Многофотонный резонанс

Скорость М. п. резко возрастает, если хотя бы одна из частот излучения приближается к резонансу с переходом в промежуточное состояние или осуществляется промежуточный многофотонный резонанс. [c.166]

Однофотонный резонанс. Многофотонный резонанс. Практическая реализация резонанса в поле лазерного излучения. Эффект насыщения в лазерной спектроскопии [c.68]

При взаимодействии интенсивного лазерного излучения с атомом могут возникать так называемые динамические одно- или многофотонные) резонансы, индуцированные этим излучением, которые отсутствуют в невозмущенном атоме или в слабом поле (см. разд. 6.6). Это приводит к изменению степени нелинейности процесса многофотонной ионизации атома. Сдвиг основного состояния изменяет также вероятность туннельной ионизации и порог надбарьерного развала атома (см. гл. IX, X). [c.78]

В основе этого метода лежит наблюдение процесса многофотонной ионизации атома при наличии промежуточного многофотонного резонанса с исследуемым уровнем. Регистрируются фотоэлектроны, число которых резонансно возрастает при возникновении промежуточного резонанса. При увеличении интенсивности ионизующего излучения уровень атома сдвигается, и энергия фиксированного резонансного уровня по отношению к основному изменяется. Изменение частоты излучения позволяет компенсировать это изменение энергии, вновь реализовать промежуточный многофотонный резонанс и наблюдать резонансное возрастание в выходе электронов. По величине изменения частоты излучения получают данные о штарковском сдвиге уровня. Рис. 4.3 иллюстрирует этот метод. [c.89]

Многофотонный резонанс при наличии однофотонного перехода из резонансного состояния в непрерывный спектр. Один из важных случаев, часто встречающихся на практике, характеризуется многофотонным переходом между начальным и резонансным состояниями и однофотонным переходом из резонансного состояния в непрерывный спектр. В таких условиях анализ вероятностей различных процессов показывает, что в возмущении резонансного состояния п доминируют два процесса — динамический штарковский сдвиг 5Еп Е) ос Е и однофотонное ионизационное уширение Тп Е) ос Е . Численные коэффициенты при этих величинах, определяющие их относительную роль, могут быть определены экспериментально или путем детальных расчетов. Вероятность многофотонного перехода из начального состояния i в резонансное состояние п имеет вид Wni ос Е К 2. [c.143]

Многофотонная резонансная (с промежуточным многофотонным резонансом между дискретными состояниями) и нерезонансная ионизация многих атомов неоднократно наблюдалась экспериментально. Например, для ионизации атомов благородных газов требуется более 10 фотонов излучения с X = 1,06 мкм (например, ионизация атома неона идет с участием 19 фотонов такого излучения). Тем не менее этот эффект надежно регистрируется даже в поле излучения лазера с модуляцией добротности, [c.128]

Соотношение (1.4) наблюдается в любых экспериментах, когда многофотонный процесс носит прямой характер (т.е. при отсутствии промежуточных резонансов с реальными состояниями, см. гл. V), и не возникает насыщения полной вероятности за время действия излучения, т.е. когда цг к) V <С 1. Здесь т — длительность лазерного импульса. [c.16]

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]

Второй эффект — возникновение динамических резонансов (в том числе, многофотонных) при сдвиге атомных уровней под действием изменяющегося во времени поля в импульсе лазерного излучения (см. разд. 6.6). Это приводит к чередованию прямого (в отсутствие резонансов) и резонансного процессов ионизации на фронте и на спаде одного импульса лазерного излучения. Только в слабом поле, когда штарковский сдвиг мал, можно говорить о каком-то одном процессе, прямом или резонансном. Критерий малости очевиден — 5Еп Е) < Г, где Г — максимальная из всех других ширин, имеющих место в конкретном эксперименте (доплеровской ширины, ширины спектра лазерного излучения и т.д.). [c.109]

Как видно из рис. 5.3, а также из других зависимостей многофотонных сечений от длины волны излучения, если не рассматривать узкие области вблизи резонансов, то сечение многофотонной ионизации относительно слабо изменяется в диапазоне частот, когда реализуется ионизация минимально энергетически возможным (пороговым) числом фотонов (на рис. 5.3 эта небольшая область справа от резонансов слева от резонансов закон сохранения энергии допускает, наряду с двухфотонной, и однофотонную ионизацию). [c.118]

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]

При взаимодействии световых полей в условиях одно- или многофотонных резонансов с квантовыми переходами в среде когерентными наз. нсстацнонарные процессы, за время развития к-рых фазовые соотношения между полем и откликом вещества не успевают существенно иарупштъся релаксацией (см. Оптическая нутация, Самоиндуцированная прозрачность. Фотонное эхо). В противоположном случае процессы становятся некогерентными (см., напр., Насыщения эффект.], [c.396]

В частном случае точного многофотониого резонанса из (8) по аналогии с (5) получаем [c.45]

В-третьих, мы должны иметь в виду при рассмотрении многофотонного резонанса с высоковозбужденными атомными состояниями, что типичные времена для обращения электрона по ридберговским эллиптическим орбитам могут быть больше длительности лазерного импульса. Тогда все резонансы исчезают, так как, пока электроны находятся далеко от атомного остова, их взаимодействие с атомным остовом сильно ослабевает. Например, в работе [6.45] не наблюдались резонансы с высоковозбужденными состояниями атома ксенона, имеющими главные квантовые числа выше 10 при длительности лазерного импульса порядка 100 фс. Для таких ридберговских состояний кеплеровский период обращения электрона составляет более 40 фс. Различные аспекты резонансной многофотониой ионизации в случае ультракоротких лазерных импульсов обсуждаются в работе [6.46 . [c.161]

Непосредственное отношение к основной теме этой книги имеет и процесс многофотониого бозбуждения атома. Однако, так как термин бозбу-ждение атома полагает, что возбужденное состояние является конечным в квантово-механическом смысле слова, и электрон из этого состояния спонтанно переходит в состояние с меньшей энергией, то такой процесс в сильном поле надо принимать во внимание лишь в отдельных экзотических случаях [11.17]. Действительно, в сильном внешнем поле вероятность вынужденного перехода электрона из возбужденного состояния вверх по шкале энергий, как правило, существенно превышает вероятность спонтанной релаксации. Соответственно возникновение многофотонного резонанса в спектре атома не приводит к многофотонному возбуждению атома, как это видно из материала, обсуждавшегося выше, в первую очередь, в гл. VI. [c.292]

Рис. I. Примеры процессов многофотонного поглощения а — двухфотонное поглощение б— вырожденное по частоте трёхфотонное поглощение в — трёхфотонное поглощение при наличии промежуточного двухфотонного резонанса.

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]

Однофотонное возбуждение (фотовозбуждение). Многофотонное возбуждение. Многофотонное возбуждение в немонохроматическом поле. Роль промежуточного резонанса. Практическая реализация многофотонного возбуждения. Многофотонпая резонансная спектроскопия. [c.41]

Многофотонное возбуждение. Схема процесса многофотонного возбуждения в простейшем случае — двухфотопного возбуждения — принедена на рис. 1. Условие реализации резонанса (закон сохранения энергии) при многофотонном возбуждении по аналогии с фотовозбуждением (1) имеет вид [c.44]

Роль промежуточного резонанса. Рассмотрим тот случай, когда при многофотонном возбуждении возникает промежуточный резонанс (рис. 3). В рамках модельной задачи, обсуждавшейся выше, при многофотонном возбуждении изолированного атома в слабом виешием поле монохроматического излучения промежуточные резопапсы можно пе принимать во внимание ввиду ангармоничности спектра связанных состояний реальных квантовых систем — атомов, молекул. В реальном случае ансамбля атомов (молекул) в пиде газа и сильпого внешнего поля квазимонохроматического лазерного излучения эффективные ширины резонансов увеличиваются на много порядков величины, так что появлепне промежуточных резонансов становится вполне реальным. [c.49]

В типичных условиях проведения экспериментов по мпого-фотониому возбун5дению атомов и молекул вероятность вынужденных переходов доминирует над вероятностью спонтанной релаксации, так что промежуточный резонанс проявляется в резонансном возрастании вероятности многофотониого возбуждения. [c.50]

Практическая реализация многофотонного возбуждения. В п. 1 была рассмотрена идеальная модельная задача — мпогофотонное возбуждение изолированной неподвижной квантовой системы слабым внешним полем монохроматического излучения. Только в Этом случае справедливы приведенные выше соотношения и, в частности, только в этом случае ширина резонанса в вероятность возбуждения определяются естественной шириной резонансного состояния. [c.50]

В заключение обсуждения вопроса о явлениях, приводящих к уширению резонансов, надо отметить, что нельзя сделать какого-либо общего качественного, а тем более количественного заключения об относительной роли зтих явлений ввиду многообразия зксперимептальных условий, в которых реально осуществляется многофотонное возбуждение атомов и молекул. Однако в определенном смысле выделенным является доплеровское уширение, так как ширина спектра и напряженность поля излучения находятся в руках экспериментатора и могут быть оптимизированы. [c.53]

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]

В этой лекции мы оставались в рамках резонанса (в том числе II многофотонного) с дву.хуровневой спстезгой. Надо обратить внимание, что качественно аналогичные явления имеют место и в том случае, когда резонанс возникает с трехуровневой (или [c.80]

Рис. 1.4. Спектр энергий Ее электронов, образующихся при нелинейной ионизации атомов. Ме — число электронов в произвольных единицах, а — многофотонная ионизация атома ксенона при величине параметра адиабатичностн 7 = 2-8 хорошо идентифицируются резонансы с реальными состояниями в спектре атома 4/, 5/ и 7р и их падпороговые повторения (см. гл. VII). б — ионизация атома гелия при 7 = 0,5 1,0 переход к области туннельной ионизации резонансы исчезают

В многофотоином пределе (7 1) измерение величины К является типичным экспериментом, указывающим на прямой характер процесса многофотонной ноннзацин, т.е. на отсутствие промежуточных резонансов (см. ниже гл. V, VI). При измерении величины К по соотношению (3.6) точность полученных результатов в основном определяется стабильностью режима работы лазера и конкретно стабильностью величин 5 и т за большое число импульсов излучения. Очевидно, что точность измерения величины К тем хуже, чем больше ее значение. [c.66]

Лазерное излучение. Уменьшение длительности импульса лазерного из-лучения видимого диапазона частот достигло своего предела — форми-руются импульсы длительностью в несколько фемтосекунд [3.29-3.30 Использование ультракоротких импульсов излучения при исследовании процесса многофотонной ионизации атомов представляет интерес с различных точек зрения [3.31]. В качестве примеров можно привести иссле-дования промежуточных резонансов, индуцированным внешним полем, и остаточной заселенности в высоковозбужденных состояниях (см. гл. VI). [c.76]

Для исследования могут использоваться различные классические спектральные методы — поглощение вспомогательного излучения, двухфотонная спектроскопия, двойной радиооптический резонанс, использование поляризованного излучения. Эти методы кратко описаны в обзоре [4.2] и здесь обсуждаться не будут. Дело в том, что практически все эксперименты, в которых наблюдались большие штарковские сдвиги атомных уровней в поле лазерного излучения, выполнены другим методом — методом многофотонной ионизащюнной спектроскопии [4.33]. [c.89]

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]

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]

Как уже говорилось в гл. I, при нелинейной ионизации атомов (частота поля UJ меньше потенциала ионизации атома Ei) ъ многофотонном предельном случае (параметр адиабатичностн 1) всегда может реализовываться такая ситуация, когда энергия какого-то числа К фотонов (где К < К — порогового числа фотонов, необходимого для ионизации атома) оказывается равной энергии перехода, разрешенного правилами отбора, из начального (в том числе, основного) состояния i в определенное возбужденное состояние п. Процесс ионизации при наличии такого промежуточного резонанса принято называть резонансным процессом ионизации, а величину К — степенью нелинейного резонанса. [c.140]

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]

На начальной стадии исследования процесса резонансной многофотонной ионизации атомов в экспериментальном плане основное внимание уделялось степени нелинейности dlogw/dlogl при настройке и расстройке резонанса (I — интенсивность излучения), зависимости вероятности ионизации W от настройки Ani частоты электромагнитного поля на резонанс, проявлению штарковского сдвига резонансного уровня [6 Л]. Основным вопросом теории было получение соотношений, описывающих зависимость вероятности ионизации в резонансе от напряженности поля F и абсолютных величин различных других параметров, характеризующих резонансное состояние и ионизующее излучение. Этот круг вопросов обсуждается в книге [6Л, гл. III и VII], а также в ряде обзоров [6.2-6.5 . [c.142]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...