Прямой процесс многофотониой ионизации

Для описания прямого процесса многофотонной ионизации [c.111]

В случае прямого процесса многофотонной ионизации частота излучения является свободным параметром. Поэтому основная задача исследований состоит не в табулировании многофотонных сечений (как в случае многофотонного возбуждения), а в развитии оптимальных методов теоретического описания этого процесса и их проверки путем экспериментального измерения вероятности или многофотонного сечения для фиксированных частных реализаций основных параметров, характеризующих ионизуемый атом и излучение. [c.112]

Введение. В случае атома водорода известны точные аналитические выражения для невозмущенных кулоновских атомных волновых функций, что позволяет явно записать составные матричные элементы, так как однофотонные матричные элементы выражаются через комбинацию двух полных гипергеометрических функций. Ниже будут указаны различные подходы к расчету вероятности прямого процесса многофотонной ионизации атома водорода. По сути дела аналогичен подход и при описании вероятностей ионизации и для многоэлектронных атомов. Отличие в последнем случае состоит в необходимости использования приближенных значений волновых функций ввиду отсутствия точных выражений. [c.114]

Гл.У. Прямой процесс многофотонной ионизации [c.120]

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]

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]

Таким образом, граница по напряженности поля, до которой доминирует прямой пороговый процесс многофотонной ионизации атомов, лежит при существенно меньшей напряженности поля, чем Fq., и не является единой для всех атомов и всех частот излучения. Экспериментальные данные и расчеты (разд. 5.5-5.7) показывают, что она лежит в пределах (10 -10 )Fa, т.е. 5 10 -5 10 В/см. Поэтому все, что будет говориться ниже о прямом пороговом процессе многофотонной ионизации атомов, будет относиться к достаточно малым напряженностям поля, когда доминирует прямой процесс ионизации. [c.112]

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]

Схема процесса ионизации избыточными фотонами б - прямой процесс надпороговой ионизации в - ступенчатый процесс (фотоионизация минимальным числом фотонов, затем многофотонные переходы в непрерывном спектре) [c.129]

Ранее постановка эксперимента обсуждалась в книге [ЗЛ]. Методике измерений многофотонных сечений прямого процесса ионизации атомов посвящен обзор [3.2 . [c.59]

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]

Расчет многофотонных сечений в рамках теории возмущений. Принципиальным отличием расчетов много фотонных сечений прямого процесса ионизации щелочных атомов от расчетов для атома водорода является необходимость в конструировании приближенного выражения для потенциала атомного остова (или для волновой функции валентного электрона). При этом необходимо удовлетворить двум противоречивым требованиям — приближенное выражение должно быть достаточно простым и в то же время достаточно точно описывать состояние валентного электрона. [c.126]

Следует, однако, отметить, что подавляющее большинство экспериментальных данных о многофотонных сечениях прямого процесса ионизации щелочных атомов было получено на начальной стадии исследований, когда точности измерений параметров, определяющих сечение, были невысоки. Если использовать современную технику эксперимента, то можно резко повысить точность, и тогда сопоставление расчетов с экспериментальными данными сможет дать ответ на вопрос об оптимальном методе расчета. [c.129]

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]

Вероятность прямого процесса многофотонной ионизации связана с измеряемыми величинами соотношением, которое формально аналогично известному соотношению для одиофотонной ионизации [c.63]

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]

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]

В научной литературе опубликовано большое число данных о сечениях прямого процесса многофотониой ионизации различных щелочноземельных атомов на различных частотах излучения. Данные получены для процессов со степенью нелинейности от Jf = 2 до К = 6. Они приведены в обзоре [c.134]

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]

Рис. 2. Схема процесса многофотонной ионизации сцрава — прямой процесс слева — резонансный.

Фотоионизация и туннельный эффект. Нелинейная ионизация. Прямой процесс многофотонной ионияации. Регонансный процесс многофотонной ионизации. Метод многофотонной резонансной ионизационной спектроскопии [c.56]

Резонансный процесс многофотоиной иоиизации. Процесс многофотонной ионизации называется резонансным, если реализуется какой-либо резонанс между энергией нескольких квантов излучения и энергией перехода в спектре связанных электронных состояний. Очевидно, что условие реализации резонансного процесса (рис. 4) противоположно условию реализации прямого процесса (11) [c.64]

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]

Учесть этот эффект задним числом и ввести соответствующую поправку в измеренные ранее величины сечений невозможно, так как соотношение между числом однозарядных и двухзарядных ионов даже для одного фиксированного атома существенно изменяется при изменении частоты излучения из-за наличия промежуточных резонансов в спектрах атома и иона 3.55]. Поэтому в настоящее время можно использовать лишь те величины сечений, которые получены без учета этого эффекта. Однако в дальнейшем, проводя измерения масс-спектров ионов и энергетических спектров электронов, можно выделить канал прямого порогового процесса многофотонной ионизации достаточно точно. [c.134]

Из общего вида составного матричного элемента для процесса многофотонной ионизации (2.11) видно, что возникновение промежуточного резонанса означает уменьшение одной из расстроек в знаменателе соотношения (2.11), т.е. увеличение вероятности ионизации по сравнению с вероятностью прямого процесса (т.е. с вероятностью ионизации для частоты в межрезонансных промежутках). Масштаб этого увеличения в слабом поле обратно пропорционален квадрату ширины резонансного состояния. [c.141]

Другой важный вывод, следующий из материала, рассмотренного в этой главе — в весьма широком диапазоне изменения напряженности внешнего ионизующего поля различные эффекты приводят к существенному изменению исходного атомного спектра и к нарушению тех простых соотношений, которые разделяют прямой и резонансный процессы многофотониой ионизации атомов. Нижняя граница этого интервала напряженностей поля может быть весьма малой, например, при реализации однофотонного резонанса и перемешивания Раби резонансных состояний. Верхняя граница соответствует границе многофотониой области, т.е. она определяется из условия для параметра адиабатичностн 7 1. [c.164]

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]

Однако уже результаты первых экспериментов показали, что если и справедливо предположение о каскадном механизме образования многозарядных ионов, то реакции (8.2) носят сложный характер и, во всяком случае, не могут быть прямыми пороговыми процессами многофотониой ионизации атома и атомарного иона. Это хорошо видно из экспериментальных данных об образовании двухзарядных ионов стронция на рис. 8.1. Действительно, в условиях проведения эксперимента [8.2] пороговый процесс ионизации атома стронция является пятифотонным К1 = 5), а процесс отрыва второго электрона от иона стронция — десятифотонным (К2 = = 10). В соответствии с основными положениями теории возмущений (см. разд. 2.2) ясно, что при напряженно сти поля излучения Р< Ра, при которой [c.200]

Общие вопросы постановки эксперимента кратко обсуждались выше в гл. III, а применительно к измерению многофотонных сечений прямого процесса ионизации в [5.1-5.2] и наиболее детально в [5.3]. В основе экспериментов по изучению прямого процесса ионизации лежит традиционный метод пересекающихся пучков (лазерного и атомного), вытягивание образованных ионов и (или) электронов из области пересечения пучков, времяпролетный анализ ионов, регистрация ионов и (или) электронов, измерение энергии и углов вылета последних. [c.113]

Введение. Электроны в валентной оболочке многоэлектронного атома взаимодействуют как с внешним электромагнитным полем, так и друг с другом. Взаимодействие электронов друг с другом влияет на процесс прямой многофотонной ионизации. Возникающие эффекты могут носить совершенно различный характер. Так, например, можно предположить, что наличие многих электронов проявится в виде простой суммы независимых одноэлектронных эффектов, в одновременном отрыве нескольких электронов, в экранировании электромагнитного поля заполненной многоэлектронной оболочкой, во взаимодействии первого оторванного электрона с образовавшимся ионом и т.д. Все эти (а также ряд других эффектов) обсуждались в научной литературе. Некоторые из них будут обсуждаться в этом разделе (см. также ниже, гл. VIII). [c.132]

Процесс надпороговой ионизации атомов, основные черты которого изложены в этой главе, представляет собой вариант многофотонного процесса, в котором атомный электрон увеличивает свою энергию не только за счет переходов по спектру связанных состояний, но и за счет переходов по непрерывному спектру. Соответственно процесс надпороговой ионизации всегда является процессом более высокого порядка по числу поглош енных фотонов по сравнению с прямым процессом пороговой мпогофотонной ионизации атома. [c.197]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...