Многофотонное поглощение и ионизация

Многофотонное поглощение и ионизация [c.310]

М. п. составляют физ. основу широкого круга разнообразных эффектов, проявляющихся в изменении характеристик эл.-магн. излучения, а также свойств и состояния вещества. К ним относятся многофотонное поглощение и испускание, многофотонная ионизация атомов и молекул, многофотонный фотоэффект, широкий класс процессов рассеяния света и т. п. Каждый фотон, возникающий при М. п., может испускаться либо спонтанно, либо под действием внеш. излучения. В соответствии с этим М. п. делятся на спонтанные и вынужденные (индуцированные), такие, как спонтанное и вынужденное рассеяние света, спонтанное и вынужденное многофотонное излучение (см. также Комбинационное рассеяние света, Мандельштама — Бриллюэна рассеяние). [c.167]

Модель последовательного поглощения фотонов и последовательного перехода электрона по виртуальным состояниям хорошо согласуется с детальной картиной процесса многофотонного возбуждения и ионизации атома (гл. V и VI). [c.15]

Возможны и процессы, при которых в каждом акте поглощения одновременно участвуют более двух (три и больше) квантов. Такие процессы называются многофотонным поглощением. (Трехфотонное поглощение в кристаллах нафталина было обнаружено еще в 1964 г.) Очевидно, что с увеличением числа фотонов, одновременно участвующих в одном акте поглощения, вероятность соответствующего процесса уменьшится. Поэтому для наблюдения процессов более высокого порядка (например, трехфотонного поглощения) поток энергии падающего света должен быть значительно большим, чем в двухфотонном. В очень сильных световых полях, образуемых при фокусировке излучения мощных лазеров, иногда происходит одновременное поглощение десяти фотонов и больше. В этом случае многофотонное поглощение приводит к отрыву электрона от атома, т. е. ионизации. Этим объясняется возникновение искры — пробоя прн фокусировке излучения мощного лазера в воздухе. Существенный вклад в деле обнаружения и теоретического анализа и применения двухфотонного и многофотонного процессов был сделан академиками Н. Г. Басовым, А. М. Прохоровым, Л. В. Келдышем и их школой. [c.403]

Возбуждение высших оптических гармоник лазерного излучения — многофотонное рэлеевское рассеяние света атомом — реализуется в результате двух различных процессов в зависимости от интенсивности лазерного излучения. В области субатомной интенсивности возникает многофотонное поглощение электрона за счет связанно-связанных, связанно-свободных и свободно-свободных переходов с последующей релаксацией электрона в исходное основное состояние атома, впервые обнаруженное в работе [1.20]. При этом возникает релаксационное излучение с частотой Кш, где номер возбуждаемой гармоники К может достигать величины в несколько десятков единиц (эта граница не носит принципиального характера она определяется рядом практических причин). Отметим, что этот процесс является конкурирующим к процессу многофотонной ионизации атома. [c.23]

Энергетические и угловые распределения электронов, образующихся при надпороговой ионизации атомов, отражают основные черты процесса многофотонного поглощения вплоть до полей субатомной напряженности. Критической является такая напряженность внешнего поля лазерного излучения, когда амплитуда колебаний свободного фотоэлектрона, вырванного из атома, становится порядка размера атома или превышает его. При [c.197]

Прямая аналогия между одновременным отрывом нескольких электро-нов в случаях фотоионизации (однофотонной ионизации) и многофотонной ионизации отсутствует по двум причинам. Во-первых, резко различаются энергии фотонов, поглощение которых обуславливает эти процессы. Эти величины составляют десять и более эВ при фотоионизации и около одного эВ при многофотонной ионизации. Во-вторых, при многофотонной ионизации процесс происходит в сильном внешнем поле лазерного излучения, существенно возмущающем исходное состояние атома или иона (гл. IV). Поэтому исследования процесса одновременного отрыва нескольких электронов от атома и иона представляют собой в случае многофотонного поглощения энергии отдельную и интересную задачу. [c.215]

В заключение будут рассмотрены некоторые специальные аспекты многофотонной ионизации и многофотонного поглощения в твердых телах. [c.317]

При вычислении вероятностей двух- и многофотонного поглощения, проведенном выше, была использована упрощенная схема процесса. В частности, совершенно не принималось во внимание то обстоятельство, что при -фотонной ионизации возможны 2-фотонные резонансы (т < п) [c.127]

Возникновение динамического штарковского сдвига атомных уровней приводит к ряду весьма существенных эффектов при нелинейной ионизации атомов. Увеличение потенциала ионизации может приводить к изменению степени нелинейности процесса (порогового числа поглощенных фотонов). Сдвиги атомных уровней нарушают возможность выделения прямого (в отсутствие промежуточных резонансов с реальными возбужденными состояниями, см. гл. V) и резонансного (см. гл. VI) процессов многофотонной ионизации путем подбора частоты излучения. Из-за гауссовой формы импульса лазерного излучения (гл. III) по мере нарастания интенсивности излучения на фронте импульса из-за сдвига уровней чередуются прямые и резонансные процессы ионизации (так называемые динамические резонансы, см. гл. VI). [c.20]

Здесь мы обратимся к отношению многофотонных сечений ионизации циркулярно и линейно поляризованным полями одинаковой интенсивности и частоты. В случае циркулярной поляризации и начального основного состояния атома водорода в соответствии с правилами отбора по угловому моменту поглощение каждого фотона сопровождается увеличением орбитального квантового числа на единицу. Таким образом, конечное состояние непрерывного спектра имеет фиксированный угловой момент, а промежуточные состояния в составном многофотонном матричном элементе отличаются только главными квантовыми числами. Например, после поглощения первого фотона атом водорода может из 15-состояния перейти в 2р-, Зр- и т.д. состояния. [c.120]

Угловое распределение фотоэлектронов. Дифференциальные вероятности многофотонной ионизации атома водорода в циркулярно поляризованном поле зависят от угла в между направлением вылета фотоэлектрона и направлением распространения электромагнитной волны простым образом они пропорциональны величине в. Здесь К — число поглощенных фотонов. Таким образом, в циркулярно поляризованном поле вид углового распределения не зависит от частоты излучения. [c.122]

Экспериментальные данные о прямой многофотонной ионизации атома водорода. При исследовании прямой многофотонной ионизации атома водорода имеют место две принципиальных трудности, которые уже обсуждались в начале этой главы. Первая заключается в возможности динамических резонансов, а вторая — в возможности надпороговой ионизации. Возможность ионизации относительно слабыми полями позволяет минимизировать влияние этих эффектов. Однако в этом случае только ионизация с небольшим числом поглощенных фотонов может наблюдаться. Кроме того, трудно приготовить мишень из газа водородных атомов, так как обычно большинство частиц находятся в форме молекул. Следовательно, можно заключить, что надежные экспериментальные данные могут быть получены только путем измерений энергетических спектров образованных фотоэлектронов. В таких спектрах можно разделить процессы пороговой и надпороговой ионизации. Промежуточные динамические резонансы и диссоциативная ионизация молекул водорода могут быть также выделены. [c.123]

Наибольший интерес для прикладных целей представляет резонансная ионизация в слабом поле лазерного излучения. В этом случае возмущение атомного спектра пренебрежимо мало. Этот процесс используется в многофотонной резонансной ионизационной спектроскопии. Переходы между состояниями с одинаковой четностью имеют место при поглощении четного числа фотонов. Это — новая область атомной спектроскопии. Второе принципиальное достижение — это метод двухфотонной спектроскопии в пучках, распространяющихся в противоположных направлениях. Такой метод свободен от доплеровского уширения. Многофотонная резонансная спектроскопия хорошо развита [6.6] однако ее усовершенствование продолжается и по сей день (см., например, обзор [6.59]). [c.164]

Метод расчета многофотонных матричных элементов надпороговой ионизации, основанный на квазидискретном базисе атомных состояний, каждое из которых имеет определенную ширину (в конце расчета все ширины устремляются к нулю), предложен в работе [7.42]. Метод апробирован на примере надпороговой ионизации атома водорода с поглощением 4 надпороговых фотонов и атома гелия с поглощением двух надпороговых фотонов. [c.183]

Предыдущие главы V, VI и VII посвящены различным многофотонным процессам, приводящим к одноэлектронной ионизации атома, когда в результате поглощения нейтральным атомом А нескольких (К + 8) фотонов образуется однозарядный ион А+ и электрон е [c.199]

Данные о характере процесса многофотонной ионизации атомов, приведенные в предыдущих главах, показывают, что реакции (8.2) могут носить и более сложный характер, чем прямые пороговые многофотонные процессы. Может иметь место надпороговое поглощение фотонов. Ионы могут образовываться, помимо основного, также и в возбужденных состояниях. Могут иметь место или возникать под действием поля промежуточные резонансы. Все это, не нарушая качественно каскадного характера процесса образования многозарядных ионов, может существенно изменять количественные характеристики этого процесса. [c.201]

Законы фотоэффекта, изложенные в данном и предыдущем параграфах, были установлены для сравнительно кебольщих интенсивностей света. Интерпретация фотоэффекта, основанная на квантовых представлениях, связывает освобождение электрона с передачей ему энергии одного фотона падающего света. Выше мы убедились в том, что в случае мощного света оптический электрон атомов и молекул может приобрести энергию нескольких фотонов (многофотонные поглощение и ионизация, см. 157). Аналогичное явление было обнаружено и по отношению к свободным электронам металлов (Фаркаш с сотр., 1967 г.). [c.646]

Напомним, что причину нелинейных явлений Вавилов усматривал в изменении числа молекул или атомов, способных погло-ш,ать свет, т. е. изменений, обусловленных переходом атомов и молекул в возбужденное состояние и конечной длительностью пребывания в этих состояниях. Помимо указанной, к нелинейным явлениям приводит и ряд других причин часть из них будет рас-с.мотрена ниже. В соответствии с этим и совокупность нелинейных явлений, обнаруженных при исследовании распространения лазерного излучения, оказалась еще более многообразной. Некоторые из них — вынужденное рассеяние Ман,дельштама — Бриллюэна, многофотонное поглощение и ионизация (см. 157), нелинейный фотоэффект ( 179) — описаны выше. В данной главе рассмотрены явления, сводящиеся, в общих чертах, к изменению направления распространения и спектрального состава излучения. [c.820]

Оптические квантовые генераторы оказали и, несомненно, будут оказывать в дальнейшем значительное влияние на развитие оптики. Изучение свойств самих лазеров существенно обогатили наши сведения о дифракционных и интерференционных явлениях (см. 228—230). Распространение мощного излучения, испущенного оптическим квантовым генератором, сопровождается так называемыми нелинейными явлениями. Некоторые из них — вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна, вынужденное рассеяние крыла линии Рэлея и вынужденное температурное рассеяние — описаны в главе XXIX выше упоминались также многофотонное поглощение и многофотонная ионизация (см. 157), зависимость коэффициента поглощения от интенсивности света (см. 157), нелинейный или многофотонный фотоэффект (см. 179), многофотонное возбуждение и диссоциация молекул (см. 189), эффект Керра, обусловленный электрическим полем света (см. 152) сведения о других будут изложены в 224 и в гл. ХК1. Совокупность нелинейных явлений составляет содержание нелинейной оптики и нелинейной спектроскопии, которые сформировались в 60-е годы и продолжают быстро развиваться. [c.770]

Если в качестве источника света пользоваться мощными лазерными источниками, то возникает многофотонное поглощение , а следовательно многофотонный фотоэффект. Под действием светового поля напряженностью 10 В/см удалось надежно регистрировать шести- и семифотонную ионизацию инертных газов. [c.345]

Многофотонное поглощение может проявляться весьма разнообразно. Если, например, вещество облучать светом, в составе которого есть спектральные компоненты с частотами и oJo, то может произойти поглощение двух фотонов и A oj при условии, что 0 1 -f U2 = um . Отметим также, что в результате поглощения многих фотонов оптический электрон может также оторваться от атома многофотонная ионизация, Г. С. Воронов, Н. Б. Делоне, 1965 г.). Так, например, наблюдалась ионизация атома гелия (потенциал ионизации 24,58 эВ) в результате поглощения 21 фотона излучения неодимового лазера (X = 1,06 мкм). В такого рода опытах применяется импульсное сфокусированное излучение мощных лазеров, освещенность достигает значений 10 — 10 Вт/см , а напряженность электрического поля составляет 10 — 10 В/см. [c.571]

МНОГОФОТОННАЯ ИОНИЗАЦИЯ атома <молеку-лы) — образование нона в результате поглощения в одном элементарном акте одновременно неск. фотонов. М. и. является частным случаем более общего процесса многофотонного поглощения, включающего ещё и многофотонное возбуждение атома, и мнвгофотонную диссоциацию молекул. М. и. происходит при энергии фотона Й(о < Гд Уд — иониаационний поте)щиал), когда процесс однофотонной ионизации (фотоиовизации) невозможен, но суммарная энергия поглощённых т [c.165]

Собственный пробой обычно связывают с возник1Ювением до-пороговой лавинной или многофотонной ионизации де4>ектов или собственных состояний матрицы стекла под действием поля световой волпы [121, 1301, ведущей к росту поглощения за счет появления возбужденных носителей и центров окраски. Однако ряд экспериментальных результатов, полученных в последнее время при изучении собствешюго пробоя стекол, противоречит такому объяснению [124, 131]. Так, если облучение стекла производится светом с энергией кванта, большей полуширины запрещенной зоны стекла, то действительно наблюдается двухфотонная ионизация матрицы, рост поглощения и появление собственной люминесценции стекла. Сам же пробой происходит, наиболее вероятно, из-за самофокусировки, возникающей в области облучения при ее нагреве поглощающими электронно-дырочными нарами. Возможным механизмом пробоя при этом может быть и фотодеструкция стекла [124]. Если же облучение производится квантами света с энергией, меньшей полуширины запрещенной зоны, то вплоть до порога пробоя ионизацию матрицы стекла наблюдать не удается. [c.54]

Надпороговая ионизация атомов. Атом, ионизованный в процессе многофотонного поглощения, может продолжить поглощение фотонов из лазерного поля — в этом и состоит явление надпороговой ионизации. Фактически в этом случае речь идет о поглощении квазисвободным электроном, покинувшим атом, но все еше находящимся вблизи ионного остова, одного или нескольких дополнительных фотонов из падающего лазерного излучения. Разумеется, полностью свободный электрон, как мы уже не раз подчеркивали (см. 2.1), не сможет участвовать в таком процессе. [c.128]

Количеств, характеристикой дп-фотонного процесса может служить вероятность соответствующего лг-фо-тонного перехода Для вынужденных М. п. в поло монохроматич. потоков излучения с частотами со,, й) ,. .., 01 вероятность можно представить в виде К т = ЛfnП n2...nJn, где П1,112,. .., n — плотности числа фотонов с соответствующими энергиями йо)2,. .., Йсот- Т. о., скорость вынужденных М. п. является нелинейной ф-цией интенсивности падающего поля. Константа Л зависит от вида энергетич. спектра поглощения вещества, типа М. п., частоты и поляризации падающего излучения. Если, напр., к.-л. из частот возбуждающего излучения или их комбинация оказывается близкой к частоте перехода из начального в промежуточное квантовое состояние, то величина а следовательно, и вероятность резонансным образом возрастают. При этом резко возрастает и скорость соответствующих ступенчатых процессов. Т. о., наличие промежуточных резонансов ведёт к одноврем. проявлению многофотонныл и ступенчатых процессов. Такая ситуация имеет место, напр., в случае резонансной флуоресценции, резонансного комбинац. рассеяния, резонансной многофотонной ионизации и т. д. [c.167]

Кинетическая энергия подавляющего большинства свободных электронов, образующихся при многофотониой ионизации атомов и молекул, — Л где К — число фотонов, поглощение [c.196]

Действительно, использование лазерного излучения позволило обнаружить существование помимо процесса однофотонной ионизации атомов также и процсссямногофотонной ионизации атомов. Основной чертой процесса многофотонной ионизации атома является тот факт, что отрыв электрона от атома происходит в результате поглощения нескольких фотонов в одном элементарном акте. [c.12]

Закон Эйнштейна для фотоэффекта и второй постулат Бора являются фундаментальными соотношениями, справедливость которых полностью подтверждена огромным экспериментальным материалом. Однако факт реализации многофотонных процессов (рис. 1.2) прямо противоречит этим законам — процесс многофотонной ионизации реализуется при поглощении в одном элементарном акте многих фотонов (рис. 12а) так же, как и различные процессы, связанные с многофотонным возбуждением атома (рис. 1.26, в, г). Из этого противоречия следует очевидное заключение классическая формулировка законов Эйнгитейна и Бора, приведенная выгие, справедлива лшиь при весьма малой интенсивности света. При большой интенсивности света в обоих случаях формулировки законов должны быть модифицированы — вместо слова фотон в единственном числе надо употреблять это слово во множественном числе фотоны . При этом физический смысл обоих законов остается неизменным, так как с точки зрения выполнения закона сохранения энергии важно, какую энергию поглотил атомный электрон, а не вопрос о том, какими порциями поглощена эта энергия. [c.14]

Однако в работе [5.18] было показано, что правило Бете хорошо соблю-дается только в случае больших главных и орбитальных квантовых чисел, т.е., в квазиклассическом пределе. Поэтому, на первый взгляд, соотношение (5.7) не должно было бы выполняться для многофотонной ионизации атома водорода, поскольку при линейной поляризации поля возможны каналы с малым орбитальным моментом на всех этапах поглощения фотонов, в отличие от поля циркулярной поляризации. Тем не менее, для малофотонных процессов соотношение (5.7) соблюдается. Например, для двухфотонной ионизации причиной его выполнения является тот простой факт, что при фактическом [c.121]

Сечения многофотонной ионизации натрия рассчитывались недавно в работе [5.37], используя более сложный теоретический подход. Волновая функция конечного состояния представляется в виде волковской волновой функции, искаженной влиянием атомного потенциала, в то время как на, чальное состояние описывается в рамках приближения вращающейся волны, с учетом основного З -состояния и двух возбужденных р-состояний. По аналогии с первым порядком теории возмущений матричный элемент перехода, связывающий начальное и конечное возбужденные состояния про-цесса ионизации, брался в виде (1/с) ( /IpAl i). Далее выражение для вероятности перехода разлагалось в ряд по членам с различным числом поглощенных фотонов. Сечения, полученные таким методом, в целом меньше, чем полученные методами, приведенными выше. [c.128]

Экспериментальные данные о мпогофотонных сечениях. Известно большое число работ, посвященных экспериментальному измерению сечений прямого процесса многофотонной ионизации щелочных атомов [5.2,3, 39-46]. Все эти данные получены для процессов со степенью нелинейности UT от 2 до 5 и при не слишком высокой напряженности поля, когда не играет существенной роли ни процесс надпорогового поглощения (гл. VII), ни процесс образования многозарядных ионов (гл. VIII), ни процесс возмущения атомного спектра (гл. IV). Как правило, эксперимен- [c.128]

Выше, в гл. V и VI в многофотонном пределе выделены прямой (гл. V) и резонансный (гл. VI) процессы ионизации. Однако на этом содержание многофотонного предельного случая не исчерпывается. При напряженности внешнего электромагнитного поля, меньшей атомной напряженности, реализуется еще один процесс — так называемый надпороговый процесс многофотониой ионизации. Прямой миогофотонный процесс, рассмотренный в гл. V, является пороговым процессом — ионизация происходит за счет поглощения минимально необходимого (порогового) числа фотонов для выполнения закона сохранения энергии, а именно, К = Ei/uj + 1). Однако ионизация может иметь место и в результате поглощения большего числа фотонов, чем К. Это и есть процесс надпороговой ионизации. [c.165]

Тот факт, что прямой процесс многофотониой ионизации описывается в рамках первого неисчезающего (К-то) приближения нестационарной теории возмущений, долгое время служил основанием для отождествления критериев применимости теории возмущений и условий реализации прямого процесса ионизации. Так, одним из необходимых критериев применимости теории возмущений является известное ограничение на напряженность внешнего электромагнитного поля F <С -F , где Еа — как и ранее, атомная напряженность [7.1]. Этот критерий есть математическое следствие разложения возмущенной волновой функции атома по малому параметру F/Fa С 1. Соответственно предполагалось, что по мере увеличения напряженности поля, пока F -С -Fa, и 7 > 1 (7 — параметр адиабатичностн), ионизация происходит в результате поглощения порогового числа фотонов К. При этом кинетическая энергия образующихся фотоэлектронов, очевидно, равна Ее = Кеи — Ei в слабом поле, когда можно пренебречь возмущением атомного спектра внешним полем. [c.165]

При измерении и вычислении поперечных сечений для многофотонной ионизации следует обращать внимание на то, должны ли учитываться промежуточные резонансы и какие именно [3.13-8]. Если типичные значения полных сечений двухфотонной ионизации при больших удалениях от промежуточных резонансов по порядку величины равны 10 ° м -с, то в области промежуточных резонансов они возрастают на несколько порядков (фиг. 35, а). При эффективных сечениях более высокого порядка сильно возрастают возможности появления промежуточных резонансов. На фиг. 35, б в качестве примера представлена зависимость эффективного сечения процесса двенадцатифотонной ионизации в водороде от энергии фотонов. Обращает на себя внимание влияние промежуточных резонансов. Они возникают в тех местах, в которых при однофотонном процессе достигаются дискретные уровни энергии атома водорода. В данном случае наблюдается несколько промежуточных резонансов, соответствующих поглощению одиннадцати фотонов имеется также один промежуточный резонанс, соответствующий поглощению десяти фотонов. На фиг. 35, в отмечена энергия фотонов неодимового лазера. Оценим поток фотонов неодимового лазера, необходимый для получения одного электрона в типичных экспериментальных условиях (плотность атомов 102 5 м- фокальный объем лазера Ю м длитель- [c.328]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...