Угловые распределения гармоник высокого порядка

• Автор: Батеби Саид
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 94 с. : ил.

Оглавление
Введение
Глава 1. Обзор литературы
1.1. Экспериментальные закономерности
1.2. Теоретические модели генерации гармоник высокого порядка
1.2.1 Полуклассическая модель
1.2.2. Модель Левенстейна
1.3. Проблема фазового синхронизма
Глава 2. Отклик атома на возбуждающее поле
2.1. Отклик атома на возбуждающее поле для разных
траекторий
2.2. Аппроксимация атомного отклика суммой степенных функций
2.3. Результаты численных и аналитических расчетов
ГлаваЗ. Угловые распределения гармоник высокого порядка, генерируемых в тонких мишенях
3.1. Интегральные выражения для гармоник поля
3.2. Угловые распределения гармоник
3.3. Результаты численных и аналитических расчетов гармоник высокого порядка, генерируемых в тонких мишенях
Глава 4. Угловые распределения и мощности гармоник высокого порядка, генерируемых в протяженных мишенях
4.1. Выражения для угловых распределений и мощности
гармоник высокого порядка, генерируемых в протяженных мишенях
4.2. Результаты расчетов угловых распределений и мощности гармоник высокого порядка при разных условиях
Заключение
Обзор литературы

Введение
Генерация гармоник высокого порядка (ГГВП) в атомарных мишенях впервые наблюдалась авторами [1] и [2], вскоре после создания мощных источников оптических импульсов с длительностями порядка и меньше пикосекунды. Сущность явления состоит в следующем. При воздействии на атомарную мишень (пучок, струя, и др.) достаточно интенсивного лазерного пучка наблюдается генерация значительного число нечетных гармоник света. Гармоники генерируются одновременно друг с другом, в их спектре обычно наблюдается своеобразно «плато» -интервал на котором энергетический выход гармоник меняется с их номером относительно медленно и немонотонно.
В соответствие с современными теоретическими воззрениями, начало плато лежит вблизи частоты £,/Й, где Е1 - энергия ионизации атома, высокочастотная же граница определяется равенством
ч^*£,+з.17У„ (1)
где ир- пондеромоторный потенциал электрона в световом пучке (средняя кинетическая энергия электрона в осциллирующем поле: V р = 1Л2е2 Итипс1, где I и
Я интенсивность и длина волны света). В области частот превышающих (1), выход гармоник быстро уменьшается и становится не обнаружимым. Гармоники с частотами ниже Е11й далее называются гармониками низких порядков. Тогда соотношение (1), наглядно демонстрирует пороговый характер явления. Его механизм будет обсуждаться в главе 1. (Схематически его можно представлять как периодически повторяющуюся - с частотой поля — последовательность актов ионизации, набора

А - векторный потенциал; Р = -(е/с)Л(г,„) - канонический импульс;

2 е£(

- координата точки, в которую электрон
туннелирует в момент 11а и возвращается в момент 1га после свободного полета. Действие $ (/, г) определено так, что при / = /,„ фаза свободного волнового пакета в точке гя? совпадает с фазой связного состояния.
Вычисляя среднее значение силы -е2г/г3 в состоянии (2.6) и используя формулы (2.4) и (2.5), можно выразить амплитуду ад через параметры состояния и
производную П(/га). В знаменателе получаемого выражения содержится величина |^(0|£<ч) 2 ■ Чтобы исключить ее, положим, что частота О меняется от (д-)со до (д +1 )со за время Ьщт / рч, где рч = (2т(дНсо-1))1/2. В итоге получаем
о =ехр(/^(<7))Р
(2.8)
где г0 - Боровский радиус;
и ,га
Фа,, = -2— |(э!п^ -ЫП«и/(а)2Л +Н0щ(Г,а -1,п) + д(01га +
=

12 1 Т0(- + 5Іп2(ш^)) +—ып(ш/й)(с05(ш/га) - С05(шгіо))- — (зіп(2й*го) - 5Іп(2йО) 2 й) 4ш
+ ПМ‘,а
; «0 нижний номер гармоники; среднее силы й' может быть записано в виде:
Й£У ’
/Г?=К1/ГЮ-
С помощью (13) и сила действующей на электрон со стороны ядра Р = -е221гъ, получаются четыре слагаемое: