ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Фотоионизация из квазиконтинуума высоковозбужденных (ридберговских) состояний атома из "Нелинейная ионизация атомов лазерным излучением " Первое слагаемое в этом выражении представляет собой колебательную энергию в циркулярно поляризованном поле, а второе — малую поправку к нему. Таким образом, все уровни сгущаются к единому значению, что и представляет собой коллапс атомного спектра в случае сверхатомных высокочастотных полей. Этот эффект показан на рис. 10.3 для наинизших состояний атома водорода (с главным квантовым числом п от 1 до 4 и определенными орбитальными квантовыми числами). [c.256] Расчеты работы [10.8]. Значения энергии приведены в единицах Ку = 0,5 а.е. [c.257] Случай сложных атомов рассмотрен в работе [10.11] на примере поля циркулярной поляризации. В качестве потенциала атомного остова использовался модельный псевдопотенциал. В высокочастотном пределе построена система аналитических функций дискретного и непрерывного спектра во вращающейся системе Крамерса. Проведен расчет динамической поляризуемости атомов Ке, Кг и Аг в сильном поле излучения. Показано, что эффект сильного поля проявляется не только в изменении энергетического спектра (как выше в случае атома водорода), но и в перестройке одноэлектронного самосогласованного потенциала Хартри для атома в поле. Этот потенциал определяется параметрами лазерной волны. [c.259] Необходимо отметить и еще два момента. Во-первых, пока нет экспери ментов, подтверждающих эти выводы теории. Пока нет и оснований надеяться на такие эксперименты из за трудностей с созданием мощных лазеров, работающих в области вакуумного ультрафиолета и рентгена. Во-вторых, для области оптических частот нет и четких теоретических предсказаний. [c.259] Казалось бы, более просто выглядит данная проблема для светового поля умеренной интенсивности, действующего на ридберговские состояния атомов, так как здесь легко реализуется условие высокочастотности поля Еп. Однако в указанных условиях амплитуда колебаний а л = Е/ш мала по сравнению с размером ридберговского состояния атома что ограничивает возможности применения метода Крамерса-Хеннебергера. [c.259] В случае постоянного электрического поля выполнение условия (10.5) означает, что электрон за атомное время покидает атом. В случае низкочастотного внешнего поля судьба надбарьерного электрона аналогична судьбе туннельного электрона, рассмотренной выше, в разделе 9.3. Именно, прн линейной поляризации поля надбарьерный электрон (в определенном диапазоне фаз поля в момент выхода из-под барьера) может возвратиться к атомному остову. Прн столкновении с ним может произойти упругое или неупругое рассеяние электрона (последнее сопровождается возбуждением или ионизацией других электронов), либо переход электрона в дискретный спектр атома с испусканием высокоэнергетиче ского спонтанного фотона (впрочем, последнее имеет весьма малую вероятность). [c.260] Изложенная выше картина процесса надбарьерной ионизации не является полной, так как не учитывает двух явлений. [c.260] Во-первых, согласно квантовой механике электрон может отразиться от барьера, даже когда энергия исходного атомного состояния превышает вершину барьера. Напрнмер, прн касании вершины барьера вероятность пройти его равна 1/2. Лишь прн существенном превышении энергии над вершиной вероятность пройти барьер стремится к единице. [c.260] Во-вторых, если речь идет об основном состоянии, то в постоянном электрическом поле или низкочастотном электромагнитном поле уровень сдвигается вниз из-за эффекта Штарка. Это приводит к уменьшению вероятности надбарьерного развала атома. Иными словами, величина критической напряженностн возрастает по сравнению с оценкой (10.5). [c.260] В туннельном пределе Е С Еап, используя известные асимптотические свойства функции Эйри, как и должно быть, получаем из (10.6) и (10.7) соответствующие формулы АДК, приведенные в гл. IX. Для учета штарковского сдвига нужно, как и в туннельном пределе, заменить энергию исходного состояния на возмущенную энергию Ei Ei E). [c.261] Помимо приведенных выше выражений для вероятности надбарьерной ионизации в единицу времени, в работе [10.14] получены также и выражения для энергетических и угловых распределений надбарьерных электронов, которые мы здесь не приводим ввиду громоздкости. Отметим лишь, что качественно эти распределения аналогичны соответствующим распределениям в случае туннельной ионизации и отличаются от них только большей шириной. [c.261] Расчеты вероятности надбарьерной ионизации основного состояния атома водорода [10.15], выполненные в рамках метода Келдыша.-Файсала.-Риса, хорошо иллюстрируют различие между приближенной классической оценкой (10.2) и данными, полученными на основе формулы (10.6) (кривая 1 на рис. 10.5). Вертикальная прямая означает значение критической напряженности поля, при которой имеет место касание вершины потенциального барьера возмущенным уровнем энергии (она взята из результатов численных расчетов [10.16]). Видно, что истинное значение критической напряженности поля равно 0,2 а.е., что более чем вдвое превышает оценку 1/16 а.е. согласно (10.5). Таким образом, имеет место такая же ситуация для основного состояния, как и для высоковозбужденных состояний атома водорода. [c.261] Кривая 2 на рис. 10.5 представляет собой экстраполяцию формулы АДК в надбарьерную область. Видно, что такая экстраполяция дает значения вероятности ионизации, существенно превышающие истинные. [c.261] Заканчивая теоретическое описание надбарьерного развала атома, обратим внимание на работу [10.17], в которой процесс нелинейной ионизации был рассмотрен в реальном импульсном поле лазерного излучения. Оценки, сделанные в этой работе, исходя из хорошо известных данных о туннельной ионизации, показывают, что при F Fan на фронте гауссового импульса (о F Fan в максимуме) полная вероятность ионизации порядка единицы. В итоге происходит туннельная ионизация атома на фронте. Нейтральные атомы не доживают до того момента, когда реализуется значение F Fan Оценки показывают, что в принципе можно уменьшить роль конкурирующего процесса туннельной ионизации на фронте лазерного импульса, однако для этого требуется использовать импульсы весьма малой длительности, порядка нескольких фемтосекунд. Пока такие импульсы излучения для наблюдения ионизации атомов в сверхсильных полях не использовались. [c.262] В этих экспериментах наблюдался процесс каскадного отрыва всех электронов внешней оболочки атомов благородных газов в одном импульсе лазерного излучения. В случае ионизации атома ксенона зарегистрированы все ионы, вплоть до Хе +. [c.263] Экспериментальные данные сопоставляются авторами с различными предположениями о характере процесса нелинейной ионизации (туннельная ионизация или надбарьерный развал), а также с различными формулами, описывающими вероятность ионизации при реализации этих процессов. Наиболее детальные и качественные экспериментальные данные получены в работе [10.24]. Авторы этой работы сделали заключение, что экспериментальные данные лучше всего описываются формулами АДК (9.3-9.5) для туннельной ионизации атомов и атомарных ионов с учетом заряда иона. Этот вывод находится в соответствии с результатами расчетов, выполненных в работе [10.17] (см. предыдущий раздел), из которых следует, что в условиях проведения экспериментов [10.21-10.24] доминирует процесс туннельной ионизации на фронте импульса лазерного излучения при Р Ра, до значений Р Ра в максимуме импульса нейтральные атомы не доживают . [c.263] Лишь использование для ионизации ультракоротких импульсов лазерного излучения [10.17], или проведение измерений при Р Ра отношения вероятностей при линейной и циркулярной поляризации излучения 10.18-10.20] (см. конец предыдущего раздела) может дать прямую экспериментальную информацию о характере процесса нелинейной ионизации при Р Ра. [c.263] Сильное лазерное поле низкой частоты приводит к тому, что колебательная энергия электрона вылетевшего из атома при ионизации, может оказаться порядка энергии покоя электрона тс . Это означает, что в конечном состоянии существенны релятивистские эффекты. Такие эффекты достаточно просто учесть аналитически, если использовать для расчета вероятности ионизации приближение Ландау-Дыхне (см. [10.2, гл. VII]). В этом приближении фигурирует лишь энергия свободного электрона в конечном состоянии в поле электромагнитной волны. Такая энергия хорошо известна из теории поля. Существенно, что режим ионизации при этом остается туннельным, а не надбарьерным. [c.264] Обратимся сначала к полю линейной поляризации. Что касается расчета вероятности ионизации в единицу времени, проинтегрированной по кинетическим энергиям вылетевших электронов и углам их вылета, то здесь нет существенного различия с нерелятивистским случаем. Действительно, эта вероятность определяется электронами с малыми кинетическими энергиями (см, предыдущий раздел). Различие может возникнуть только в энергетическом спектре электронов, что при интегрировании по всем энергиям даст лишь изменение предэкспоненциального фактора в вероятности ионизации в единицу времени. [c.264] Здесь Ее — кинетическая энергия испущенного электрона, 7 = = шл/2ЕЦЕ — параметр адиабатичностн и с — скорость света. Величина гс о представляет собой нерелятивистскую вероятность туннельной ионизации в единицу времени. Она может вычисляться, например, используя формулы АДК из гл. IX. При выводе (10.8) мы ограничились умеренными значениями кинетической энергии электрона с . [c.264] Вернуться к основной статье