ТУННЕЛЬНАЯ ИОНИЗАЦИЯ Вероятность туннельной ионизации

Если энергия связи электрона меньше, чем вершина потенциального барьера (рис. 1), то ионизация может происходить за счет туннельного просачивания электрона через барьер из связанного в свободное состояние — это так называемый туннельный эффект. Вероятность туннелирования через барьер определяется прозрачностью барьера [7] и экспоненциально зависит [c.58]

Вероятность туннелирования велика лишь у вершины барьера. Соотношения для вероятности туннельной ионизации из высоковозбужденных водородоподобных состояний приведены в [9]. Туннельная ионизация высоковозбужденных состояний наблюдалась экспериментально по уширению спектральных линий соответствующих переходов перед их исчезновением при Е = Е . [c.59]

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]

Динамический эффект Штарка оказывает влияние не только на процесс ионизации в многофотонном предельном случае, но и в противоположном туннельном пределе. Сдвиг энергии основного состояния атома необходимо учитывать при вычислении вероятности туннельной ионизации [4.62] и при вычислении пороговой интенсивности излучения, при которой возникает надбарьерный развал атома [4.63]. Следует отметить, что сдвиг энергии основного состояния атома в низкочастотном поле (оцениваемый по статической поляризуемости) существенно различается для различных атомов. [c.109]

Вероятности туннельной ионизации атомов зависят не только от напряженности поля F, но и от величины энергии связи электрона в атоме, а в случае атомарного положительного иона и от его заряда (см. ниже формулы (9.3-9.4)). [c.228]

Вероятность туннельной ионизации [c.228]

Приведенные выше данные позволяют записать выражения для вероятности образования многозарядных ионов с учетом взаимодействия электрона с атомным остовом в виде произведения вероятности туннельной ионизации (атома или иона) на вероятность столкновения туннельного электрона с атомным остовом (соответствующую его определенной энергии в момент соударения) и на вероятность неупругого рассеяния электрона. В качестве примера приведем такое выражение для простейшего е 2е процесса на однозарядном ионе А+ [c.235]

В выражении (9.8) W ADK) — вероятность туннельной ионизации ато- [c.235]

Итак, обратимся непо сред ственно к туннельному эффекту. Формулы (9.3-9.4), приведенные выше, описывают полную вероятность туннельной ионизации, проинтегрированную по энергиям и углам вылета туннельных электронов. Формулы, из которых следуют энергетические и угловые распределения туннельных электронов, были получены в ряде работ [9.6, 9.13, 9.40, 9.49-9.50] различными методами. Конечные результаты, полученные в этих работах, одинаковы. Ниже искомые соотношения будут приведены, следуя работе [9.50], являющейся примером применения квазиклассического приближения квантовой механики [9.5 Г. [c.243]

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]

Рис. 10.5. Вероятность надбарьерной ионизации основного состояния атома водорода в единицу времени низкочастотным полем (кривая 1). Расчеты работы [10.15]. Кривая 2 — экстраполяция формулы АДК в надбарьерную область. Вертикальная прямая соответствует критической напряженности поля, разделяющей туннельный

Отметим также один конкретный вывод об аналогии процессов не ли-нейной ионизации атомов и двухатомных молекул, сделанный в работах 11.38-11.39] для наиболее интересного случая ионизации в сильном поле вероятность туннельной ионизации двухатомных молекул (с учетом ряда деталей их строения) хорошо описывается той же формулой АДК (гл. IX), как и в случае туннельной ионизации атомов. [c.294]

Основной вклад в эту вероятность дают слагаемые в сумме (2.36) с очень большими числами N поглощенных фотонов порядка 7 1. Эти числа велики по сравнению с минимальным числом Жо = Е1/ш поглощенных фотонов, допустимым законом сохранения энергии. Сумма по числам поглощенных фотонов в окрестности этого значения заменяется непрерывным интегрированием [2.8]. Так выглядит надпороговое поглощение фотонов электромагнитного излучения в туннельном режиме ионизации. [c.39]

Формула, описывающая вероятность в единицу времени туннельной ионизации основного состояния атома водорода под действием постоянного электрического поля, хорошо известна [9.4 [c.227]

С 1 и напряженности иоля F < Fa [9.8]. В работе [9.9] было также показано, что вероятность ионизации не зависит от частоты излучения, что следует из любых формул для туннельной ионизации, например, из (9.1) и (9.2). [c.228]

Хотя эти отклонения наблюдаются лишь при малой вероятности ио низации, и они ни в какой мере не определяют эффективность процесса туннельной ионизации атомарных ионов при большой вероятности ионизации, однако они представляют интерес для физики процессов в сильном световом поле, так как демонстрируют существенную роль воздействия поля на свободный электрон, вырванный из атома. Поэтому рассмотрим подробно причины отклонений от каскадного процесса туннельной ионизации атомарных ионов. [c.232]

Заканчивая этот раздел, еще раз отметим, что отклонения от каскадной модели туннельной ионизации существенно не влияют на пороговые напряженности поля и вероятности ионизации, однако процесс рассеяния туннельного электрона на атомном остове играет определяющую роль в энергетических спектрах электронов, образующихся в случае надпорогового поглощения при Р < Ра (разд. 7.9) и в возбуждении высоких гармоник ионизующего излучения за счет рекомбинации туннельного электрона на атомном остове (разд. 9.7 и гл. XI). [c.238]

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]

Электростатическая ионизация. В полях высокой напряженности, возможен переход электронов из валентной зоны в зону проводимости также путем туннельного просачивания их через запрещенную зону. Этот эффект называется эффектом Зинера или электростати-ческой ионизацией. Вероятность просачивания электронов, а следовательно, н плотность туннельного тока резко увеличиваются с ростом напряженности поля и уменьшаются с увеличением ширины запрещенной зоны. Более подробно этот эффект будет рассмотрен на примере туннельного пробоя р—п-перехода. [c.196]

Так как вероятность туннельной ионизации зависит от глубины потенциальной ямы (1.7), а основное состояние атома также испытывает штар- [c.20]

Эта же формула описывает вероятность туннельной ионизации под дей ствием переменного циркулярно поляризованного излучения, так как величина Р в этом случае не зависит от времени. Для поля линейной поляризации при замене в (9Л) Р Р osut и усреднении вероятности по периоду Т = 2тт1 си получаем выражение [c.227]

Форма зависимости числа образованных многозарядных ионов от интенсивности излучения (например, кривая 2 на рис. 9.4) качественно следует из уравнения (9.8) для В этом уравнении первый сомножитель W ADK) — вероятность туннельной ионизации — экспоненциально возрастает при увеличении интенсивности излучения I (вне области насыщения процесса ионизации), однако третий сомножитель W e 2е) быстро убывает при увеличении энергии электрона, т.е. при увеличении I (см. рис. 9.7 при Ее > Еа)> Совместное действие этих сомножителей приводит к зависимости W(A +) от интенсивности I в виде кривой с максимумом и существенной роли перерассеяния лишь при небольшой интенсивности излучения (рис. 9.4). [c.236]

В целом результаты этих расчетов показывают, что в конкретных уело ВИЯХ проведения экспернмента (см. разд. 9,2 н 9.3) нельзя пренебрегать возможностью одновременного туннелирования нескольких электронов из одной атомной оболочки при малых интенсивностях излучения. Однако до настоящего времени нет экспериментальных данных, как подтверждающих возникновение одновременной туннельной ионизации нескольких электро нов, так и косвенно указывающих на ее вклад в вероятность туннельной ионизации атомов и атомарных ионов. [c.242]

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]

Истинная реакция, определяющая рост тонких плен , неизвестна. Имеется несколько возможных вариантов. В окнелах с плохой проводимостью, например в AI2O3, прохождение электронов через пленку объясняется туннельным эффектом, т. е. квантовомеханической вероятностью прохождения электрона через тонкую пленку изолятора без преодоления большой энергии активации. В очень тонких пленках других окислов металлов наблюдаются необычные величины валентностей. Это связывается со способностью поверхностных атомов металла подвергаться необычным процессам ионизации. Должны приниматься во внимание и такие факторы, как прохождение ионов через пленки, перемещение электронов от металла к окислу, различные стадии хемосорбцион-ного процесса. Так как свойства окислов весьма сильно меняются, вряд ли можно объяснить поведение всех металлов при начальном окислении одной теорией. Возможно, каждый из указанных выше факторов может иметь сам по себе наиболее важное значение в различных случаях. [c.21]

Фотоиоиизация и туннельный эффект. Основные закономерности процесса фотоионизации (или, следуя более современной терминологии, однофотонной ионизации) атомов и молекул хорошо известны [1—5]. Для описания зтого процесса используется теория квантовых переходов. Вероятность фотоионизации в соответствии с золотым правилом Ферми описывается соотношением [c.57]

Туннельный предел. Туннельный режим соответствует низкочастотному пределу, когда параметр адиабатичностн много меньше единицы, точнее, 7 <С 1. В этом пределе зависимость вероятности ионизации от частоты поля исчезает, а сама вероятность ионизации в единицу времени (2.35) приобретает ту же форму, что и для ионизации атома медленно меняющимся со временем электрическим полем Е os ujt, усредненную по периоду поля [2.8] [c.38]

Второй вывод — во всех случаях в одном импульсе лазерного излучения, помимо однозарядных ионов наблюдаются также и многозарядпые ионы кратность заряда этих ионов q возрастает ио мере увеличения наиряженности иоля излучения ионы с зарядом д образуются в результате туннельной ионизации ионов с зарядом д — 1. Это видно из того факта, что ионы с зарядом q образуются в том интервале интепсивности излучения, в котором выход ионов с зарядом д — 1 велик, или находится в насыщении, а также так как вероятность образования многозарядных ионов с хорошей точностью описывается формулами АДК (9.3-9.4). Типичный пример эксиериментальпых результатов и их теоретической интерпретации приведен на рис. 9.3. [c.230]

Вероятность одновре]иенного туннельного отрыва двух электронов с потенциалом ионизации Е + Е2 может быть получена из (9.11) путем указанной замены потенциала ионизации, а также удвоения массы и заряда электрона ш 2ш, е 2е. Получаем [c.239]

Третий эффект — рассеяние электронов на атомном остове (ионе) при линейной поляризации лазерного излучения (см. выше, разд. 9.3). Легко оценить, что при любой частоте лазерного излучения, при минимально допустимой напряженности поля излучения для реализации туннельного эффекта, когда параметр адиабатичпости порядка единицы, максимальная энергия, приобретаемая туннельным электроном за один период лазерно го ПОЛЯ, имеет величину порядка атомной энергии, а при увеличении на пряженности поля быстро (квадратично по напряженности поля) растет. Таким образом, процессы упругого или неупругого рассеяния туннельного электрона всегда имеют место и приводят к искажению исходных энер гетических и угловых распределений туннельных электронов в области больших энергий. Очевидно, что эти искажения тем меньше, чем меньше напряженность поля лазерного излучения, при которой наблюдается про цесс туннельной ионизации. Напомним, что при циркулярной поляризации излучения этот эффект отсутствует, так как вероятность столкновения тун нельного электрона с атомным остовом пренебрежимо мала. [c.246]

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]

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]

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]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...