ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Экспериментальные данные из "Нелинейная ионизация атомов лазерным излучением " Выражения для энергетических и угловых распределений туннельных электронов при эллиптической поляризации излучения значительно более сложны. Мы их не приводим здесь ввиду малого интереса к ним как с точки зрения процесса туннельной ионизации атомов, так и с точки зрения эксперимента, в котором, как правило, реализуется либо линейная, либо циркулярная поляризация лазерного излучения. [c.245] Второй эффект — пондеромоторное ускорение электронов при их дви жении в неоднородном поле сфокусированного лазерного излучения. Из обсуждения этого эффекта (см. разд. 3.5) следует, что при использовании ультракоротких лазерных импульсов можно не принимать во внимание этот эффект, так как за время действия поля излучения электрон существенно не изменяет свои координаты. В случае необходимости использования длин ных лазерных импульсов практически есть возможность учета пондеромо торных эффектов при наличии достаточно точной информации о метрике пространственного распределения излучения [9.53]. Наконец, есть возмож ности частичной минимизации неоднородности распределения излучения в области его воздействия на атомарную мишень (разд. 3.4). [c.246] Третий эффект — рассеяние электронов на атомном остове (ионе) при линейной поляризации лазерного излучения (см. выше, разд. 9.3). Легко оценить, что при любой частоте лазерного излучения, при минимально допустимой напряженности поля излучения для реализации туннельного эффекта, когда параметр адиабатичпости порядка единицы, максимальная энергия, приобретаемая туннельным электроном за один период лазерно го ПОЛЯ, имеет величину порядка атомной энергии, а при увеличении на пряженности поля быстро (квадратично по напряженности поля) растет. Таким образом, процессы упругого или неупругого рассеяния туннельного электрона всегда имеют место и приводят к искажению исходных энер гетических и угловых распределений туннельных электронов в области больших энергий. Очевидно, что эти искажения тем меньше, чем меньше напряженность поля лазерного излучения, при которой наблюдается про цесс туннельной ионизации. Напомним, что при циркулярной поляризации излучения этот эффект отсутствует, так как вероятность столкновения тун нельного электрона с атомным остовом пренебрежимо мала. [c.246] Существует и другая возможность получения информации об энергети ческих и угловых распределениях туннельных электронов — путем измере ния распределений образующихся ионов. Распределения ионов свободны от всех рассмотренных выше искажающих эффектов, в том числе, от пон деромоторных эффектов ввиду большой массы и практической неподвиж ности ионов за время действия лазерного импульса. Основная трудность при регистрации ионов состоит в предельно малых их энергиях, имеющих величину в доли электрон вольта. Однако, как уже говорилось выше (разд. 9.3), такой метод практически осуществим. [c.246] После этих вводных замечаний обратимся к изложению конкретных данных эксперимента. Остановимся на четырех работах, проведенных в оптимальных и хорошо контролируемых условиях. [c.246] НОГО импульса 2,5 пс. За время действия излучения электроны смещались на расстояние менее 25 мкм, что составляет малую величину по сравнению с диаметром области фокусировки 170 мкм. Ма лая плотность газа в мишени, малая длитель ность импульса и малая напряженность поля излучения — все это минимизировало роль ука занных выше эффектов, искажающих истинные распределения электронов. Результат этого экс перимента приведен на рис. 9.11. Там же приве ден результат расчета по формуле (9.21). Видно хорошее согласие расчетных и эксперименталь ных данных. [c.247] Выход электронов, произв. ед. [c.248] Наконец, рассмотрим эксперимент [9.37] по регистрации энергети ческих распределений атомарных ионов, образующихся при туннельной ионизации атомов (этот эксперимент уже обсуждался выше в разд. 9.3). Из данных, приведенных выше, на рис. 9.8, видно, что наблюдаемое рас пределение ионов находится в хорошем согласии с формулой (9.21). [c.249] Таким образом, резюмируя всю совокупность экспериментальных и теоретических исследований энергетических и угловых распределений туннельных электронов, можно констатировать, что имеется качественное и количественное согласие теории и эксперимента. При этом основ ной чертой этих распределений является их качественное различие в слу чае линейной и циркулярной поляризации излучения. Если при линейной поляризации излучения максимальное число электронов образуется с ну левой энергией, то при циркулярной поляризации максимальное число электронов имеют энергию, равную колебательной энергии свободного электрона в поле электромагнитной волны. [c.249] Заканчивая раздел об ионизации атомов и атомарных ионов сильным низ кочастотным полем лазерного излучения при величине параметра адиабатич ности 7 1, необходимо кратко комментировать еще два взаимосвязанных явления, обусловленных рассеянием туннельного электрона на атомном осто ве после его ускорения его в поле линейно поляризованного излучения. [c.249] Второе явление — возбуждение высоких гармоник исходного длинноволнового излучения как следствие возникновения рекомбинационного излучения при рассеянии на атомном остове туннельного электрона, ускоренного в поле излучения. Процесс возбуждения высоких гармоник имеет ту же отсечку по номеру К гармоники, что и процесс надпороговой ионизации в туннельном режиме / тах Ю кол- Этот предел наблюдается в многочисленных экс периментах. Он фигурирует и в многочисленных расчетах. Из приведенной выше оценки Жщах видно, что энергия кванта рекомбинационного излуче ния может быть весьма велика и может лежать в далеком ультрафиолетовом диапазоне частот. Более детально этот процесс обсуждается в гл. XI. [c.250] Заканчивая рассмотрение процесса туннельной ионизации атомов, надо отметить, что этот процесс определяет ту максимальную напряженность поля излучения, выше которой говорить о взаимодействии атома с полем из лучения практически не имеет смысла. Действительно, простейшие оценки, например, по соотношениям (9.1) или (9.2) показывают, что атом водорода в поле атомной напряженности ионизуется за атомное время, т.е. практически мгновенно. Таким образом, в случае исходного атомарного газа при напряженности поля, большей атомной напряженности, взаимодействие происходит уже с плазмой, а не с газом. Конечно, если интересоваться процессом ионизации атомарных ионов и особенно многозарядных атомарных ионов сложных атомов, то эта граница по напряженности поля сдвинется в область сильных полей на один или два порядка величины. [c.250] Атомной напряженностью поля (или атомным полем) называют величину Ра = = 5,14 10 В/см (принятую за единицу в атомной системе единиц Хартри, см. с. 9). Эта величина соответствует напряженности кулоновского поля протона на орбите электрона в атоме водорода, находящегося в основном состоянии. [c.251] Здесь п — как и выше, главное квантовое число исходного состояния элек трона в атоме. Численный множитель в (10.1) приведен для орбитального квантового числа I = О (он слабо зависит от величины орбитального квантового числа). [c.251] Из соотношения (ЮЛ) видно, что уже при п = 10 критическая напряженность поля составляет величину порядка 10 В/см, а при п = 100 она порядка 1 В/см. [c.251] Более сложная ситуация возникает с оценкой критической напряженности поля для многозарядных атомарных ионов. [c.251] Простая оценка условий ионизации атомарных ионов получена в работе 10.1] в рамках модели Томаса-Ферми [10.2] Напомним, что эта модель яв-ляется упрощением модели Хартри-Фока за счет пренебрежения деталями атомной структуры. В такой постановке задачи потенциал, действующий на электрон атомарного иона, складывается из потенциала Томаса-Ферми для этого иона и дипольного взаимодействия электрона с внешним полем. Поле полагалось постоянным, действие которого аналогично действию переменно-го поля излучения оптического диапазона частот вввду малости частоты поля излучения по сравнению с атомной частотой. Полагалось, что от атомарного иона отрываются все электроны, имеющие энергию выше энергии Ферми, равной максимальной величине эффективного самосогласованного потенци ала, изменяющегося по мере отрыва электронов от атомного (ионного) остова. [c.252] Таким образом видно, что если интересоваться процессом ионизации атомарных ионов сложных атомов, то необходимо иметь дело с полями сверхатомной напряженности. [c.252] Специфической чертой сверхатомного ионизующего поля является большая величина колебательной энергии свободного электрона кол сх (X Р /ш . Легко оценить, что в поле излучения оптического диапазона частот (ш ос ОДй ) равенство колебательной энергии и энергии покоя электрона Ео = ШеС 0,5 МэВ достигается при напряженности Р 30Еа. Выполнение условия кол сх Ео означает, что необходим учет релятивистских эффектов в конечном состоянии, когда электрон становится свободным. В частности, необходим учет магнитной составляющей электромагнитного поля лазерного излучения. [c.252] Наконец, надо напомнить принципиальное отличие переменного поля от постоянного поля. В переменном поле появляется, помимо напряженности Е, еще два параметра, существенно определяющих характер процесса ионизации — частота и поляризация излучения. Выше мы уже видели, сколь существенны эти два параметра. В качестве конкретного примера можно привести общую теорию нелинейной ионизации Келдыша (гл. I, II). [c.252] Вернуться к основной статье