6.2.2. Пороговое и псевдопороговое возбуждение

Как впервые отметили Персиваль и Ситон (Percival, Sealon, 1957), приведенные формулы значительно упрощаются для порогового возбуждения. Так как мы пренебрегаем связью со всеми спинами в процессе столкновения, спиновый и орбитальный моменты сохраняются по отдельности, что, в частности, дает

где и - магнитные квантовые числа начальных (конечных) состояний соответственно атомов и электронов. Проекция орбитального момента падающего электрона на направление распространения равна нулю После порогового возбуждения падающий электрон имеет нулевую энергию и, следовательно, нулевой орбитальный момент Таким образом, магнитное квантовое число атомов не может измениться при столкновении, и, поскольку предполагается, что атомы возбуждаются из основного состояния с при пороговом возбуждении могут возбуждаться только состояния с

Итак, при пороговом возбуждении только сечение отлично от нуля, и из (4.6.11) и (4.6.10) имеем

Подставляя (6.2.10) в (6.2.6), мы видим, что исключается из окончательного выражения для Таким образом, пороговое значение поляризации есть величина, зависящая только от геометрии процесса возбуждения и не зависящая ни от каких (измеренных или вычисленных) значений сечения:

В случае дает значение Это легко понять, если заметить, что непосредственно после возбуждения атомы находятся в чистом состоянии Регистрируемые фотоны испускаются при переходе между двумя чистыми состояниями следовательно, полностью поляризованы. Если то испущенное излучение деполяризуется, поскольку конечные состояния атомов с не регистрируются. Соответствующий эффект деполяризации явно описывается -символом в выражении (6.2.11). Если, кроме того, то наблюдается дополнительная деполяризация за счет взаимодействия с ненаблюдаемой системой спинов. Эта деполяризация описывается множителем в выражении (6.2.11). В общем случае определяется формулой (5.5.3). Если уровни тонкой структуры не перекрываются, то справедливо выражение (5.5.8) и начальная когерентность различных состояний тонкой структуры нарушается. Если необходимо учитывать такое сверхтонкое взаимодействие, то соответствующие коэффициенты возмущения можно определить из (4.7.22). Проведенное обсуждение еще раз показывает важность тонкого и сверхтонкого взаимодействия и влияние ширины уровней; оба названных фактора могут значительно менять поляризацию излучения. Интерпретация этих результатов с помощью векторной модели дана в обзоре Клейнпоппена (Kleinpoppen, 1969).

Большой интерес представляет поляризация импульсного излучения у порога. При попытках прямого измерения

пороговой поляризации возникают трудности, связанные с измерениями малых интенсивностей, а также с эффектами возникновения каскадов и резонансов в околопороговой области энергий. Как указали Кинг и др. (King et al., 1972), измерение поляризации, выполненное для подсистемы атомов, которые возбуждены рассеянными вперед электронами, воспроизводит пороговые условия в отношении поляризации, а ошибки, вызванные каскадными процессами и резонансами, при этом устраняются. В самом деле, рассеянные вперед электроны имеют нулевую -компоненту орбитального углового момента как до, так и после рассеяния если направление движения совпадает с осыо квантования. В таком случае, если рассматривать возбуждение из основного состояния с и пренебречь эффектами спин-орбитальной связи в процессе столкновения, могут возбуждаться только состояния с Соответствующие мультиполи определяются выражениями (6.2.10), в которых следует заменить дифференциальным сечением описывающим возбуждение состояний с рассеянными вперед электронами. В эксперименте регистрируются на совпадение рассеянные вперед электроны и испущенные фотоны и измеряется величина Сечение исключается из выражения для и определяется по формуле (6.2.11).

Такой метод был недавно применен в атомной и молекулярной физике [см., например, доклад Мак-Конки (McConkey, 1980) и приведенную в нем литературу].