Эффекты взаимодействия в конечном состоянии в спектрах надпороговой ионизации атомов и отрицательных ионов интенсивным лазерным полем

• Автор: Швецов-Шиловский, Николай Иванович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 115 с. : ил.

ГЛАВА I. СПЕКТР НАДПОРОГОВОЙ ИОНИЗАЦИИ СИЛЬНЫМ ЛИНЕЙНО ПОЛЯРИЗОВАННЫМ ЛАЗЕРНЫМ ПОЛЕМ

ЕЕ Основные соотношения

Е2. Предельные разложения

Е2Л. Ионизация в состояния с малыми энергиями

Е2.2. Туннельный режим

Выводы по Главе I

ГЛАВА II. КУЛОНОВСКИЙ МЕХАНИЗМ НАРУШЕНИЯ СИММЕТРИИ ПРИ НАДПОРОГОВОЙ ИОНИЗАЦИИ АТОМОВ ЭЛЛИПТИЧЕСКИ ПОЛЯРИЗОВАННЫМ ПОЛЕМ '

2.1. Вероятность ионизации в туннельном режиме и полуклассическая модель

2.2. Модель кулоновского торможения

2.3. Сравнение с экспериментом

2.4. Численное решение уравнений движения и метод Монте-Карло

2.5. Кулоновское торможение в линейно поляризованном поле
2.6. Угловые распределения прямой ионизации в модели Келдыша
2.6.1. Основные соотношения
2.6.2. Точки перевала
2.6.3. Калибровка векторного потенциала
2.6.4. Интерференция и ненулевой орбитальный момент
Выводы по Главе II
ГЛАВА III СПЕКТРАЛЬНО-УГЛОВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПЕРЕРАССЕЯННЫХ ФОТОЭЛЕКТРОНОВ В ЭЛЛИПТИЧЕСКИ ПОЛЯРИЗОВАННОМ ПОЛЕ
3.1 Симметрия импульсных распределений
3.2. Амплитуда перерассеяния
3.2.1. Амплитуда виртуального перехода

3.2.2. Интеграл по промежуточным импульсам
3.2.3. Расчет амплитуды методом перевала
3.2.4. Распределения вблизи классической границы
3.2.5. Условия применимости
3.3. Переход к полуклассической модели
3.4. Импульсные распределения
Выводы по Главе II
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

Настоящая диссертационная работа посвящена теоретическому изучению надпороговой ионизации атомов сильным лазерным полем. Предметом исследования являются распределения ионизованных электронов по энергиям и направлениям вылета. Суть явления надпороговой ионизации состоит в том, что ионизуемый электрон поглощает больше фотонов, чем необходимо для выхода в континуум. Образующийся при этом энергетический спектр фотоэлектронов состоит из последовательности пиков, отстоящих друг от друга на энергию фотона.
Иадпороговая ионизация была теоретически предсказана JT.B. Келдышем в 1964 г. [1]. В работе [1] было показано, что вероятность «-фотонной ионизации атома с потенциалом ионизации I переменным лазерным полем критически зависит от величины параметра адиабатичности у, который
определяется соотношением r = H2Up. Здесь Up - F2 14ог - средняя по
оптическому периоду колебательная энергия электрона в лазерном поле с напряженностью F и частотой ш или пондеромоторный потенциал (повсюду в диссертации используется атомная система единиц Й = т = -е — 1). При у > 1, т.е. в случае относительно слабых полей и высоких частот, зависимость
близка к степенной Р2п. В обратном предельном случае сильных полей и низких частот, у < 1, вероятность ионизации оказывается пропорциональной вероятности туннелирования через осциллирующий потенциальный барьер, сформированный лазерным и атомным полями. Поэтому говорят о многофотонном (у > l) и туннельном (у < l) режимах ионизации.
Впервые иадпороговая ионизация наблюдалась экспериментально группой P. Agostini спустя пятнадцать лет после выхода работы [1], в 1979 г. [2]. При этом удалось измерить всего два максимума в энергетическом спектре фотоэлектронов. Первый из них отвечал пороговому каналу, а второй соответствовал поглощению избыточного кванта. Эксперимент [2]

достаточно хорошая оценка для рс может быть получена вычислением интеграла (2.15) вдоль прямолинейной траектории под действием постоянной силы F(t0). Нетрудно видеть, что для малых начальных скоростей v0 « 421, главный вклад дается выражением:
Pc(fo>vo)«~7THl|(0’ (2-17)
4 Г0
где т0 = ^2r0 / F(t(}) - эффективный временной интервал, за который электрон уходит от иона на расстояние в 2г0. Этот интервал равен времени пролета под потенциальным барьером, и, следовательно, представляет собой малую долю оптического периода. Из формулы (2.17) видно, что кулоновский импульс направлен противоположно электрической силе, действующей на электрон в момент ионизации. Иными словами, поле атомного остатка тормозит туннелировавший из-под барьера и удаляющийся ионизованный электрон. Подчеркнем, что учитываются траектории, испытавшие влияние кулоновского поля только один раз. Поэтому естественно назвать предлагаемую модель моделью кулоновского торможения.
Чтобы получить импульсное распределение фотоэлектронов, искаженное кулоновским полем, необходимо с помощью (2.16) найти начальные условия, отвечающие каждому конечному импульсу р, и вычислить вероятность ионизации по формуле (2.8). При этом соотношения (2.16) можно рассматривать как систему двух нелинейных уравнений относительно неизвестных t0 и v0. Для ее решения был использован метод Ньютона. При этом необходимые частные производные находились численным дифференцированием.
Необходимо отметить, что те моменты ионизации и начальные скорости, которые отвечают траекториям, возвращающимся к родительскому иону, не могут быть рассмотрены в используемом приближении и не должны учитываться при расчете. Наборы (/0,v0), которые не удовлетворяют условию применимости (2.10) также должны быть отброшены. Поэтому в некоторых