Ионизация и рекомбинация в кластерной плазме при взаимодействии с мощными фемтосекундными лазерными импульсами

• Автор: Софронов, Алексей Васильевич
• Шифр специальности: 01.04.08
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2010
• Место защиты: Долгопрудный
• Количество страниц: 85 с. : ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ
ГЛАВА 1. ИОНИЗАЦИЯ АТОМАРНЫХ КЛАСТЕРОВ СИЛЬНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ПОЛЕМ (ОБЗОР)
1.1. Введение
1.2. Приближение Ландау-Дыхне
1.2.1. Общий подход
1.2.2. Теория Келдыша
1.3. Ионизация кластеров
1.3.1. Внутренняя ионизация
1.3.2. Ионизация при неупругих электрон-ионных сюлкновепиях
1.3.3. Поглощение лазерного излучения в кластере
1.3.4. Внешняя ионизация кластеров
ГЛАВА 2. РЕЛЯТИВИСТСКИЕ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ СПЕКТРЫ ПРИ ВНУТРЕННЕЙ ТУННЕЛЬНОЙ И НАДБАРЬЕРНОЙ ИОНИЗАЦИИ АТОМОВ И АТОМАРНЫХ ИОНОВ СВЕРХСИЛЬНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ПОЛЕМ В КЛАСТЕРАХ
2.1. Качественный подход
2.2. Количественное описание высокоэнергетических спектров и угловых распределений фотоэлектронов
2.2.1. Метод расчета
2.2.2. Вылет электрона вдоль направления поляризации лазерной волны
2.2.3. Вылет релятивистского электрона вдоль вектора напряженности магнитного поля лазерной волны
2.2.4. Вылет релятивистского электрона вдоль направления распространения лазерной волны
2.3. Заключение
ГЛАВА 3. ПРОЦЕССЫ РЕКОМБИНАЦИИ В АТОМАРНЫХ КЛАСТЕРАХ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ СВЕРХСИЛЬНЫМ ФЕМТОСЕКУНДНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ИМПУЛЬСОМ
3.1. Введение
3.2 Механизмы рекомбинации в атомарных кластерах
3.2.1. Столкновительная рекомбинация в кластере
3.2.2. Диэлектронная рекомбинация в кластере
3.2.3. Прямая фоторекомбинация

3.3. Генерация жесткого рентгеновского излучения при радиационной рекомбинации в процессе облучения атомарных кластеров интенсивными фемтосекундными лазерными импульсами
3.3.1. Механизм генерации
3.3.2. Сечение фоторекомбинации на кулоновском поле атомарного кластера55
3.4. Заключение
ГЛАВА 4. МЕХАНИЗМЫ НАГРЕВА ЭЛЕКТРОНОВ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ РЕЛЯТИВИСТСКИМ ФЕМТОСЕКУНДНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ИМПУЛЬСОМ
4.1. Поверхностный нагрев электронов при облучении больших атомарных кластеров релятивистским фемтосекундным лазерным импульсом
4.2. Релятивистские дрейфовые скорости фотоэлектронов в поле сверхсилытого фемтосекундного лазерного импульса
4.2.1. Уравнения релятивистского движения электрона
в поле лазерного импульса
4.2.2. Дрейф при туннельной и надбарьерной ионизации
4.3. Заключение
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ГЛАВА 1. ИОНИЗАЦИЯ АТОМАРНЫХ КЛАСТЕРОВ СИЛЬНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ПОЛЕМ (ОБЗОР)
1Л. Введение
При облучении больших кластеров, содержащих несколько тысяч атомов или молекул, полем сверхсильного ультракороткого лазерного импульса (с длительностью порядка сотни фемтосекунд, т.е. порядка 30 периодов поля титан-сапфирового лазера), образуется сильно возбужденная материя [1-2]. Нагрев электронов проводимости в случае металлических кластеров (или первично ионизованных электронов в случае кластеров из атомов инертных газов), с одной стороны, и отсутствие возможности быстрого отвода тепла из-за фемтосекундной длительности импульса, как в случае обычной плазмы, с другой стороны, позволяют достигать значительно большего возбуждения плотной электронной подсистемы по сравнению с изолированными атомами и молекулами. При этом атомарные ионы практически не успевают нагреться. После быстрой начальной многократной ионизации в течение основной части действия лазерного импульса вещество кластерного иона представляет собой идеальную плазму, состоящую из электронов и многозарядных атомарных ионов. При этом часть электронов вылетает из кластера. Эволюция кластера в лазерном поле изучалась как экспериментально [3-4], так и теоретически [5-6] посредством различных численных и аналитических методов.
В этой главе дается обзор известных моделей кластерной плазмы, позволяющих проанализировать свойства кластера в процессе создания плотной плазмы лазерным импульсом. Эти модели описывают нагрев кластера, когда средняя энергия электрона (т.е. электронная температура У) может увеличиться до нескольких кэВ в лазерных импульсах с интенсивностью порядка атомной. При этом существенную роль играют столкновительные процессы. Электрон - электронные столкновения могут быстро (за 1 — 3 фемтосекунды) установить максвелловское распределение в зависимости от соотношении между средней поступательной

r-f'+i+£- (,2>
Подставляя выражение (11) в уравнение Ландау-Дыхне (8) мы получим
w(P) = ехр(-), п
где классическое действие определено соотношением
£(Л) = — Im j£(0[£(0 - ¥v (13)

Мы пренебрегаем потенциалом ионизации атома по сравнению с энергией покоя электрона. Классическая точка поворота определяется из уравнения
sin«> (14)

При выводе выражения (13) мы учитывали, что
(15)
dt E(t) ’
Подставляя (11) в (13), получаем (восстанавливая обычные единицы)
w{P, и) ~ ехр( f(P, и)) (16)

где и = —, а>с
ЛЛ«) =
J [2{Рг +1)/н2 + 1]3'2 J 1 «2

(Ь/(Л +1)/к2 +1/2 -1/ц]2 -z2} J( + z2 -Рг /и2)2 + (2Pz/u)2
хл/д/о + г2-Р2/и2)г + (2Рг/и)1 +1 + г2-{Р/и)г

а = т](Р2 +1)/н2+1/2-1/м Отметим, что величина вероятности не зависит от направления вектора Р.
(17)