Метод квазистационарных квазиэнергетических состояний в теории многофотонной ионизации атомов и генерации гармоник высокого порядка

• Автор: Тельнов, Дмитрий Александрович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 265 с. : ил.

Список сокращений
Глава 1. Теорема Флоке и общие свойства квазиэнергетических состояний
1.1 Теорема Флоке и начальный этап развития квазиэнергетической теории
1.2 Основные свойства квазиэнергетических состояний и метод стационарного гамильтониана Флоке
1.3 За пределами теоремы Флоке: обобщённые квазиэнергетические методы
Глава 2. Неэрмитовский квазиэнергетический формализм и методы расчёта квазистационарных квазиэнергетических состояний
2.1 Неэрмитовский квазиэнергетический формализм
2.2 Расчёт ККЭС с помощью обобщённого псевдоспектрального
метода с комплексным вращением координат
2.2.1 Обобщённый псевдоспектральный метод с равномерным комплексным масштабированием координаты
2.2.2 Обобщённый псевдоспектральный метод с комплексным вращением координаты во внешней области
2.3 Адиабатическая теория многофотонной ионизации
2.4 Нестационарный метод расчёта ККЭС
Глава 3. Надпороговый многофотонный отрыв от иона Н” в монохроматическом поле: энергетические и угловые распределения вылетающих электронов
3.1 Многофотонная надпороговая ионизация атомов и отрыв электрона от отрицательных ионов
3.2 Общие выражения для спектра фотоэлектронов
3.3 Многофотонный отрыв от иона Н” в окрестности однофотонного порога: расчёт по методу КМВО-ОПМ
3.4 Многофотонный отрыв от иона Н” в окрестности двухфотонного порога
3.5 Многофотонный отрыв от иона Н” в поле СОг лазера: расчёт
в рамках адиабатической теории
3.6 Надпороговый отрыв высокого порядка: расчёт для иона II” нестационарным методом
Глава 4. Многофотонный отрыв от отрицательных ионов в постоянном электрическом поле
4.1 Функция Грина для постоянного электрического поля и монохроматического поля с эллиптической поляризацией
4.2 Распределения электронов и парциальные ширины
4.3 Случай слабого постоянного поля. Выражение распределения тока электронов и парциальных ширин через амплитуды фотоотрыва в отсутствие постоянного поля

4.4 Общие свойства амплитуд фотоотрыва в отсутствие постоянного поля
4.5 Фотоотрыв в общем случае эллиптической поляризации
4.6 Фотоотрыв при линейной поляризации монохроматического поля
4.7 Фотоотрыв при циркулярной поляризации монохроматического поля
Глава 5. Применение многомодовой теоремы Флоке к исследованию многофотонных процессов в полихроматическом лазерном поле
5.1 Многомодовая теорема Флоке
5.2 Многофотонная надпороговая ■ ионизация в дихроматическом лазерном поле
5.2.1 Несоизмеримые частоты
5.2.2 Соизмеримые частоты
5.2.3 Многофотониый отрыв от Н~ в дихроматическом лазерном поле
5.3 Генерация гармоник высокого порядка в дихроматическом лазерном поле
5.3.1 Неэрмитовский квазиэнергетический подход к исследованию ГГВП
5.3.2 Фазовый контроль ГГВП в дихроматическом поле
Глава 6. Метод адиабатических квазиэнергетических состояний для многофотонных процессов в поле лазерного импульса

вает правильным образом вероятность ионизации в единицу времени в переменном внешнем поле и поэтому должна быть отброшена. Это происходит потому, что адиабатическое приближение (2.38) неравномерно по координате г [137, 138]. Чем больше г, тем меньше должна быть частота внешнего поля для применимости выражения (2.38). Для конечной (отличной от нуля) частоты асимптотика волновой функции фт(г) (2.38) при г —* оо заведомо неверна. Построить приближённую волновую функцию ККЭС, которая имела бы правильную асимптотику при г —* оо и корректно описывала бы процесс многофотонной ионизации во внешнем лазерном поле, можно следующим образом [137, 138]. Задача на собственные значения квазиэнергии на основе дифференциального уравнения (1.8) эквивалентна следующему интегральному уравнению:

С7(г)^(г, V). (2.44)
Ядром оператора в правой части (2.44) является функция Грина для движения заряженной частицы в поле лазерного излучения. Такая функция Грина, учитывающая периодичность излучения, была построена Берсоном в 1975 г. [92]. Аналогичный вывод функции Грина для более общего случая, включающего лазерное поле с эллиптической поляризацией и произвольно направленное постоянное однородное электрическое поле, можно найти в главе 4 диссертации. За счёт убывания при больших г потенциала взаимодействия с атомным остовом [/(г) пространственное интегрирование в уравнении (2.44) эффективно ограничивается областью, где расстояния до атомного остова