Аналитическая модель для описания надпороговой ионизации атомов в сильном лазерном поле

• Автор: Князева, Дарья Валентиновна
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2015
• Место защиты: Воронеж
• Количество страниц: 122 с. : ил.

Содержание
Список сокращений и обозначений
Введение
Обзор литературы
Глава 1. Основные теоретические методы для непертурбативного описания надпороговой ионизации атомных систем в сильном лазерном поле
1.1. Метод квазистационарных квазиэнергетических состояний
1.1.1. Общий формализм
1.1.2. Амплитуда многофотонной ионизации в формализме ККЭС
1.2. Применение метода ККЭС к описанию НПИ систем в коротком
лазерном импульсе
1.3. Метод эффективного радиуса
1.4. Выводы к первой главе
Глава 2. Надпороговая ионизация атомных систем в поле сильного лазерного импульса конечной длительности
2.1. Общая формулировка задачи
2.2. Приближение МЭР для короткого лазерного импульса
2.2.1. Квазиклассическое приближение
2.2.2. Квазиклассический результат для функции /Р (£)
2.2.3. Амплитуда отрыва в периодическом поле
2.2.4. Квазиклассический результат для Д^л^(рп)
2.2.5. Вероятность отрыва в единицу времени в периодическом поле

2.3. Дифференциальная вероятность НПО для случая короткого импульса и обобщение для нейтральных атомных систем
2.4. Общие свойства 1}(р)
2.5. Численные результаты
2.5.1. Сравнение с результатами для временного уравнения Шре-дингера
2.5.2. Особенности в спектрах НПИ атомов в поле короткого лазерного импульса
2.5.3. Возникновение нескольких плато в спектрах НПИ
2.5.4. Право-левая асимметрия в спектрах НПИ в коротком лазерном импульсе
2.5.5. Интерференционные явления в спектрах НПИ и их зависимость от числа N оптических периодов в коротком лазерном импульсе
2.5.6. Вклад электронных траекторий с многократными возвращениями в спектр НПИ в коротком импульсе
2.5.7. Сравнение с количественной теорией перерассеяния
2.6. Выводы ко второй главе
Глава 3. Надпороговая ионизация атомных систем в сильном двухчастотном лазерном поле
3.1. Анализ классических траекторий НПИ электронов в двухчастотном лазерном поле
3.2. Численные результаты для НПИ в двухчастотном лазерном поле
с /3 ~
3.3. Численные результаты для НПИ в двухчастотном лазерном поле
с /3 7§>
3.4. Выводы к третьей главе
Заключение

Приложение А. Функции Грина электрона в электрическом поле
¥т(г)
Приложение Б. Квазиклассическое приближение для амплитуды НПИ: учет эффектов перерассеяния
Литература

гармоник на малых расстояниях [80]. Отметим, что для состояний с I — 0 граничные условия (1-52) могут быть сформулированы непосредственно при г —>■ О (см. обсуждение в статье [82]), однако для I ф 0 эти граничные условия необходимо определять на сфере конечного радиуса 13 такого, что кГ1 (3 > тс. Коэффициент Вфе) в (1.52) связан с фазой рассеяния дI соотношением [136]:
Учитывая соотношение (1.50), Вфе) может быть параметризован через эффективный радиус и длину рассеяния:
Отметим, что основные параметры теории — длина рассеяния а, и эффективный радиус г и также могут быть выражены через энергию связи Ео и асимптотический коэффициент Ск/.
В работах [47, 81, 82] указан общий метод построения волновой функции ККЭС Ф£(г, £) за пределами потенциальной ямы. Решение в этой области должно удовлетворять граничным условиям (1.52) и определяться асимптотическим поведением (1.12) на больших расстояниях. Для построения искомого решения волновая функция представляется в виде свертки от запаздывающей функции Грина свободного электрона (явный вид см. в Приложении А) и периодической функции /(т')(г,£) [47, 81, 82]:
(2/ - 1)!!(2/ + 1 )!Ш,(Я) = к21+1сЬёб1.
(1.53)
(21 - 1)!!(21 + 1 )т(Е) = -1/а, + пк2 / 2.
(1.54)
(—1)1к?1+1 — 1/а, — Г1К2/2 — 0, (-1)'(21 + 1) - = 2СД.