Динамический эффект Штарка

Обратимся сначала к динамическому эффекту Штарка, как наиболее часто реализующемуся эффекту. Нерезонансный динамический штарковский сдвиг уровня i атома в поле излучения оптического диапазона частот [c.19]

Ei — Еп ), но и превышать энергию связи электрона в атоме (SEi F) > > Ei). Численно в полях субатомной напряженности сдвиги уровней могут достигать нескольких эВ. Результат возмущения исходного атомного спектра за счет динамического эффекта Штарка схематически изображен на зис. 1.5. Из этого рисунка, в частности, видно, что потенциал ионизации [c.20]

Экспериментальные и теоретические исследования, выполненные за три последних десятилетия, позволили к настоящему времени построить детальную картину динамического эффекта Штарка в атомах, возникающего под действием электромагнитного поля лазерного излучения. Этому вопросу и посвящена данная глава. [c.77]

Все различия, на которые было указано выше, будут хорошо видны из детального обсуждения физики динамического эффекта Штарка, проведенного в данной главе. [c.78]

Во-первых, поучительно на разных этапах рассмотрения динамического эффекта Штарка проводить сопоставление полученных результатов с данными для постоянного поля. [c.79]

Заканчивая обзор результатов исследований динамического эффекта Штарка в атомах, сформулируем сначала наиболее важные выводы. [c.107]

Надо иметь в виду, что все изложенное выше относительно угловых распределений справедливо лишь при не очень большой напряженности поля. Если же напряженность поля излучения достаточно велика, то коэффициенты Ai в (5.8) становятся зависящими от этой напряженности. Этот эффект был обнаружен экспериментально в работе [5.52] на примере 4-фотонного прямого процесса ионизации атома цезия. Зависимость углового распределения от интенсивности излучения обусловлена изменением энергий связанных атомных состояний из-за динамического эффекта Штарка. Такие сдвиги изменяют вероятность ионизации из-за изменения резонансных расстроек с промежуточными связанными состояниями. Однако эти изменения трудно зарегистрировать из-за большой неточности, возникающей при измерении абсолютных величин многофотонных сечений. [c.132]

Итак, в настоящее время существуют методы теоретического описания основных закономерностей прямого процесса многофотонной ионизации щелочных атомов, которые с удовлетворительной точностью согласуются с данными экспериментов. Для щелочных атомов применимо одноэлектронное приближение потенциал атомного остова существенно отличается от кулоновского и моделируется приближенными выражениями в сильном внешнем поле проявляется изменение спектра связанных состояний из-за динамического эффекта Штарка. Для оценки абсолютных величин многофотонных сечений прямого процесса ионизации по порядку величины может быть использована приближенная аналитическая формула (2.22), в основе которой лежат расчеты, выполненные в рамках квазиклассического приближения. [c.132]

В случае атомов благородных газов существенное значение имеет и относительно большая величина их потенциала ионизации, обуславливающая относительно большую степень нелинейности прямого порогового процесса ионизации при использовании излучения видимого диапазона частот и, соответственно, большую пороговую интенсивность такого излучения. Поэтому при ионизации атомов благородных газов излучением видимого диапазона частот существенное значение имеет процесс возмущения атомного спектра в поле излучения из-за динамического эффекта Штарка (см. гл. IV, разд. 6.5 и [5.1]). [c.133]

Выше мы предполагали, что условие (6.1) резонансной ионизации не зависит от интенсивности излучения. Такая ситуация реализуется в слабом поле, когда возмущение атомного спектра относительно мало. В противоположном случае сильного поля излучения энергии атомных состояний могут сдвигаться из-за динамического эффекта Штарка на величины, превосходящие все ширины в правой части (6.1). Тогда резонанс, имеющий место в слабом поле, исчезает в сильном поле. Напротив, резонанс может появиться в сильном поле, в то время как его нет в слабом поле. Такие резонансы называются динамическими резонансами. [c.159]

Рассмотрим сначала элементарный процесс ионизации атома. В начале этой главы мы упоминали, что граница непрерывного спектра возрастает из-за динамического эффекта Штарка, т.е. потенциал ионизации атома есть функция напряженности поля Е1 ). Следовательно, пороговое число фотонов возрастает с увеличением напряженности поля [c.169]

Кроме того, вследствие динамического эффекта Штарка увеличивается потенциал ионизации. Это приводит к увеличению порогового числа фотонов К(1 ). Наконец, надо учитывать также и пондеромоторное ускорение электрона при его пролете через область фокусировки излучения. Все эти эффекты можно отделить один от другого путем измерений при различной длительности лазерного импульса [7.43 . [c.185]

Экспериментальные данные для первых трех надпороговых пиков в энергетическом спектре электронов при ионизации атома водорода были приведены в работе 7.47]. Атом облучался коротким импульсом линейно поляризованного излучения с длиной волны 608 нм и интенсивностями 6 10 и 1,2 10 Вт/см . В работе [7.48 приведены экспериментальные энергетические спектры при надпороговой ионизации атома водорода излучением с длинами волн между 596 и 630 нм, пиковой интенсивно стью порядка 10 Вт/см и длите льно стью лазерного импульса порядка 500 фс. В полученных спектрах доминируют процессы резонансной ионизации с участием возбужденных состояний, сдвинутых вследствие динамического эффекта Штарка. [c.185]

Другой возможный источник неточности формул АДК — это исходное априорное предположение, что ионизацию происходит из начального связанного электронного состоянию в отсутствие внешнего поля. На самом деле начальное состояние под действием внешнего поля практически мгновенно изменяет свою энергию из-за динамического эффекта Штарка (гл. IV). Это [c.229]

При распространении в молекулярных газах и атмосфере интенсивного лазерного излучения коэффициент поглощения к может зависеть от интенсивности в силу действия целого ряда нелинейных спектроскопических эффектов таких, как спектроскопический эффект насыщения, динамический эффект Штарка, изменение потенциала межмолекулярного взаимодействия в сильном электромагнитном поле резонансной и нерезонансной частоты, воздействие поля электромагнитного излучения на динамику столкновений, многофотонные процессы и т. д. [c.222]

В резонансном световом поле с интенсивностью 1 сНу Ап(Р Х ХГ1) где V однородная полуширина линии поглощения, а Т — время релаксации заселенностей, реализуется эффект насыщения поглощения и динамический эффект Штарка (полевое расщепление уровней) [7]. В случае распространения МЛИ в условиях резонансного самовоздействия необходимо в первую очередь учитывать эффект насыщения. Обнаружить штарковское расщепление уровней можно лишь в процессе поглощения слабого пробного поля или по исследованию спектра флуоресценции квантовой системы. [c.102]

Результаты исследований процесса нелинейной ионизации атомов указывают на еще одно принципиальное отличие этого процесса от всех однофотонных процессов — сильное влияние внешнего ионизующего поля на исходную структуру атома. За исключением отдельных частных случаев, требующих для своей реализации экстремально малой напряженности внешнего поля (например, в случае малофотонных нерезонансных процессов), во всех других случаях возмущение исходного атомного спектра электронных связанных состояний или различные другие процессы играют существенную, а иногда и определяющую роль при нелинейной ионизации атома. Изменение структуры исходного невозмущенного атома происходит за счет таких процессов, как резонансное перемешивание атомных уровней (см. [1.2] гл. VI), и нерезонансный динамический эффект Штарка (гл. IV, VI). Рассмотрим кратко физическую сущность этих эффектов. [c.19]

Статический штарковский сдвиг атомных уровней был открыт И. Штар-ком в 1913 г До середины нашего века как экспериментальные, так и теоретические исследования этого эффекта ограничивались случаем постоянного электрического поля. Лишь в 60-х годах создание лазеров стимулировало исследователей обратиться к возмущению (сдвигу и расщеплению) атомных уровней под действием переменного электромагнитного поля и, в первую очередь, под действием светового поля лазерного излучения. Первое наблюдение динамического эффекта Штарка, возникающего под действием поля лазерного излучения, было осуществлено Л.М. Бонч-Бруевичем с сотрудниками в 1969 г [4Л [c.77]

Основные закономерности, характеризующие прямой (нерезонансный) пороговый процесс мпогофотонной ионизации атомов, приведены выше, в гл. I. Здесь мы еще раз подчеркнем, что при не очень сильном элек тромагнитном поле именно прямой процесс ионизации играет основную роль. Области на частотной зависимости вероятности ионизации, где существенны промежуточные резонансы, гораздо уже, чем расстояния между уровнями частоты, на которых реализуются эти резонансы, слабо изменяются И3 3а динамического эффекта Штарка кроме того, для возникновения резонанса требуется специальный подбор частоты излучения. Таким образом, для большинства частот излучения, как правило, реализуется прямой процесс многофотонной ионизации. [c.111]

Резонансный процесс ионизации оказался весьма важным для таких приложений, кж метод резонансной многофотониой спектроскопии [6.6 Хорошее спектральное разрешение, которое можно осуществить, используя одночастотное лазерное излучение и метод пересекающихся пучков (атомарного пучка и пучка лазерного излучения), а также высокая эффективность, обусловленная регистрацией ионов, делает этот метод вполне конкурентно способным по сравнению с традиционным методом наблюдения излучения при релаксации возбужденных состояний [6.6]. Ряд важных результатов этот метод дал при исследовании атомов (см. п. 6.3), но наиболее широко он применяется при исследовании спектров молекул. Спектроскопический аспект процесса многофотонной резонансной ионизации сводится не только к измерению энергий возбужденных атомных состояний. Он включает в себя также и исследование возмущения этих состояний в поле излучения (динамический эффект Штарка, гл. II), получение экспериментальных данных о многофотонных матричных элементах, наблюдение различных экзотических переходов (квадрупольных, запрещенных, двухэлектронных и т.д.). [c.142]

В недавней работе [6.47] измерялись и анализировались 8- и 9-фо-тонные резонансы при многофотоиной ионизации атома ксенона излучением с длиной волны 800 нм и интенсивностью выше 10 Вт/см . Длительность лазерного импульса составляла 120 фс. На рис. 6.9 приведены фотоэлектронные спектры, демонстрирующие как по мере увеличения интенсивности лазерного излучения 8-фотонный резонанс постепенно переходит в 9-фотонный резонанс из-за динамического эффекта Штарка. Расчет, основанный на модели Ландау-Зинера, находится в хорошем согласии с данными эксперимента. Вероятность многофотонного перехода в данное ридберговское состояние атома ксенона вычислялась по формуле [c.161]

В предельном случае малых частот м, когда м < тщ величиной (1) в (2) можно пренебречь по сравнению с Шт и динамическая поляризуемость переходит в статическую поляризуемость Х (0 0), т. е. изменение аиергии состояния соответствует квадратичному эффекту Штарка. В соответствии с соотношением (13) из лекции 2 сдвиг уровни при этом описывается соотношением [c.35]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...