распределении фотоэлектронов. В частности:
- поляризация остова увеличивает сечения фотоионизации щелочных атомов, возбужденных в состояние лр*(л+1)р. до двух раз. в основном, за счет увеличения вероятности перехода в коллапсирующий <1-канал;
11
- поляризация остова увеличивает отношение сечения фотоионизации атома
г *
Аг*(3р 4р Оэ) около порога при перпендикулярном расположении векторов поляризации возбуждающею и ионизирующего лазеров к сечению при параллельном расположении указанных векторов примерно на 12% за счет увеличения парциальных сечений в (1-каналы;
- поляризация остова увеличивает ширины ридберговскнх резонансов пр\аЫ для возбужденных атомов благородных газов до 2.5 раз,
- поляризация остова в возбужденном атоме Хе* приводит к увеличению амплитуд переходов из 5р*,26с1[3/2], -состояния в ридберговские состояния Г-симмстрни в два раза относительно переходов в р-состояния. С учетом различия в величинах ширин р- и Г-резонансов это объясняет отсутствие в экспериментальных спектрах ридберговской р-серии.
4. Установлено, что ширины ридбсрговскнх состояний пр^т! Г(ет/) с I > 3 для возбужденных атомов благородных газов уменьшаются обратно пропорционально шестой степени орбитального момента возбужденного »»»/-электрона. Это позволило ввести понятие не зависящей от квантовых чисел т и / обобщенной приведенной ширины ридбсрговских состояний Грг где Г,(/) - известная в
спектроскопии приведенная ширина, не зависящая лишь от т.
5. Аномальное угловое распределение флуоресценции при возбуждении поляризованным излучением автононизаиионных пб\л(п^2)р резонансов в Кг и Хс обусловлено выстраиванием состоянии (и+1)р4(и+2)р, которые образуются в результате «а 5 -, (л - 2 )р -► (п +1 )р4 (п + 2 )р оже-распада.
Совокупносп> полученных результатов и положений, выносимых на защиту, можно характеризовать как решение крупной научной задачи: "поляризация остова и многоэлектронные эффекты в угловом распределении фотоэлектронов и флуоресценции при возбуждении и ионизации атомов поляризованным излучением".
Научная новизна. Все научные результаты, которые легли в основу положений, выносимых на защиту, обладают абсолютной новизной. Вместе с тем следует остановиться на предыстории некоторых проблем, решенных в диссертации.
12
В частности, говоря о новизне разработанного в диссертации метода расчета взаимодействия электромагнитного излучения с веществом, следует отмстить, что основы приближения Паули-Фока, реализованного в диссертации при расчете атомных орбиталей (АО), описаны ранее [96]. Приближение ПФ применялось для расчета АО до настоящей работы в [97.98]. однако при его реализации был использован обменный потенциал Харгри-Слейтера. который содержит эмпирический параметр.
Проблема учета поляризации остова фотоэлектроном также не нова. Известно большое число работ (например [99-122]). в которых показана необходимость учета этого эффекта при расчета атомных величин. Однако практически во всех работах, выполненных до работ автора, при построении поляризационного потенциала использовался эмпирический параметр, называемый "радиусом обрезки". Кроме того, при построении большинства поляризационных потенциалов приходилось использовать эмпирические величины поляризуемостей атомов. В методе, реализованном в данной работе, при построении поляризационного потенциала эмпирические параметры не используются.
Задача о нахождении эффективной величины электростатического взаимодействия электронов в атоме решается в течение последних 40 лет (см., например [123-125]), однако нам неизвестны работы, в которых бы систематически использовался метод расчета эффективных величин слсйтсровских интегралов в расчетах одновременно энергетических и спектральных характеристик.
Подводя итог сказанному, можно отмстить, что, хотя приближения, которые легли в основу метода, разработанного в диссертации, не новы, но описанная реализация и комбинация приближений использовала впервые. Следует отметить, что в данной реализации метод позволяет получать весьма точные результаты практически без введения эмпирических параметров.
Задача исследования метастабильных атомов благородных газов является важной при изучении динамики многоэлектронных систем в связи с наличием нссфсри-ческого поля внутренней вакансии. Указанная вакансия приводит к принципиальному отличию этих атомов от невозбужденных атомов щелочных металлов, которые изучены достаточно подробно [126-139]. Однако сложность решаемой проблемы не позволила достигнуть в первых теоретических работах [140-146] достаточной точности результатов (например, расхождение сечений фотоионизации, рассчитанных в
13
формах длины и скорости оператора перехода, в работе [146] достигало нескольких порядков). В этой связи особо следует отмстить пионерскую работу автора [88]. в которой точность расчета была существенно повышена и которая стимулировала экспериментальные исследования метастабильных атомов.
Поляризация остова фотоэлектроном и влияние этог о эффекта на процесс фотоионизации атомов, как уже отмечено выше, исследуется давно [99-122], но в основном с помощью эмпирических методов Развитие автором нсэмпирического метода расчета указанною эффекта привело к стимуляции измерений характеристик фото-иопизацни в таких сложных системах, каковыми являются возбужденные и поляризованные состояния атомов благородных газов [9-11.89-91.147,148]. Результаты проведенных измерений находятся в хорошем согласии с расчетами, выполненными в диссертации.
Поиск систематических тенденций в поведении характеристик атомных резонансов ведется в течение последних 30 лет. В частности, обратная кубическая зависимость ширин резонансов от главного квантового числа позволило ввести понятие приведенных ширин резонансов [149]. Исследование, выполненное автором и описанное в четвертой главе, позволило получить, что ширины автоионизационных резонансов зависят от орбитального момента возбужденного электрона, как обратная шестая степень. Это позволило ввести понятие обобщенной приведенной ширины автоионизационных атомных резонансов.
В диссертации исследован эффект нсстагистнчсског о заселения состояний атомов с различными \М), (выстраивание) в результате возбуждения п<1де(л-г2)р-резонансов поляризованным излучением. Это заселение характеризуется так называемым параметром выстраивания Л:о [6]. До работ автора выстраивание исследовалось методами электронной спектроскопии [150-166]. В данной работе впервые выполнен расчет углового распределения флуоресценции, также возникающей в этом резонансном процессе. Аномалии в ее угловом распределении взаимосвязаны с упомянутым выстраиванием. Проведенный расчет стимулировал измерение углового распределения и поляризации флуоресценции [92-95,167].
Научная и практическая ценность. Говоря о практической ценности результатов, полученных в данной работе, прежде всего стоит остановится на методе
14
расчета атомных величин, который разработан в диссертации. Этот метод не ограничен теми объектами и диапазоном энергий возбуждающих фотонов, которые рассмотрены в диссертации. Уже в настоящее время метод используется при расчете характеристик фотоионизации вттренних оболочек атомов [73-77], при расчете вероятности ожс-эффскта [168.169], выхода многозарядных ионов [170.171] и др.
Представляется, иго практическое значение для физики лазеров будет иметь установленная в диссертации зависимость параметров автоионизационных резонансов от орбитального момента возбужденного электрона. В этой же области могут найти применение и исследования того, как многоэлектронные эффекты влияют на параметры автоионизационных резонансов.
С научной точки зрения представляются интересными все результаты, полученные при исследовании метастабнлыгых состояний атомов благородных газов, поскольку они позволили выявить влияние на процесс фотоионизацин по отдельности таких факторов, как несфсрическое поле внутренней вакансии, поляризация остова, релятивистские и многоэлектронные эффекты. Эти же результаты могут иметь значение и при развитии приложений, в которых используются метастабильныс состояния атомов.
С точки зрения теории фотоэффекта представляются интересными результаты, полученные при исследовании того, как поляризация остова влияет на фотоэлектрон. Все результаты, полученные в диссертации, говорят о важности учета эффекта поляризации остова внешним электроном. Это указывает на то, что при более глубоком анализе влияния поляризации остова на физические явления, которые не вошли в круг проблем, решаемых в диссертации, могут быть получены новые научные результаты.
Личный вклад автора. Все основные результаты диссертации получены лично автором. Однако при получении частных результатов существенное участие принимали соавторы работ [9-95,147-148,172-212], за что автор выражает им искреннюю признательность. В частности, при реализации метода расчета атомных величин на ЭВМ проф. Лагутиным Б.М. написана программа для расчета корреляцией-
15
ных функций, использованная при расчете корреляционных амплитуд фотоионизации.
Результаты, приведшие к 5-му положению, выносимому на защиту, получены автором совместно с проф. Лагутиным Б.М. и к.ф.-м.н. Демехнным Ф.В.
Выбор объектов исследования, анализ теоретических результатов диссертации, их сопоставление с экспериментальными данными равно как и планирование некоторых экспериментов обсуждены в научных группах университета г. Кайзерслаутерна (Германия) под руководством проф. Н. НоЮр и проф. Н. БсЬтогапгег и университета г. Гиссена (Германия) под руководством проф. К.-Н. Бсйанпег.
Большинство результатов, изложенных в диссертации, обсуждено с проф. Де-мехиным В.Ф. На всех этапах работы постановка задач, решенных в диссертации, и результаты исследований обсуждены с научным консультантом проф. Сухоруко-вым В.Л.
Благодарности. Прежде всего я хочу выразить глубокую благодарность проф. Демехииу Владимиру Филипповичу, создавшему большую научную группу, в которой мне выпала честь работать, и обеспечившему мне условия для плодотворной работы. Я также глубоко благодарен проф. Сухорукое)' Виктору Львовичу, моему наставнику не только в науке, но н в жизни.
Я очень признателен проф. Лагутину Борису Михайловичу, с которым я долгое время работал над изучением многоэлсюронных корреляций при фотоионизации внешних оболочек атомов и который оказал мне неоценимую помощь при обсуждении полученных результатов, а также при оформлении работы.
Я также хочу выразить благодарность другим членам научной группы, с которыми меня связывают долгие годы совместной работы: профессорам Конуру А.Г. и Явне В.А., доцентам ДемехиноиЛ.А., ДуденкоА.И., Лаврентьеву С.В., Хоперскому А.И.. Явна С.А. к.ф.-м.н. Васильевой М.Е., Демехииу Ф.В.
Я хочу поблагодарить всех членов кафедры физики РГУПС, оказавших мне поддержку во время работы над диссертацией.
Я хочу особо поблагодарить проф. ННоЮр и проф. И.Бсктогапгег за многочисленные и плодотворные дискуссии, которые выразились в большом количестве совместных статей, и за их помощь и поддержку во время моей работы в г. Кайзерслаутерне.
16
Особую благодарность я хочу выразить своей жене Петровой Н А за ее терпение и помощь в течение всей моей работы.
Апробация работы.
1. Всесоюзное совещание по рентгеновской и электронной спектроскопии. Львов.
1981 г., Иркутск, 1984 г.. Ленинград, 1988 г.
2.Международная конференция по рентгеновскому излучению и внутриоболочечным процессам. Лейпциг. ГДР. 1984 г.. Париж. Франция, 1987 г., Дебрецен, Венгрия. 1993 г., Гамбург, Германия. 1996 г.
3.Всесоюзная конференция но теории атомов и атомных спектров. Ужгород, 1985 г., Томск. 1989 г.
4.Всесоюзная конференция по квантовой химии и спектроскопии твердого тела, Свердловск. 1986 г.
5.Всесоюзный симпозиум по вторично-электронной, фотоэлектронной эмиссии и спектроскопии поверхности, Рязань, 1986 г.
6.Семинар по электронной спектроскопии социалистических стран. Либлнис. ЧССР. 1986 г.
7. Международная конференция «ЕХАГБ и околопороговая структура», Фонтсвро.
Франция. 1986 г.
8.Всесоюзное совещание по физическим и математическим методам в координационной химии, Новосибирск. 1987 г.
9. Международный симпозиум по радиационной физике. Сан-Паулу, Бразилия.
1988 г., Дубровник. Югославия. 1991 г.
10. Международная конференция по физике радиационных процессов в области вакуумного ультрафиолета, Гонолулу, США, 1989 г., Сан-Франциско, Калифорния, США. 1998 г.. Триест, Италия. 2001 г.
11. Международная конференция по исследованию поверхностей твердых тел. Кельн,
1989 г.
12. Международный семинар «Сегодня и завтра фотоионизации», Ленинград, СССР.
1990 г.
] 7
13. Международная конференция по электронной спектроскопии, Киев. Украина. 1993 г.. Рим. Италия, 1995 г.. Беркли. США. 2000 г.
14.Международная конференция по тонкой структуре рентгеновского поглощения. Берлин. ФРГ. 1994 г.
15. Европейская конференция но атомной и молекулярной физике, Эдинбург, Великобритания, 1995 г., Сиена, Италия. 1998 г.
16. Международный семинар по фотоионизации атомов, молекул, Цукуба, Япония, 1995 г.
17. Международная школа-ссминар но автоионизационным явлениям в атомах, Дуб-на. Россия. 1995 г.
18.Международная конференция EGAS. Грац. Австрия. 1996 г.. Марсель. Франция. 1999 г.. Вильнюс, Литва, 2000 г.
19 Всетерманская конференция по атомной, молекулярной, ядерной физике, физике плазмы, квантовой оптике и масс-спскгрометрии, Майнц, 1997 г., Констанц, 1998 т.
20. Международный семинар по фотоионизации, Честер, Великобритания, 1997 г.
21. Международная конференция по электронным и атомным столкновениям, Вена. Австрия. 1997 г., Сендай. Япония. 1999 г., Санта Фс. Нью-Мексико, США, 2001 г.
22. Между народный коллоквиум по атомным спектрам и силам осцилляторов. Виктория. Британская Колумбия. Канада. 1998 г.
Структура диссертации определена в соответствии с целью и задачами исследования. Диссертация состоит из введения. 5 глав, приложения и заключения, изложена на 358 страницах машинописного текста, включая 69 рисунков. 47 таблиц и библиографию из 368 наименований.
18
Глава 1. Экспериментальные и теоретические методы исследования процесса фотоионизации
Исследование взаимодействия атомов с электромагнитным излучением - один из основных методов изучения строения вещества. Этот метод использовался еще до возникновения квантовой теории и на современном этапе развития физики интерес к нему не ослабевает. Исследование фотоионизации внешних оболочек позволяет получать информацию о свойствах валентных электронов, ответственных за образование химических соединений. При этом изучаются различные характеристики процесса фотоионизации, взаимодополняющие друг друга и позволяющие получить исчерпывающую информацию об этом процессе: сечение фотоионизации, угловое распределение фотоэлектронов при фотоионизации поляризованных и нсполярнзован-ных атомов, угловое распределение флуоресценции, возникающей после фотоионизации. Вышеупомянутые характеристики изучаются как экспериментальными, так и теоретическими методами.
В первом разделе данной главы содержится обзор экспериментальных и теоретических работ, посвященных исследованию процесса фотоионизации атомов в основном и возбужденных состояниях. Во втором разделе описаны теоретические методы. применявшиеся при изучении процесса фотоионизации до данной работы. В обзор включены также и работы автора, опубликованные за последние два десятилетия прошлого века. В третьем разделе данной главы содержатся заключительные замечания.
19
1.1. Современное состояние исследования процессов фотоионизации атомов в основном и возбужденных состояниях
1.1.1. Фотоионизация атомов щелочных металлов
Атомы щелочных металлов являются привлекательным объектом для исследования вследствие своей водородоподобности. Отметим, что название серий линий -главная, резкая, диффузная и основная - появились именно в результате исследования спектров щелочных металлов. Позднее английскими заглавными буквами названий этих серий стали обозначать одноэлскгронные состояния с определенными орбитальными моментами (p. s. d и О.
Впервые относительные сечения фотоионизации 6.ч-электронов в атомах Cs измерены в работе Mohler and Boeckner, 1929 (213]. Оказалось, что сечения фотоиони-зации имеют минимум около порога. В работе Bates, 1946 (214] обсуждена чувствительность радиальною интеграла, ответственною за радиационный переход, к взаимному сокращению положительных и отрицательных частей подынторального выражения. В частности, существование минимума в сечениях фотоионизации внешнего ws-электрона атомов щелочных металлов объясняется изменением знака днполь-ного интеграла с ростом кинетической энергии фотоэлектрона.
Однако сечения фотононизашш никогда не достигают точною нуля из-за существования различных каналов фотоионизации. Так, для атомов щелочных металлов в работе Seaton. 1951 [117] показано, что спин-орбитальное взаимодействие приводит К некоторому ОТЛИЧИЮ между Рзд И Р[У2 волновыми функциями сплошного спектра, в результате чего дипольные матричные элементы для этих каналов обращаются в нуль при различных энергиях фотоэлектрона.
С середины 60-х годов прошлого века началось интенсивное экспериментальное исследование процесса фотоионизации внешнего электрона атомов щелочных металлов, которые подтвердили теоретическое предсказание (117). Так, в работе Hudson and Carter, 1965 (126] измерены сечения фотононизашш 4я-эле>строна атома К. в работе Hudson and Carter, 1967 [127] - Bs-электроиа атома Na. в работе Marr and
20
Creek. J 968 [128) получены сечения фотоиошгзацни внешних электронов ряда атомов щелочных металлов с Na no Cs. В дальнейшем более точная экспериментальная техника была использована в работах Cook et al, 1977 [137] для измерения в Cs. Sandner et al, 1981 [139] - ais в К и Sucmitsu and Samson. 1983 [ 138] - <75, в Rb и <т6, в Cs. Для примера на верхней панели рис. 1.1 приведены экспериментальные сечения oie в Cs из работы [137].
Что касается исследования углового распределения фотоэлектронов, то оно было начато гораздо позже исследования сечений фотоионизации. Так, только в 1967 году в работе Lipsky. 1967 [215] была получена формула для параметра углового распределения фотоэлектронов р в LS-связи, а в jÿ-связи она была получена в работе Jacobs, 1972 [216] и для фотоионизации ws-элсктронов атомов щелочных металлов имеет вид
р= 2 - 2(!/?, - /?3|V(l*i|a +2|*Д (1.1)
где /?] и /?з - радиальные интегралы для «s->ipi/2 и ns—>£рзд переходов соответственно. Формула (1.1) является частным случаем обшей формулы, которая будет рассмотрена в третьей главе диссертации.
Отмстим, что в случае отсутствия спин-орбитального взаимодействия #|=#з и Р= 2 во всем диапазоне энергий фотоэлектрона. 13 области минимума сечений фотоионизации параметр р должен быстро изменяться с изменением энергии фотоэлектрона. Так. Р=~ 1 при Я|=0 и p--Q при #3*0. Минимальное значение р=— 1 наблюдается при #)-i-2#3.
В первом эксисримснгальном исследовании Baum et al, 1972 [217] было изучено не угловое распределение фотоэлектронов, а степень спиновой поляризации фотоэлектронов при облучении атомов циркулярно поляризованным излучением. Согласно работе Fano, 1969 [218], этот параметр имеет выражение:
р=L*’ t Ф*»-*-1; - ,, «
|Я312 |Лз-л, I2 +||Лз +2Я| |!
Обе величины. РпР. могут быть выражены через параметр Фано X [218]:
21
ДГ- (2|Л,! + |Х||У№э1 - IÄ,D-
(1.3)
'Гак, для параметра углового распределения фотоэлектронов в работе Магг. 1974 [219) получено выражение
Непосредственное экспериментальное исследование углового распределения фотоэлектронов при фотоионизации атомов Rh и Cs было проведено только в 1992 году в работах Yin and Elliot, 1992 [132] и [1331 соответственно. Экспериментальные результаты для Д* в Cs приведены на нижней панели рис.1.1. Насколько нам известно, экспериментального исследования углового распределения фотоэлектронов при фотоионизаиии внешних «s-электронов атомов Na и К до сих пор не проведено.
Теоретическое изучение процесса фотоионизации атомов щелочных металлов проводилось как полуэмпнричсскнми, так и неэмпирическими методами. В работе Chane and Kelly, 1972 [136] были рассчтгганы сечения фотоионизации и параметры спиновой поляризации фотоэлектронов Р (1.2) для атомов К, Rb и Cs в релятивистском приближении Дирака-Фока, однако не было учтено никаких многоэлектронных корреляций. Результаты расчета сечений фотоионизации бя-электрона Cs из работы [136] приведены на верхней панели рис. 1.1.
В работах Weisheit. 1972 [118] и Noreross. 1973 [119] был использован модельный потенциал с учетом поляризации остова и релятивистских эффектов для расчета сечений фотоионшации и параметров Р фотоэлектронов для атомов щелочных металлов и атома Cs соответственно. Этот модельный потенциал будет подробно рассмотрен во второй главе диссертации. Здесь отметим только, «по параметры этого потенциала в работе [119] подбирались из условия совпадения рассчитанных и экспериментальных энергий первых рндбсрговских состояний. Кроме того, в работах [118.119] приближенно учтены межоболочечные корреляции путем коррекции мат-
ß- 2(Х- - 1УСХ* + 2),
(1.4)
а степень спиновой поляризации фотоэлектронов имеет вид [218]: Р - (2*4 1У(Л* + 2).
(1.5)
22
Энергия фотоэлектрона. эВ
Рисунок 1.1. Результаты экспериментальных и теоретических исследований околопороговой 6s-фотононизации Cs. Верхняя панель: сечения фогсио-низации; нижняя панель: параметр углового распределения фотоэлектронов
Открытые кружки - экспериментальные данные из Сооке/ al. 1977 [137] для сгн из Yin, Elliot, 1992 [133] для ß.
(а) - расчет в приближении Дирака-Фока Chang, Kelly, 1972 [136]; (б) - расчет с учетом модельного поляризационного потенциала и релятивистских эффектов Norcross.1973 [119]; (в) - нсрслятнвистскнн ГІСФО расчет Amusia, Cherepkov, 1975 |220]; (г) -расчет в приближении Дирака-Фока Ong, Manson. 1979 [129]; (д) - расчет с учетом спин-орбиталыюго взаимодействия на ХФ одноэлектронном базисе Huang. Staracc. 1979(135); (с) - релятивистский ПСФО расчет Fink, Johnson, 1986 [131].
Расчеты в форме длины обозначены (L). а в форме скорости - (V).
ричного элемента диполыюго перехода, как это описано в работах Ilaineed el al, 1968 1112] и ilameed. 1969 [113].
На верхней панели рис. 1.1 приведены теоретические сечения cr(>f для Cs из работы [ 119], а на нижней панели - теоретические значения параметра Д,, рассчитанные в работе [133] по данным работы [119]. Как для (76*. так и для Д* результаты работы [119] хорошо совпадают с экспериментом в области купе-ровского минимума. Однако приближенный метод учета мс-жоболочечных корреляций НС позволил бы Норкроссу адекватно описать поведение сечений фотоионизации при больших энергиях фотоэлектрона.
Позже, в работах Chang and Kelly, 1975 [134] были рассчитаны сечения фотононизации 3s-элсктронов в Na тем же методом. как в работе 1136]. Впервые межоболочечные корреляции при расчете сечений фотоионизации атомов щелочных метал-
23
лов были учтены в работах Amusia and Chcrepkov, 1975 (220) и Chang, 1975 ( 120). В работе (220) нсрслятивистский метол приближения случайных фат с обменом (ПСФО) был применен для расчета сечений фотоионизации внешних «s-электронов атомов щелочных металлов, однако не были учтены релятивистские эффекты и эффекты поляризации остова внешним электроном. В работе [120] для учета межобо-лочечных корреляции в атомах Na и К была применена теория многих тел на ХФ од-ноэлектронном базисе. Кроме того, поляризация остова внешним электроном была учтена с помощью аналитического потенциала Бете [102]. полученного для атома Li. Выражение для этого потенциала будет приведено во второй главе. Таким образом, Чанг надеялся, что этот потенциал адекватно опишет поляризационные эффекты в атомах Na и К. На верхней панели рис. 1.1 приведены результаты расчета <т6, из работы [220]. Отметим, что в нерелятивистском приближении параметр углового распределения фотоэлектронов всегда равен 2.
В работе Aymar, 1978 [121] был проведен расчет оц в Na. аналогичный расчет) [120]. 0тл1гчие от работы [120] состояло в том, что Aymar использовала полуэмпири-ческий поляризационный потенциал, аналогичный потенциал) из работы [119].
Первое систематическое теоретическое исследование параметра углового распределения фотоэлектронов Дв проведено в работе Ong and Manson, 1979 [129], в которой в приближении Дирака-Фока рассчитаны параметры Д, для атомов Na-Cs. Однако в работе [129] не были учтены ни межоболочечные корреляции, величина которых, как показано в работе [220], велика дтя случая фотоионизации бз-электрона Cs, ни эффекты поляризации остова внешним электроном. Результаты расчета Д* в Cs содержатся на нижней панели рис. 1.1.
В работе Huang and Starace. 1979 [135] при расчете сечений фотоионизации и параметра угловой анизотропии фотоэлектронов при фотоионизации 6$-электрона атома Cs были использованы хартри-фоковские (ХФ) одноэлсктронные функции. При этом спии-орбитальное взаимодействие fip-состояний сплошного спектра было учтено методом К-матрицы. В результате в теоретической зависимости Д*(£) появился минимум, а сечение а^(е) перестало доходить до нуля. Это видно из верхней и
24
нижней панелей рис. 1.1. на которых приведены результаты расчета из работы [135] в формах длины и скорости. Нерелятивистский расчет [135] лучше совпадает с экспериментом, чем релятивистский расчет Д,(гг) в форме скорости из работы [129]. Однако несовпадение расчетов в формах длины и скорости в работе [135] явно указывает на то, что в ней не учтены важные многоэлсктронныс корреляции. После учета этих корреляций минимум в нерелятивистских сечениях сдвигается сильно в сторону порога и уходит за него. Это видно из верхней панели рис. 1.1. где приведены сечения фотоионизации, рассчитанные в рамках ПСФО [220]. В этом приближении расчеты, проведенные в формах длины и скорости, совпадают между собой, но очень сильно отличаются от экспериментальных сечений. Кроме того, в работе [135] не учтены эффекты поляризации остова.
Впервые одновременный учет релятивистских эффектов и многоэлсктронных корреляций сделан в работах Johnson and Soff, 1983 [130] и Fink and Johnson, 1986 [131]. В работе [130] многоэлсктронныс корреляции учтены методом теории многих тел на базисе дирак-фоковских одноэлсктронных орбиталей, а в работе [131] проведен расчет в рамках релятивистского ПСФО. Однако в работах ] 130,131] также не учтены эффекты поляризации остова внешним электроном. Результаты расчета работы [ 131 ] приведены на рис. 1.1.
Результаты теоретических исследований процесса фотоионизации атомов щелочных металлов и, в частности, атома Cs. позволяют сделать следующие выводы. Если релятивистские эффекты сдвигают минимум в <76j и примерно на 1.35 эВ в сторону больших энергий фотоэлектронов, то межоболочечные корреляции сдвигают его на 1.53 эВ в обратную сторону, после чего энергетическое положение этого минимума становится на 0.47 эВ ближе к порогу, чем экспериментальное, что видно из сравнения теоретических расчетов [131] с экспериментальными данными [133,138]. Таким образом, даже одновременный учег релятивистских и корреляционных эффектов не позволил достичь совпадения теории и эксперимента. С другой стороны, учет полуэмпирнчсского поляризационного потенциала в работе [119] привел к хорошему совпадению с экспериментальными данными.
25
Таким образом, возникает задача создания эффективного неэмпирического метода учета поляризации остова внешним электроном с одновременным учетом релятивистских эффектов и межоболочечных корреляций, который позволил бы объяснить особенности процесса фотоионизаиии атомов щелочных металлов. Кроме того, желательно дать анализ степени влияния различных релятивистских эффектов на теоретическое описание процесса фотоионизацин: спин-орбитального взаимодействия, зависимости массы электрона от скорости, дарвиновской поправки. Такой ана-тгз невозможно дать в рамках метода Дирака-Фока. Кроме того, в этом методе каждая одноэлекгронная функция состоит из двух компонент - малой и большой [96]. Это значительно усложняет расчет матричных элементов с такими функциями. Поэтому возникает дополнительная задача создания достаточно простого, но точного метода учета релятивистских эффектов.
Вышеперечисленные задачи решены во второй и третьей главах диссертации.
1.1.2. Фотоионизацин метастабильных атомов
Возбужденные к, в частности, метаетабильные состояния атомов благородных газов являются более сложным объектом при изучении фотоионизацин, чем атомы щелочных металлов. Конфигурацию этих атомов можно записать в виде np5(M*l)s 3Ро,2- Метастабильные атомы благородных газов во многом подобны соответствующим атомам щелочных металлов, в частности, по химическим свойствам и потенциалам ионизации. Но наличие незаполненной яр-1 оболочки приводит к существенным отличиям теоретического описания фотоионизацин этих состояний от фо-тоионизаиии атомов щелочных металлов. В частности, в работе Beutler, 1935 [221] отмечено, что незаполненное^ яр/ оболочки приводит к появлению в спектре фотоионизации автоионизацнонных резонансов между порогами ионизации оболочек "Рзт5 и яры5. Число каналов фотоионизации также существенно возрастает, что более подробно будет описано в трегьей главе диссертации.
С теоретической точки зрения фотоионнзацня состояний яр?(я-1 )s -Рол интересна в связи с изучением многоэлсктронных корреляций, которые должны быть ве-
26
ЛИКИ в этом случае, как и в случае фотоионизации атомов щелочных металлов, о чем было сказано в предыду щем разделе.
С практической точки зрения изучение фотоионизации таких состояний представляет интерес в связи с разработкой эксимерных лазеров. Полные сечения фотоионизации мстастабильных состояний позволяют оценить величину потерь вследствие процессов фотоионизации в эксимерных лазерах на основе инертных газов.
Первые экспериментальные исследования процесса фотоионизации метаста-бильных атомов связаны с изучением автоионизационных резонансов. Так. в работе Siebbings and Dunning, 1973 [222] экспериментально возбуждались ридберговскне резонансы лр1я5юр' и np^mf. В работе Rundel et ai, 1975 [223] при фотоионизации мстастабильных атомов Хе*{5р*6$',/=0) отмечено сильное смешивание лого состояния с конфигурацией 5p55d. До появления работ с участием автора Kau et al. 1996 [10]. 1997 [11] и 1998 [90] в литературе не существовало систематического экспериментального изучения абсолютных величин ссчсннй фотоионизации метаста-бильных атомов. Подробно результаты работ [10.11.90] будут обсуждены в третьей главе диссертации.
В теоретических работах, посвященных исследованию фотоионизации метаста-бильных состояний, в большинстве случаев было использовано приближение центрального поля. McCann and Flannery, 1977 [140] и Hyman, 1977 [141] работали в приближении Харфи-Слейтсра, Duzy and Hyman, 1980 [142] дополнительно учли поляризацию атомного остова. Hartquist. 1978 [143] и Ranson and Chapelle. 1979 [144] применили теорию квантового дефекта на замороженном остове для расчета сечений фотоионизации различных уровней тонкой структуры. Все эти расчеты в одноэлектронном приближении в лучшем случае лишь качественно воспроизводят сечения фотоионизации метастабильных состояний, поскольку никаких многоэлектронных корреляции в этих работах не было учтено.
К настоящему времени известно только два расчета сечений фотоионизации метастабильных атомов, учитывающих многоэлектрониые корреляции. Dio Hazi and Rcscigno, 1977 [145], которые рассчитали сечения фотоионизации мстастабильных состояний Ne* в LS-связи с использованием ХФ одноэлектронного базиса, и Ojha
27
and Burke, 1983(146]. использовавшие метод R-матрицы для расчета сечений фотоионизаиин и па-раметра углового распределения фотоэлектронов при фотоионизации метастабильных состояний Аг*. Однако в работе [145J сечения фотоионизации рассчитаны с помощью процедуры Стильтьеса. завышающей абсолютные сечения в области минимума и занижаю-щей в области максимума.
В работе [146] расчет также
проведен в приближении LS-связи,
0.2 04 06 0.8 Ю
л его рез\'льтаты для парциальных
Энергия фотона, Ry
сечений фотоионизации в конеч-
Рнсунок 1.2. Парциальные сечения переходов ные 3S. ''Р и 3D состояния привсдс-3py4s->3p5fl’ LS в мстастабильном Аг*: сплошная и , . „
штрихи - R-матричкый расчет, форма даны г. ны на РисЛ’2' Из РисУнка ви*»о. скорости Ojha, Burke. 1983 1146]. результаты расчета в формах
длины и скорости сильно расходятся. особенно для термов JP и *'D. Это означает, что многоэлсктронные корреляции в работе 1146J учтены недостаточно полно. Кроме того, в работе [146] не учтены эффекты поляризации остова внешним электроном и релятивистские эффекты. Отметим, кроме того, что расчет сечений фотоионизации в LS-связи в работах [145.146] затрудняет непосредственное сравнение с экспериментальными данными, поскольку конечные состояния /ipi/25 и имеют различную энергию и в фотоэлектронных спектрах проявляются как отдельные пики. Подробнее результаты работ 1145,146] будут рассмотрены в третьей главе диссертации.
Для атомов Кг* и Хе* не существует до настоящего времени расчетов сечений фотоионизации и параметров углового распределения фотоэлектронов с учетом мно-
ю
2
s
=г
со
rt
S
X
о
S
о
н
%
ф
X
X
ф
г
ф
о
28
гоэлектронных корреляций. Таким образом, возникает задача создания неэмпнриче-ской теории фотононнзацин мстасгабильных атомов с учетом релятивистских, корреляционных и поляризационных эффектов. Эта задача решена в третьей главе диссертации.
1.1.3. Фотоионнзацня возбужденных атомов щелочных металлов
Если исследование фотоиоштиии основного состояния атомов щелочных металлов ^Ar(ns) позволяет изушпъ только пространство гр-функцнй сплошного спектра. то изучение фотоионизации возбужденных атомов Ак(пр) позволяет изучить пространство функций s- и d-симмстрии.
Экспериментальное изучение фотоионизацяи возбужденных состояний атомов Ак{пр) было начато столь же давно, как и изучение фотоионизации основного состояния этих атомов. Так, в работе Mohler and Boeckner. 1929 [368] был проведен эксперимент по рекомбинации электронов и ионов Cs‘. давший информацию о процессе, образном фотоионнзацни. Позже аналогичный эксперимент был проведен для атомов Ка в работе Rothe, 1969 [224].
В 1973 году Ключарев и Добролеге провели эксперимент по лазерной фотоио-низаини статистической смеси атомов Cs(6pi,i) и С$(6рз:) для излучения с длиной волны Х=488 нм (Klyucharev and Dobrolege, 1973 [225]). В работе Nygaard et al, 1975 [226] измерены энергетические зависимости относительных сечений фотонони-зацин для обоих уровней тонкой структуры атома Cs(6p). Авторы [226] использовали цезиевую резонансну ю лампу для возбуждения и монохроматизированное излучение от ртутно-ксеноновой лампы (диапазон длин волн от 500 до 250 нм) для ионизации. Те же авторы в работе Nygaard et al, 1978 [227] измерили сечения феггоионизации атомов К(4р) для четырех энергий фотоэлектронов в диапазоне £—0.03-1.82 эВ.
Начиная с 70-х годов прошлого века начали проводиться эксперименты не только по измерению полных сечений фотоионизации атомов Ак(пр), но также по измерению парциальных вероятностей переходов лр-»гз и яр-»ad и разности фаз между волновыми функциями сплошного спектра s- и d-симметрии. Это оказалось
29
возможным при фотоионизации поляризованных атомов, когда используется излучение двух лазеров - одного возбуждающего и другого ионизирующего. При этом из данных по выходу ионов, например, можно извлечь необходимую информацию о парциальных вероятностях переходов лр-эгз и ир-эя!. меняя взаимную ориентацию возбуждающего и ионизирующего лазерного излучения (Jacobs, 1972(216)). Так, в работе Duong et al, 1978 [228] были использованы аитиколлинсарные лазеры. С помощью циркулярно поляризованного одночастотного лазера атомы Na(3s) возбуждались в состояние Na(3pift), а затем эти атомы ионизировались с помощью импульсного когерентного ультрафиолетового излучения, полученного при удвоении частоты лазерно накачиваемого, температурив регу лируемого параметрического осциллятора. Ультрафиолетовое излучение было также циркулярно поляризовано и направление поляризации выбиралось совпадающим или противоположным направлению поляризации возбуждающего лазера. Фшоионы выделялись с помощью слабого электрического поля (2 В/ем) и детектировались электронным умножителем. Из подсчета числа ионов при параллельном (5.) и антипара.ьчельном (5_) направлении циркулярной поляризации было получено отношение p=SJS =6<7д''(сг^10<т,) и. следовательно, отношение £тс/«т,= 17-D] !D;. где Д и Д - матричные элементы для переходов в cs- и
fd-каналы соот ветственно, а а, и <тй - парциальные сечения фотононизапии в эти канаты.
В работе Hansen et а/. 1980 [229] для энергии фотоэлектрона £=0.64 эВ в атоме Na получено отношение г и cos( ^-4), где 6$-0> - разность между фазовыми сдвигами двух конечных состояний сплошного спектра. Авторы [229] использовали два импульсных лазера (лазер на красителе с длительностью импульса 4 не для 3s-3pw возбуждения и азотный лазер (Л =337 нм) с длительностью импульсов 10 не для ионизации) и рептстрировати фотоэлектроны для нескольких углов п между векторами поляризации двух линейно поляризованных лазеров. При оценке результатов авторы [229] учли влияние возбуждения различных уровней сверхтонкой стру ктуры на эволюцию возбужденного состояния. Более подробно результаты работ (228,229J рассмотрены в третьей главе диссертации.
30
Позже Prcscs etal. 1985 [230] использовали лазер на красителях для 3$-3рз,> возбуждения и монохроматюированное синхротроиное излучение для ионизации атомов Ка(Зрзл) г* интервале энергий фотоэлектронов г- 0+2.1 эВ. В последующей рабо-те Burkhardt et al, 1988 [231] та же группа определила абсолютное сечение фотоионизации 3.7(7) Мб при энергии фотоэлектрона с «0.47 эВ в Ка; это значение было получено методом насыщения, который не требует знания о концентрации атомов. В этой же работе измерена величина абсолютного сечения фотоионизацни атома К(4р) при энергии фотоэлектрона ^=0.91 эВ. Результат в виде открытого кружка приведен на нижней панели рис. 1.3.
В 90-х годах прошлого века был проведен ряд экспериментов по фотоионизации возбужденных атомов щелочных металлов с использованием магнитооптической ловушки. В работе Dinneen etal, 1992 (232) измерены сечения фотоионизации атомов Rb(5p) для двух энергий фотоэлектронов; £=0.413 и 0.460 эВ. В работе Gabbanini et al, 1997(233] экспериментально определено сечение фотоионизацни атомов Rb(5p) около порога (£=0.04 эВ). В следующем эксперименте Gabbanini et al, 1998 [234] использовали метод разрешения по времени для определения зависимости фотоионизацни от поляризации атомов Rb(5p3u), ориентированных цнркулярно поляризованным лазерным излучением и ионизированных коллинеарным цнркулярно поляризованным излучением с направлением вращения, совпадающим (сигнал 5.) и противоположным (сигнал 5_) с направлением вращения ориентирующего лазера. Совсем недавно холодные атомы Cs в магнито-оптической ловушке были использованы для экспериментального изучения фотоионизацни С$(6рзд) от порога до Я *423 нм (диапазон энергий фотоэлектронов £-0-0.5 эВ) в работе Marago et al. 1998 [235]. Подробнее результаты работ [232-235] будут обсуждены в третьей главе диссертации.
В работе Petrov et al, 2000 [206] было использовано лазерное излучение с длиной волны /.=767 нм для возбуждения атомов K(4s) в состояние К(4р3,.;). а также лазерное излучение с тремя длинами волн для фотоионизацни возбужденных атомов
31
K(4pv2)- Из экспериментальных данных была извлечена информация об абсолютных сечениях и об отношении i*=l£VA|. Результаты приведены на рис. 1.3.
Первые расчеты сечений фотоионизации возбужденных атомов Лк(пр) были сделаны по теории квантового дефекта. В работе Москвин, 1963 (236] рассчитаны сечения фотоиониза-ции «р-элсктронов атомов Na. К, Rb и Cs. Чуть позже та же теория была применена для рас-Энергмя фотоэлектрона. эВ чета ссчсннй фотоионизации 6р-
Рисунок 1J. Сечения фотоионизации о (А) и отно- электрона атома Cs в работе
шсиис . привсдскны* матричных элементов (Б) иди Norcross and Slon 1966 [237)
атома K.{4pv2j- (а): метод насыщения при ионизации
импульсным лазером Burkhardt er al, 1988 [231]; (б): результаты расчета для К из
лазерная ионизация, данные по выходу ионов Pctrov
et al, 2000 [206]; (в): теория кваїгтоиого дефекта Mo- работы [236] приведены на
скшш. 19631236); (г); приближение центрального „|шнсй птст р11с |.з, ю кото.
поля с поляризационным потенциалом Aymar et а/,
1976 [239]: (д): расчет в приближении Паули-Фока рого видно, что теоретические
Pctrov et ai, 2000 [206]. r
сечения [236J проходят заметно
ниже экспериментальных значений.
В 70-е годы был проведен ряд расчетов с использованием полуэмпнрнчсского поляризационного потенциала. В работе Weisheit, 1972 [238] проведен расчет в Cs в приближении центрального поля с учетом поляризационного потенциала, в работе Aymar et al, 1976 [239] проведен расчег сечений фотоионизации возбужденных яр-электронов и отношения v“[ZVAj для атомов Li. Na и К в приближении центрального поля с учетом поляризации остова, а в работе Laughlin, 1978 [240] поляри-
32
зационные эффекты учтены на базисе ХФ функций для расчета а* и v в атоме Na. 1 la рис. 1.3 приведены результаты расчета и отношения и*|Ц/08] для атома К из работы [239J. Из рисунка видно неплохое согласие с экспериментом [206,231], однако расчет [239] является полуэмгшрическим.
Позже для атомов Rb и Cs было проведено еще несколько расчетов. В работе Msezane, 1983 [241] рассчитаны сечения фотоионнзацнн в атоме Cs в одноэлектронном нсрслятивнстском приближении Хартри-Фока, в работе Lahiri and Manson, 1986 [242] применено приближение локальной плотности для расчета <тЛр и отношения г в том же атоме, а в работе Aymar et а!, 1984 [243J рассчитаны сечения фотоио-низании 5р-элсктрона и отношение v в атоме Rb в таком же приближении, какое было использовано в работе [239]. Подробнее результаты этих теоретических работ будут рассмотрены в третьей главе диссертации.
На рис. 1.3. кроме вышеупомянутых расчетов, приведены также сечения фото-нонизации а(р и отношение v. рассчитанные в данной работе в одноэлектронном приближении Паули-Фока, которое подробно будет описано во второй главе диссертации. Отметим здесь только, что в случае атома К результаты расчета в приближении Паули-Фока почти такие же. как в приближении Хартри-Фока. Из рисунка видно, что пренебрежение многоэлектронными эффектами и эффектами поляризации остова внешним электроном приводит к слишком маленьким абсолютным сечениям фотоионизацин и маленьким величинам отношения и=|£УД' по сравнению с экспериментальными. С другой стороны, полуэмпнричсскнй учет поляризации остова в работе [239] привел к неплохому согласию с экспериментом как для абсолютных сечений, так и для отношения к
Таким образом, возникает задача создания нсэмпирического метода расчета амплитуд и сечений фотоионизацин возбужденных атомов щелочных металлов с учетом межоболочечных корреляций и поляризации остова внешним электроном. Такая задача решена в третьей главе диссертации.
33
1.1.4. Фотоионнзицня поляризованных атомов благоро;шых газов
Фотоионизация поляризованных атомов позволяет получить больше информации о динамике процесса по сравнению с фотоионизацией неполяриэованных атомов. Это относится к экспериментам, в которых измеряется выход ионов, как это сделано в работе Baum ei ai 1970 [244J, по особенно важно для экспериментов, где изучается угловое распределение фотоэлектронов, поскольку изучая угловое распределение фотоэлектронов при фотоионизации поляризованных атомов, можно рассчитал. матричные элементы для парциальных переходов в определенную симметрию. иными словами, реализовать «полный» эксперимент.
Так. в работе Klar and Kleinpoppen, 1982 [245J отмечено, что можно извлечь все параметры для полного эксперимента из углового распределения фотоэлектронов, если начальное состояние поляризовано. Одним из первых таких экспериментов является работа Siegel ei ai, 1983 [7J, в которой изучено угловое распределение фотоэлектронов при фотоионизации поляризованных атомов Ne*(2p3,,2?3p 3D3). Если пренебречь эффектами, связанными с незаполнснностью 2р5-оболочки, то процесс фотоионизации этого состояния будет описываться всего двумя приведенными матричными элементами лр-»й> (D.J и (£>j) переходов и одной разностью фаз A=öj-
St между £5- и sd-волнами. В этом случае для определения отношения 1=Д/Д| достаточно измерить выход фотоионов в зависимости от угла между векторами поляризации возбуждающего и ионизирующего лазеров.
Подобная ситуация имеет место при фотоиопизацин поляризованных атомов щелочных металлов ЛА(ир). рассмотренной в предыдущем разделе. Описанное приближение оказалось вполне приемлемым для описания фотоионизации состояния Ne*(2p^53p 3D3).
Позже в той же группе при изучении фотоионизааин поляризованного атома Аг*(3р?4р^0=3) Schohl ei ai 1997 [147] оказалось, что в этом слу чае знание трех параметров уже не даст полной информации о процессе, необходимо более детальное изучение углового распределения вылета фотоэлектронов. Необходим также учет