Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Обзор исследований вероятностей переходов в многозарядных ионах 9
1.1. Экспериментальное изучение переходов между уровнями многозарядных ионов во внешних полях 9
1.2. Учет влияния внешних полей на вероятности переходов с помощью теории возмущений . 11
ГЛАВА II. Одноэлектронные ионы в слабом электрическом поле с периодической зависимостью от времени 17
2.1. Выражение вероятностей переходов через адиабатическую матрицу 17
2.2. Поправка к вероятности перехода в первом порядке теории возмущений по взаимодействию с внешним полем 24
2.3. Расчет вероятности для перехода
ГЛАВА III. Учет влияния сильного переменного поля на вероятности переходов 45
3.1. Переходы между квазиэнергетическими состоя ниями 45
3.2. Вероятности переходов в сильных высокочастотных полях 47
3.3. Вероятности переходов при полном перемешивании уровней 51
3.4. Резонансное усиление линии - сателлитов 60
ГЛАВА ІV. Исследование возникновения линий-сателлитов при переходе от слабых полей к сильным 63
4.1. Волновые функции квазиэнергетических состояний в переходной области 63
4.2. Общие формулы для вероятностей перехода ... 69
4.3. Результаты вычисления вероятностей 71
Заключение 77
Литература
- Учет влияния внешних полей на вероятности переходов с помощью теории возмущений
- Поправка к вероятности перехода в первом порядке теории возмущений по взаимодействию с внешним полем
- Вероятности переходов в сильных высокочастотных полях
- Общие формулы для вероятностей перехода
Введение к работе
Изучение влияния внешних полей на спектральные характеристики многозарядных ионов является весьма актуальной задачей, поскольку оно необходимо для интерпретации физических процессов, происходящих в солнечной короне [і-5], в высокотемпературной плазме [б-ioj и, в особенности в плазме,получаемой при воздействии мощного лазерного излучения на твердую мишень. В последнем случае многозарядные ионы, в самом процессе своего образования находятся в интенсивном электромагнитном поле, которое оказывает существенное влияние на спектральные характеристики лазерной плазмы В частности, внешнее поле значительно усиливает вероятности таких переходов между уровнями многозарядных ионов, которые запрещены в нерелятивистском пределе, а также приводит к появлению вблизи каждой линии запрещенных в отсутствии поля переходов двух линий (так называемых лазерных сателлитов), отстоящих от линии основного перехода на расстояние ± Шо (где СОо -частота лазерного электрического поля). Эти сателлиты наблюдались экспериментально ( см.обзор[э]). Кроме того, исследование спектров тяжелых ионов во внешних полях представляет существенный теоретический
интерес, поскольку требует распространения ряда методов, в частности , квазиэнергетического подхода [її, 12]на релятивистский случай.
Целью настоящей работы является теоретическое исследование влияния однородного электрического поля, периодически зависящего от времени, на вероятности переходов между уровнями одноэлектронных многозарядных ионов с произвольным зарядом ядра г? в широком интервале изменения амплитуды напряжённости поля Fo и частоты СО о.
Известно, что в переменных полях теряют смысл понятия стационарных состояний и соответствующих значений энергии системы. Такие системы удобно описывать в терминах квазиэнергетических состояний и соответствующих им значений квазиэнергии. Однако, при не очень больших значениях амплитуды электрического поля Fo , когда энергия взаимодействия электрона с полем намного меньше расстояния между уровнями ( что позволяет не учитывать перемешивание уровней с разным ? ), а частота колебания внешнего поля СОо такого же порядка, что и расстояние между уровнями с разным t » с достаточной степенью точности можно предположить, что начальное квазиэнергетическое состояние совпадает с тем стационарным состоянием, в которое переходит система при выключении поля[і2]. Такие поля можно считать "слабыми" ( см.гл.П).
Учитывая внешнее поле, как малое возмущение по сравнению с внутриатомным полем и применив релятивистскую адиабатическую теорию S матрицы, в работе в общем виде рассчитана вероятность перехода между состояниями одноэлектронных многозарядных ионов с произвольным зарядом ядра в первом порядке теории возмущений по взаимодействию с периодическим внеш-
ним электрическим полем.В выражении для вероятности перехода появляются дополнительные члены,интерпретируемые,как вероятности излучения линии - сателлитов, отстоящих от линии основного перехода СО& **-* на ±СОо . в нерезонансной области частот эти вероятности плавно изменяются с изменением частоты СОо и имеют тот же порядок, что и поправки первого порядка IV по взаимодействию с постоянным полем.
При определенных значениях частоты внешнего поля в выражениях для вероятностей появляются полюсные особенности,которые соответствуют резонансному усилению линии - сателлитов на данных частотах. Это резонансное усиление соответствует процессу вынужденного перехода электрона под воздействием поля на возбужденный виртуальный уровень с последующим спонтанным переходом в конечное состояние.
В сильных полях ( гл.Ш) степень перемешивания уровней в значительной степени зависит от частоты внешнего поля. Рассмотрены два предельных случая высокочастотных полей,когда уровни, разделенные на величину лэмбовского сдвига, либо полностью не смешиваются, либо полностью смешиваются.
Вероятность перехода из соответствующего состояния в основное для одноэлектронного иона рассчитывается по той же схеме, что и в случае слабого поля. Вследствие перемешивания уровней начального состояния появляется целый ряд линии - сателлитов с частотами СО& = СОг/^пСОо^т которых имеют место многофотонные резонансы.
С целью выяснения общего вида зависимости ширины квазиэнергетического уровня от параметров задачи (напряженность F0, частота We «заряд ядра Z ) в диссертации предложен метод расчета радиационной ширины квазиэнергетических уровней одноэлектронных многозарядных ионов с произвольным зарядом
- 7 -ядра ^ , как суммы парциальных вероятностей переходов (см. гл.ІУ).
Данный метод был использован для переходной области полей от слабых к сильным. При этом, как показано в работах {ІЗ— 15j, в рассматриваемой области для описания начального состояния можно ограничиться двухуровневым приближением.
Получена зависимость радиационной ширины квазиэнергетических уровней от напряженности электрического поля Fo в широком диапазоне изменения Fo от нуля до таких значений,когда энергия взаимодействия электрона с внешним полем становится порядка лэмбовского сдвига между уровнями (И (Частота внешнего поля СОо также имеет порядок лэмбовского сдвига. Исследована зависимость вероятностей излучения линии-сателлитов от СО о и Fo Установлено, что соответствующие вероятности быстро растут с ростом F0 . При рассматриваемых СО о эти сателлиты спектрально неразрешимы, так что в эксперименте должна наблюдаться одна линия, ширина которой определяется суммой всех вычисленных вероятностей.
На защиту выносятся следующие основные положения диссертации:
Предложен критерий, позволяющий классифицировать внешние периодические поля, влияющие на многозарядные ионы с произвольным зарядом ядра Е на "слабые" и "сильные" в зависимости от напряженности Fo » частоты (Оо и заряда ядра -
В рамках полностью релятивистской схемы с использованием обобщения адиабатического /!у"-матричного подхода на нестационарный случай, получено выражение для вероятностей переходов между уровнями многозарядных одноэлектронных ионов с произвольным зарядом ядра Z в первом порядке теории возмущений по взаимодействию с внешним полем.
3. В случае слабого поля получены выражения для вероятностей излучения на частотах, отстоящих на ±СОа от линии основного перехода. Исследована зависимость этих вероятностей от напряженности Fo и частоты CVa внешнего поля для нерезонансных частот. Установлено, что некоторые из указанных линий-сателлитов резонансно усиливаются при определенных значениях частоты внешнего поля.
4. Получены выражения для вероятностей излучения на частотах, отстоящих на ±СОо » ±ff* +3' СОо ) от линии основного перехода (&&>) ~~^~ O&v*) в случае сильных внешних полей, когда частота внешнего поля намного больше величины лэмбовского сдвига, но меньше матричного элемента оператора возмущения между состояниями (2$уг) и С^Р/^) . Найден набор частот, при которых происходит резонансное усиление линии - сателлитов.
В случае промежуточных полей предложен метод вычисления радиационной ширины квазиэнергетических уровней,как суммы парциальных вероятностей для линии - сателлитов.
Изучена зависимость радиационной ширины квазиуровней, переходящих при выключении поля на уровень (2&J$) одноэлект-ронного иона, от амплитуды напряженности внешнего поля при различных значениях частоты СО о Прослежено за постепенным появлением с ростом Fo линий - сателлитов, отстоящих на ± ООо » ±2си# , ±ЗСОо , от линии основного перехода.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, двух приложений и списка литературы. Используется система единиц, в которой п = 0=т = 1 ,где С -скорость света, т -- масса электрона.
Учет влияния внешних полей на вероятности переходов с помощью теории возмущений
Особо надо отметить метод получения многозарядных ионов с помощью фокусировки мощного лазерного излучения на твердую мишень [б-Ю , 21-22] с последующим образованием высокотемпературной плазмы. Спектроскопическое исследование термоядерной плазмы имеет важнейшее значение для изучения процессов,протекающих в плотных, горячих областях, так как спектры линейчатого излучения плазмы являются наиболее богатым источником информации, а контактные методы диагностики практически исключаются [9]. Расшифровка наблюдаемых спектров потребовала надежных теоретических расчетов энергии уровней. В то же время для интерпретации интенсивностей спектральных линий необходимо детальное знание радиационных вероятностей и сечении соударений. С другой стороны, сопоставление наблюдаемого и расчетного спектра в широком интервале плазменных параметров, позволяет судить о точности атомных констант, заложенных в кинетической модели плазмы.
Кроме того,многозарядные ионы, полученные при фокусировке лазерного излучения на вещество, в самом процессе своего образования, находятся в интенсивном электромагнитном поле. В настоящее время максимально достижимое электрическое поле в фокусе лазерного пучка имеет напряженность Ю11 В/СМ [23] Ясно, что столь интенсивные электромагнитные поля должны оказывать существенное влияние на спектральные характеристики многозарядных ионов. Так, сильное электрическое поле на лазерной частоте СО о должно привести к возникновению двух линий вблизи каждого запрещенного по четности перехода W / между состояниями многозарядного иона. Эти линии имеют частоты ООг/іСНо [э]. Интенсивность этих сателлитов становится сравнимой с интенсивностями разрешенных линий гелие и литиеподобных многозарядных ионов при -дуг я ю15 Шу
Расщепление между сателлитами 2Шо для неодимового лазера составляет 2 эв, что вполне соответствует экспериментально достигнутому спектральному разрешению в области выше нескольких ангстрем. Линии, соответствующие запрещенным переходам, в лазерной плазме наблюдались в работе [24-].
В многозарядных ионах с ростом заряда ядра Z быстро растет внутриатомное поле ( изменяющееся пропорционально 2? ). Так, если для атома водорода внутриатомное поле имеет порядок Кг =. ( атомная единица напряженности / =5.142.109 [25]), то для одноэлектронного многозарядного иона при =10 оно достигает уже 10хс м, т.е. на порядок больше максимально достижимой в настоящее время напряженности поля в фокусе лазерного пучка [23]. При больших Z внутриатомное поле еще более велико. Таким образом, в случае многозарядных ионов с достаточно большим практически все достижимые в настоящее время поля являются малыми по сравнению с действующим на электроны полем ядра. Следовательно,влияние интенсивного внешнего поля на спектральные характеристики многозарядных ионов можно учитывать по теории возмущений.
Отметим, что для нейтральных атомов или ионов с невысокой степенью ионизации (-N) учет влияния сильного внешнего поля по теории возмущений неправомерен, поскольку в этом случае внешнее поле имеет такой же порядок, как и внутриатомное, и даже больше» В этом случае влияние внешнего поля учитывается с использованием других методов. Примером может служить метод перехода к системе координат осцилирущей с полем. Этим методом в [26-27J рассчитана динамическая поляризуемость И » Цд и Be 2 в нерезонансном высокочастотном электрическом поле, В [28] для построения оператора квазиэнергии водородоподобных атомов в сильном циркулярно-поляризованном электрическом поле используется метод комплексного вращения координат.
Поскольку частоты переходов между уровнями различных конфигураций многозарядных ионов лежат в ультрафиолетовой и рентгеновской областях спектра, они существенно превосходят частоты лазеров в оптической и близких к ней областях. Таким образом, при описании воздействия лазерного излучения на спектры многозарядных ионов в качестве первого приближения можно рассматривать постоянное электрическое поле. Следует отметить также, что случай постоянного электрического поля может представлять и самостоятельный интерес.
Поправка к вероятности перехода в первом порядке теории возмущений по взаимодействию с внешним полем
Рассматривая определенную конфигурацию одноэлектронных ионов, можно разделить малые по сравнению с полем ядра поля на "слабые" и "сильные" в зависимости от того, в какой степени взаимодействие с внешним полем перемешивает уровни данной конфигурации.
В этом параграфе рассматриваются поправки к вероятности перехода, полученные в первом порядке теории возмущений по взаимодействию с полем , которое является слабым в указанном выше смысле.
В качестве внешнего поля рассмотрим пространственно-однородное периодическое электрическое поле, направленное вдоль оси , потенциал которого имеет следующий вид:
Приближение однородного поля, периодически зависящего от времени, справедливо, если характерные размеры неоднородностей поля велики по сравнению с размерами системы, взаимодействующей с этим полем. Характерные размеры неоднородностей поля имеют порядок длины волны и для лазеров оптического диапазона действительно значительно превышают размеры многозарядных ионов.
Ясно, что говорить о стационарных состояниях атомной системы, взаимодействующей с переменным полем, нельзя» В переменном поле вместо понятий энергетических уровней и стационарных состояний следует использовать понятия квазиэнергий и квазиэнергетических состояний [її,12]. Однако, в рассматриваемом нами случае слабого поля уровни квазиэнергии близки к уровням энергии невозмущенного иона [l2], а квазиэнергетические состояния мало отличаются от соответствующих стационарных состояний. Поэтому, влияние слабого переменного поля можно учесть по теории возмущений так же, как это было сделано в случае постоянного поля [з ] .
При вычислении вероятности перехода в первом порядке теории возмущений по взаимодействию с внешним полем следует учитывать вклад от диаграмм, изображенных на рис.2,а,б.
При вычислении вероятности перехода согласно (2.2), надо провести суммирование по состояниям поляризации испускаемого фотона и по проекциям конечного момента, а также усреднение по проекциям начального момента электрона. С учетом (2.45) полная вероятность запишется следующим образом :
Проводя в (2.46) суммирование по проекциям моментов, нетрудно получить следующее выражение для вероятности перехода : где w -вероятность перехода в отсутствии поля, а поправка определяет вероятности переходов для линий-сателлитов , отстоящих на величину ± U?o от линии основного перехода. Следует отметить, что внешнее поле, вообще говоря, влияет также на вероятность перехода на основной частоте. Квадратичные по F& поправки к вероятности перехода на основной частоте определяются вкладом диаграмм во втором порядке теории возмущений ( рис.3).
Эти диаграммы дают в амплитуду перехода вклад, пропорци-ональный / . При вычислении вероятности перехода возникает интерференционный член от произведения слагаемых, соответствующих диаграмм рис.1 и рис.3. Однако, в слабом поле эта поправка мала. Для случая более сильных полей она обсуждается в гл.1У.
В качестве примера применения полученных выше общих формул рассчитаем влияние слабого внешнего переменного поля на вероятность магнитного дипольного перехода с уровня ?Й в основное состояние / одноэлектронного многозарядного иона. Такой переход запрещен в нерелятивистском пределе. При последовательном релятивистском рассмотрении он оказывается разрешенным, но в отсутствии поля его вероятность мала. При малых і? она имеет вид:
Внешнее электрическое поле можно считать слабым, когда примешивание к уровню $ , уровня 2Р% , отделенного от него на величину лэмбовского сдвига, мало. Это означает, что выполняется условие V«A/. , где V- матричный элемент Надо отметить, что лэмбовский сдвиг быстро растет с ростом [72J, поэтому максимальное значение напряженности внешнего поля, еще удовлетворяющего условию (2.49), также быстро растет с ростом Z
Рассчитаем вероятность перехода C PS )- C S ) в первом порядке теории возмущений по взаимодействию с внешним полем, используя результаты, полученные в 2-2 для общего случая. В качестве начального состояния /? рассмотрим состояние 2 S% , в качестве конечного состояния В рассмотрим основное состояние //5.
Вероятности переходов в сильных высокочастотных полях
Как легко увидеть непосредственно, в последовательностях, изображенных на рис.8 и рис.9 одинаковых диаграмм нет, тогда как на рис.8 и рис.10 они могут встретиться. Для того, чтобы при вычислении вклада диаграммы рис.10 отбросить члены, учтенные при построении волновой функции (3.9), следует использовать редуцированную функцию Грина &(п п) с исключенными состояниями C ?St$) и (2Р/$) f71J Заметим, что при вычислении вклада диаграммы рис.9 используем обычную функцию Грина в той же форме, что и в случае слабого поля (см.форм.(2.26)). Тогда после подстановки в матричном элементе соответствующих выражений для волновых функций [25, 6?J, вектор-потенциала (2.12) функции Грина (2.26) и разделения радиальных и угловых переменных получим
В гл.2 при рассмотрении влияния слабого поля на вероятность перехода С ?/$) С/ ) для одноэлектронных много-, зарядных ионов было указано, что при некоторых значениях частоты Wo внешнего электрического поля имеет место резонансное усиление линии - сателлитов, отстоящих от линии основного перехода CO# = S% -/SJ$ на ±Ша Подробное рассмотрение данного вопроса было отложено и дается в настоящем параграфе.
Матричные элементы S матрицы, соответствующие диаграммам 2,а и Z,6 , имеют полюсные особенности, которые возникают при определенных значениях частоты 6V внешнего электрического поля функции Грина.
Эти полюсные особенности легко найти непосредственно из общего вида функции Грина, входящей в матричные элементы,соответствующие диаграммам рис»2, а, б Действительно,особенности в матричных элементах возникают при частотах внешнего поля CUo E/f-f (диаграмма рис.2,а) и CUo=f/)-f (диаграмма рис.2,б). Здесь / -некоторая дираковская энергия. Конечно, / -энергия только такого состояния,которое примешивается к исходному состоянию. Значения резонансных частот можно определить также, вычислив полюса радиальных частей кулоновокой функции Грина. Если рассмотреть выражения (П.І.З) - (П.ІЛ) для радиальных частей функции Грина, то легко увидеть, что полюсные особенности возникают при J- (когда / // )» если //- -//,где У -положительное целое число. Учитывая определение (П.І.7), можем получить уравнение, из которого определяется резонансное значение энергии
Решение этого уравнения имеет вид Легко увидеть, что (3.24) определяет собственное значение уравнения Дирака 1л=Е// Е. Таким образом, в выражении для амплитуды излучения фотона с частотой CV& =tV =t + Wo полюсные особенности появляются при частоте внешнего поля
Эти полюса появляются при вычислении вклада диаграммы рис.2,б. Резонансное усиление вероятности соответствует процессу вынужденного перехода под воздействием поля (при поглощении одного кванта) на уровень П и последующему спон тайному переходу в основное состояние» Прямые вертикальные линии на рис.5 и рис .7 соответствуют этим резонансам.
До сих пор рассматривались резонансы только в слабом поле или в сильном высокочастотном поле. В случае?сильного поля,удовлетворяющего условию (3,6), когда состояния / Р% полностью перемешаны, набор резонансных частот оказывается гораздо шире. Матричный элемент (3.18), соответствующий диаграммам рис .10, имеет помимо (3.25), полюсные особенности также при частоте внешнего поля
В предыдущих главах было исследовано влияние переменного электрического поля на вероятности переходов в случае слабых полей и очень сильных полей, полностью перемешивающих уровни ?/% и РРуг . В настоящей главе рассматривается область переходных полей, когда амплитуда напряженности внешнего поля изменяется от нуля до таких значений, при которых / (см. рис.3). Здесь следует отметить, что в слабых полях вероятности излучения линий-сателлитов, отстоящих на CV& от основной линии, получаются в первом порядке теории возмущений (эти сателлиты соответствуют разрешенным электрическим дипольным переходам). Учет высших порядков теории возмущений позволяет вычислить вероятности переходов на частотах, отстоящих на ±ПСОа , от основной линии. В рамках формализма, изложенного ниже, эти же результаты получаются более простым и естественным путем.
Для построения волновых функций начального состояния используется релятивистское обобщение метода квазиэнергии [із]. При этом оказывается, что в; рассматриваемых здесь полях достаточно ограничиться двухуровневым приближением для состояний / и / , пренебрегая остальными уровнями. Предполагается! что внешнее поле не является резонансным,т.е. f/r-fs /C&Ja, где Л -один из уровней C2jSye) , (2Рх ) , a -fa -любой другой уровень одноэлектронного иона. Это предположение является весьма существенным, поскольку при наличии такого резонанса происходит смешивание именно резонансных уровней.
Общие формулы для вероятностей перехода
В настоящем параграфе получены общие формулы для радиационной ширины квазиэнергетических состояний (4.2). В нереля-тивистокой теории квазиэнергетических состояний основное внимание уделяется процессам многофотонной ионизации нейтральных атомов и ионов невысокой кратности ионизации. При этом ширина квазистационарного квазиэнергетического уровня обычно находится как мнимая часть комплексной квазиэнергии (обсуждение этого вопроса содержится в целом ряде работ,например [7? - 79]. Здесь же рассматриваются слабовозбужденные состояния многозарядных ионов, с достаточно большим . В этом случае процессами ионизации можно пренебречь даже в полях о амплитудой напряженности / Кг1 В/см. Основной интерес для таких состояний представляет расчет радиационной ширины.
Вычислим вероятность перехода по формулам (2.2)-(2.3), используя в качестве волновой функции начального состояния функцию %%(r,i) ( см.форм.(4.2)). Основной вклад в ширину уровня дает переход в такое квазиэнергетическое состояние, которое при выключении поля совпадает с основным состоянием одноэлектронного иона. Поскольку рассматриваемое поле не перемешивает уровни с различным П , в качестве волновой функции этого состояния можно использовать дираковскую функцию [25J Рассмотрим вклад в амплитуду перехода диаграммы рис.1. Элемент S матрицы, соответствующий данному процессу,имеет вид:
Как видно из (4.6) , линии-сателлиты, отстоящие на от линии основного перехода, соответствуют электрическим дипольним переходам, поэтому вероятность их ІЛ/еСш?)велика .Линии-сателлиты, отстоящие на ±2nCU ? от линии основного, перехода, соответствуют магнитным дипольным переходам,вероятность которых М(МФ) мала.
В настоящем параграфе обсуждаются конкретные расчеты, проведенные по формулам, полученным выше. Результаты вычислен ных вероятностей для водородоподобных ионов с 2? =20 приве дены на рис.13, 14. По оси абсцисс откладывается fy(%)% где Ffi =5.142.109 j _ атомная единица напряженности,по оси ординат - fy (и/со)) гДе W -вероятность магнитного дипольного перехода в отсутствии поля, ]/vn -вероятность перехода на частоте CV&=U &-f-n CVo На рис.14 изображена зависимость от F? вероятностей переходов Wn при частоте внешнего поля Wo = С1 /.= = 2.26.101 - о Обозначение кривых на рис.14 такое же как на рис.13. Как видно из рис.13, вероятности переходов для линий-сателлитов W и Wi превышают вероятность основного перехода W(0\ начиная с Fo =10 - Ю5 В/см. В полях 10? м появляются сателлиты, отстоящие на ±2СОо,±Зш0ъъ основной линии (кривые (d) , (&) % (f) и Cff) соответственно),причем вероятность последних быстро возрастает. Кроме того,видно, что в достаточно сильных полях, /ь Ю м вероятность перехода на основной частоте CV начинает уменьшаться.
На рис.13 также видно, что при (Vo tiJ/. все вероятности меняются практически монотонно, тогда как при СОе CV/. (см. рис.14) кривые (а) , СЮ наблюдается резко немонотонный характер изменения некоторых вероятностей при увеличении Fa-Немонотонный характер изменения вероятностей в рассматриваемой области связан с тем, что некоторые коэффициенты волновой функ ции (4.2), в части о сти /v и / , из меняют знак с увеличением Fo ( см.рис.11).
Для примера на рис.15 приведена зависимость вероятностей Wn в полях с Fo =Ю8 В/см и CUo fj) оси абс цисс на этом рисунке амплитуда электрического поля откладывается не в логарифмическом, а в обычном маоштабе, что позволяет детально проследить за изменением вероятностей переходов в области интенсивных полей (обозначения кривых на рис.15 такое же как на рис.13 и рис.14).
Таким образом, предложенный метод вычисления ширины квазиэнергетических уровней позволяет проследить постепенное появление с ростом Го »линий-сателлитов и вычислить для них вероятности переходов.
При рассматриваемых здесь частотах Оо эти линии-сателлиты спектрально неразрешимы [э], так что должна наблюдаться одна линия, ширина которой определяется суммой вычисленных вероятностей.
В заключение обсудим основные результаты, полученные в диссертации.
1. Предложен критерий, позволяющий классифицировать внешние периодические электрические поля (малые по сравнению с внутриатомным полем), влияющие на одноэлектронные многозарядные ионы, на слабые и сильные в зависимости от того,насколько эти поля перемешивают близлежащие состояния одноэлект-ронных многозарядных ионов с произвольным зарядом ядра Z при широком интервале изменения амплитуды напряженности / и частоты
2. Так как в многозарядных ионах релятивистские эффекты существенны ( параметр гх перестает быть малым при больших ), в работе в рамках полностью релятивистской схемы с использованием обобщения адиабатического Sy матричного подхода в теории возмущений на нестационарный случай,получено выражение для вероятностей перехода между уровнями одно-электронных многозарядных ионов с произвольным Z в первом порядке теории возмущений по взаимодействию с внешним полем,
3. В случае "слабого" поля получены выражения для веро ятностей излучения на частотах, отстоящих на ± СОв от линии основного перехода ( см. 2.2 форм.(2.46), (2.47). В качестве примера применения общих результатов рассчи тано влияние "слабого" переменного электрического поля на вероятность перехода St$ / одноэлектронных много зарядных ионов с произвольным зарядом ядра zE (см, 2.3). Этот переход запрещен в нерелятивистском пределе). Исследова на зависимость вероятностей линии отстоящих от линии основно го перехода ,от напряженнос ти Fa и частоты Шо внешнего поля для нерезонансных частот. ( см, рис.5).
Установлено, что некоторые из указанных линий-рателлитов резонансно усиливаются при некоторых значениях частоты внешнего поля ( см. 3.4 форм.(3.25) и (3.26)).
4. Получены выражения для вероятностей излучения на час тотах, отстоящих на ± UJo , t CVe , t3Wa , от линии основного перехода (2S% )- (/S%) в случае сильных внешних полей, когда частота внешнего поля удовлетворяет условию ( см. 3.3 форм.(3.6)).
Найден набор резонансных частот ( см. 3.4 (3.27)),при которых происходит резонансное усиление вероятностей этих линий.
5. Исследовано влияние промежуточных полей (на вероят ности переходов между квазиэнергетическими состояниями одно электронных многозарядных ионов).
