Нелинейные эффекты во взаимодействии сильного лазерного поля с атомными системами в модели потенциала нулевого радиуса

• Автор: Флегель, Александр Валерьевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Воронеж
• Количество страниц: 112 с. : ил

Оглавление
Введение
1 Точные соотношения для модели потенциала нулевого радиуса в сильном электромагнитном поле
1.1 Основные уравнения теории КЭС для модели ПНР
1.1.1 Определения и единицы измерения
1.1.2 Точные соотношения ДЛЯ Фр (г, 1)
1.2 Основные уравнения для ККЭС в сильном лазерном поле
1.3 Уравнения для квазиэнергии и волновой функции ККЭС в присутствии постоянного электрического ПОЛЯ
2 Генерация высоких гармоник сильной лазерной накачки слабосвязанным электроном
2.1 Амплитуда генерации гармоник в модели потенциала нулевого радиуса
2.2 Пороговые явления в генерации высоких гармоник
3 Поляризационные эффекты в генерации гармоник в присутствии сильного постоянного электрического поля
3.1 Общий анализ поляризационных эффектов, индуцированных сильным постоянным электрическим полем
3.1.1 Случай ортогональных полей
3.1.2 Общие результаты для компланарных полей
3.1.3 Случай компланарных полей и циркулярно поляризованного лазерного поля

3.1.4 Случай компланарных полей и линейной поляризации лазерного поля
3.2 Результаты для модели ПНР
4 Электрон-атомное рассеяние в сильном лазерном поле
4.1 Амплитуда рассеяния электрона на ПНР в присутствии сильного лазерного поля
4.2 Эффекты плато в спектрах электрон-атомного рассеяния в сильном лазерном поле
4.3 Пороговые аномалии в электрон-атомном рассеянии
4.4 Эффекты дихроизма и угловые распределения электронов в электрон-атомном рассеянии
Заключение
Приложение
А.1 Функция Грина свободного электрона в поле монохроматической
лазерной волны и постоянном электрическом поле
А.2 Вычисление интегралов, определяющих амплитуду рассеяния электрона на (5-потенциале в лазерном поле
Литература

Введение
Воздействие сильных лазерных полей на атомные и молекулярные системы приводит к целому ряду новых физических явлений, отсутствующих в традиционной схеме анализа многофотонных процессов в атомной физике и нелинейной оптике, основанной на разложении амплитуд перехода или нелинейных восприимчивостей атомарной среды в ряд по степеням интенсивности (или амплитуды электрического вектора F) световой волны. В первую очередь, в сильном лазерном поле существенно меняется характер процессов резонансного взаимодействия света с атомами, когда частота одного или нескольких световых квантов близка к частотам атомных переходов. При умеренных интенсивностях лазерного поля в этом случае определяющую роль играют сдвиги и уширения резонансных атомных уровней в поле волны и нелинейные явления возникают уже в полях, значительно меньших характерных внутриатомных полей Fa (Fa и 5 X 109 В/см для атома водорода), так что полевые эффекты достаточно корректно описываются в рамках резонансной теории возмущений на базисе невозмущенных атомных состояний. Иная ситуация возникает в суперинтенсивных импульсных полях с F ~ Fa. В этом случае резонансные эффекты уже фактически не играют роли ввиду полного насыщения (“перемешивания” атомных уровней) и динамика процессов определяется существенной модификацией атомной структуры “в целом” под действием сильной световой волны. Это приводит к качественно новым явлениям, которые в принципе не могут быть описаны в рамках теории возмущений на невозмущенном атомном базисе и требуют непертурбативного учета взаимодействия атомного электрона с лазерным полем. В настоящее время известен ряд таких эффектов, интенсивно исследуемых как теоретически, так и экспериментально, и составляющих “hot topics” в физике взаимодействия силь-

выражения для обобщенных восприимчивостей:
х1в+) = [(25 + 1)ш]2 ^ фк Ф*к+а~т
1 к,гп

х НГ / ^-'1(Е‘/ш^3-т)т^{т)М1г{т))з-{28 + 1; г), (2.5)

+ } = [(25 + 1Н2 £ Фк &+•-*,
7 ■* «,т

х (_іГ+і I Ь_е-ЦЕ'/ы+гк+в-т)г+1,(т)^+1(і2(т))і+(2л + і;т), (2.6)

где г(т) дано в (1.30),
Мп;т) = Т
Используемые в (2.5, 2.6) Фурье-коэффициенгы фк временной части ККЭС-функции Фе(г,£) при г —» 0 (1.45) нормированы так, что при Л = 0 фк — дк,о (фактор IV2 = 1/2тг включен в общие множители в выражениях для хід)- Вычисление интегралов в (2.5, 2.6) производится аналогично вычислению матричных элементов Мп<т, используя процедуру аналитического продолжения (1.49) для регуляризации бесконечностей, возникающих при отличной от нуля мнимой части комплексной квазиэнергии е (Е! — Лр — е).
Используя численные результаты для е и коэффициентов фк [22], представ-

ленные аналитические выражения для Хі,2 допускают существенно точный ана-лиз генерации гармоник для произвольных Р, ш, и I. В частности, из точных выражений (2.5-2.7) легко следуют все известные выражения для выхода гармоник, обычно используемые в приближенных полуаналитических анализах проблемы ГВГ (большинство из которых использует метод перевала и идеологию квазиклассических электронных траекторий). Выражения (2.5-2.7) для обобщенных восприимчивостей хід имеют тот же вид в хорошо известном приближении Келдыша [4] (в котором пренебрегают эффектами связывающего потенциала для активного электрона за исключением начального связанного состояния); однако, коэффициенты фк в этом приближении сводятся к функциям Бесселя
Фь = (-1)4 (К) , (2.8)

2 . пт . т — эт —- вт — г 2

(гат 1)т
(2.7)