ФОРМИРОВАНИЕ КОРРЕЛИРОВАННЫХ СОСТОЯНИЙ И ОПТИМИЗАЦИЯ ЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ ДЛЯ ЧАСТИЦ НИЗКОЙ ЭНЕРГИИ ПРИ НЕРЕЗОНАНСНОЙ НИЗКОЧАСТОТНОЙ МОДУЛЯЦИИ ПОТЕНЦИАЛЬНОЙ ЯМЫ
Рассмотрен метод формирования когерентных коррелированных состояний (ККС) частиц низкой энергии за счет полномасштабной низкочастотной модуляции параметров параболической потенциальной ямы и:(t) = о-’оsinQi, в которой находятся эти частицы. Показано, что такая модуляция в отсутствие случайной силы, действующей на частицу, приводит к быстрому формированию ККС и возрастанию коэффициента корреляции и прозрачности потенциального барьера до предельных значений |r(f)| mа;с -> 1. D -¥ 1. Наличие случайной силы существенно влияет на эволюцию ККС, уменьшая темп роста коэффициента корреляции |r(f)|mа;с (при Q < 10 _’ 4Wи) и ограничивая его на уровне |''г(ос)| таа: < 1 (при Q = (10 _-10 _1)wи). причем величина |/''(ос)| та:с возрастает при уменьшении частоты модуляции и уменьшается при увеличении интенсивности случайной силы. Показано, что при реалистичном соотношении параметров за счет низкочастотной модуляции возможно достижение такой величины |/-|, когда прозрачность потенциального барьера для частиц низкой энергии возрастает в 10 ,и-10 1(ю и более раз. Рассмотрен механизм формирования ККС для заряженных частиц при воздействии на газ или плазму низкого давления низкочастотного магнитного поля. Определено, при каком соотношении напряженности магнитного поля и частоты модуляции, а также температуры и плотности газа (плазмы) рассматриваемый метод может быть использован для оптимизации ядерных реакций при низкой энергии.
Рассмотрен метод формирования когерентных коррелированных состояний (ККС) частиц низкой энергии за счет полномасштабной низкочастотной модуляции параметров параболической потенциальной ямы и:(t) = о-’оsinQi, в которой находятся эти частицы. Показано, что такая модуляция в отсутствие случайной силы, действующей на частицу, приводит к быстрому формированию ККС и возрастанию коэффициента корреляции и прозрачности потенциального барьера до предельных значений |r(f)| mа;с -> 1. D -¥ 1. Наличие случайной силы существенно влияет на эволюцию ККС, уменьшая темп роста коэффициента корреляции |r(f)|mа;с (при Q < 10 _’ 4Wи) и ограничивая его на уровне |''г(ос)| таа: < 1 (при Q = (10 _-10 _1)wи). причем величина |/''(ос)| та:с возрастает при уменьшении частоты модуляции и уменьшается при увеличении интенсивности случайной силы. Показано, что при реалистичном соотношении параметров за счет низкочастотной модуляции возможно достижение такой величины |/-|, когда прозрачность потенциального барьера для частиц низкой энергии возрастает в 10 ,и-10 1(ю и более раз. Рассмотрен механизм формирования ККС для заряженных частиц при воздействии на газ или плазму низкого давления низкочастотного магнитного поля. Определено, при каком соотношении напряженности магнитного поля и частоты модуляции, а также температуры и плотности газа (плазмы) рассматриваемый метод может быть использован для оптимизации ядерных реакций при низкой энергии.
Рассмотрены особенности формирования когерентных коррелированных состояний (ККС) частицы в параболической потенциальной яме при ее монотонной деформации (расширении или сжатии) в ограниченных пределах при наличии диссипации и случайной силы. Показано, что в обоих режимах деформации происходит быстрое формирование ККС с большим коэффициентом корреляции |r| →1, которому при низкой энергии частицы соответствует очень значительное (в 10 50... 10 100 и более раз) увеличение прозрачности потенциального барьера при ее взаимодействии с атомами (ядрами), образующими «стенки» потенциальной ямы, или другими атомами, находящимися в этой же яме. Эффективность формирования ККС и величина |r| возрастают при увеличении интервала деформации и уменьшении времени деформации. Наличие случайной силы, действующей на частицу, может существенно уменьшать максимальное значение |r| → и приводить к быстрой релаксации ККС с |r| → 0. Влияние диссипации в реальных системах менее существенно, чем действие случайной силы. Показано, что процесс формирования ККС при быстром расширении ямы может быть основой механизма ядерных реакций при низкой энергии, например, в нестационарных микротрещинах в объеме гидридов металлов при их насыщении водородом или дейтерием, а также в плазме низкого давления в изменяемом магнитном поле, в котором движение ионов аналогично гармоническому осциллятору с изменяемой частотой.
Предложена методика получения формул для уровней энергии квантовой частицы в потенциальных ямах различной формы без решения уравнения Шрёдингера. Данная методика позволяет избежать решения дифференциальных уравнений и может быть применена при изучении курса квантовой физики в технических вузах. Обсуждаются традиционные формы потенциальной ямы (гармонический осциллятор, бесконечная прямоугольная яма, атом водорода), а также потенциальная яма в виде степенной функции с произвольным показателем. Результаты сравниваются с известными точными значениями.
Для многочастичных квантовых систем с дипольным взаимодействием с квантовым полем рассмотрена проблема транспорта энергии электронного возбуждения при помощи механизма экситонного переноса, основанного на квантовой интерференции. Показано, что при специальном выборе параметров взаимодействия в модели квантового графа можно достичь усиления переноса экситона на сток, пропорционального числу частиц в системе, а также подавить перенос на альтернативные стоки. Для описания динамики используется метод квантового стохастического предела. Отмечены возможные применения указанного механизма в процессах квантового фотосинтеза.
Рассмотрено неупругое рассеяние фотона связанным электроном водородоподобного атома с получением выражения сечения этого процесса, который может происходить как без, так и с изменением энергии фотона за счет атомных переходов. В рамках стандартной диаграммной техники с пропагатором свободного электрона получены общие выражения для амплитуды и сечения процесса. Приводится аргументация правомочности использования этого представления пропагатора при расчете амплитуды в поле ядра. Как сопутствующий результат, в основном приближении по малому «атомному» параметру разложения (Zα) << 1, α = e² / ћc, найдено также выражение матрицы плотности электрона в поле ядра. Показано, что в реальной ситуации при температурах Т << mₑ равновесного поля излучения этим процессом можно пренебречь по сравнению со спонтанным излучением водородоподобного атома, несмотря на меньшую степень параметра (Zα) в его амплитуде. Насколько нам известно, в такой постановке этот достаточно важный вопрос в литературе не обсуждался.
Одной из наиболее важных характеристик бозе-эйнштейновского конденсата является пространственная когерентность - свойство системы иметь одну и ту же волновую функцию в разных точках, разделенных расстоянием, превышающим тепловую длину волны де Бройля. Для понимания процессов, управляющих конденсацией Бозе-Эйнштейна, важно знать, как быстро устанавливается когерентность во всей системе во время образования конденсата. В теоретических работах [1,2] было показано, что процесс конденсации частиц имеет три стадии: релаксация частиц низкоэнергетическую или так называемую когерентную область, где кинетическая энергия частицы имеет порядок ее энергии взаимодействия с другими частицами, формирование “квазиконденсата” (сглаживание колебаний плотности) и “истинного конденсата” (установление в системе частиц дальнего порядка). Экспериментально динамика формирования пространственной когерентности впервые была исследована для газа ультрахолодных атомов в работе, [3] где было обнаружено, что когерентная область расширяется с постоянной скоростью около 0,1 мм/с. В исследованиях системы экситонных поляритонов (ЭП) в GaAs микрорезонаторах (МР) при межзонном возбуждении, когда ЭП конденсат формируется благодаря стимулированному рассеянию экситонов из фотовозбужденного экситонного резервуара на дно ЭП ветки, было найдено, что пространственная когерентность формирующегося конденсата распространяется со скоростью около 5.107 см/с. При этом взаимодействие конденсата с экситонным резервуаром ведет к частичной декогерентности конденсата, максимальная длина когерентности находится при плотностях возбуждения, превышающих пороговую не более, чем в 1.5-2 раза и лежит в пределах 20 мкм. В этой работе исследовано формирование пространственной когерентности в ЭП системе при резонансном возбуждении ЭП некогерентными пс импульсами в широкой области квазиимпульсов без возбуждения экситонного резервуара. Исследована ЭП система в 2 GaAs/AlGaAs МР с 4 наборами из 3 In0.05Ga0.95As квантовых ям толщиной 10 нм. Добротность МР Q>104 , расщепление Раби – 7.5 мэВ. ЭП возбуждались сходящимся лазерным лучом с большой апертурой (~ 26o ) выше дна ЭП ветки ELP на 0.7 мэВ. Пространственная корреляционная функция 1-го порядка g(1)(x,t=0) находилась из анализа интерференции излучения ЭП из разных точек на образце. Найдено, что при Т=2 К нарастание когерентности в ЭП системе в отсутствие экситонного резервуара происходит крайне медленно: даже на временах ~250 пс: величина g(1)(x) <0.2 уже при х=2,5 мкм. При повышении Т выше 30 К происходит существенное ускорение установления когерентности: длина когерентности 5 мкм достигается на временах ~ 100 пс. Ускорение релаксации ЭП в когерентную область с ростом температуры ускорением установления теплового равновесия в системе ЭП благодаря включению механизма некогерентного рассеяния ЭП на фононах.
В рамках фурье-анализа были исследованы световые сдвиги резонансов когерентного пленения населенностей в периодически модулированном лазерном поле, когда частота модуляции варьируется вблизи дробной частоты сверхтонкого расщепления в основном состоянии атомов Δ/ (где = 1, 2, 3, ...). Такой тип модуляции обычно имеет место в малогабаритных часах с полупроводниковым лазером, когда ток инжекции гармонически модулирован на частоте , либо при использовании электрооптического или акустооптического модулятора. При этом формируется полихроматическое эквидистантное излучение, в котором имеются только две частотные компоненты, наиболее резонансные рабочим оптическим переходам в атоме, в то время как все остальные частотные компоненты являются относительно нерезонансными. На основе точных численных расчетов мы показали, что широко распространенная точка зрения, согласно которой сдвиг резонанса когерентного пленения населенностей определяется обычным квадратичным штарковским сдвигом нижних атомных уровней, является, в общем случае, существенно некорректной. Это обусловлено тем, что в общем случае дополнительный вклад в световой сдвиг резонанса когерентного пленения населенностей, обусловленный биениями (на частоте Δ) между различными нерезонансными частотными компонентами, может быть сопоставим (или даже доминировать) по отношению к величине стандартного штарковского сдвига. Более того, эти биения являются фазовочувствительными. Поэтому даже наличие детальной информации о спектральном составе модулированного излучения (например, с помощью спектр-анализатора) не является достаточным для определения светового сдвига резонанса когерентного пленения населенностей.