Ионизация

редактировать

Ионизация или ионизация - это процесс, при котором атом или молекула приобретает отрицательный или положительный заряд за счет приобретения или потери электронов, часто в сочетании с другими химическими изменениями. Получающийся в результате электрически заряженный атом или молекула называется ионом. Ионизация может быть результатом потери электрона после столкновений с субатомными частицами, столкновений с другими атомами, молекулами и ионами или посредством взаимодействия с электромагнитным излучением. Реакции гетеролитического расщепления связи и гетеролитического замещения могут привести к образованию ионных пар. Ионизация может происходить в результате радиоактивного распада в процессе внутреннего преобразования, в котором возбужденное ядро ​​передает свою энергию одному из электронов внутренней оболочки, вызывая его выброс.

Содержание
  • 1 Использует
  • 2 Производство ионов
  • 3 Энергия ионизации атомов
  • 4 Полуклассическое описание ионизации
  • 5 Квантово-механическое описание ионизации
    • 5.1 Туннельная ионизация
      • 5.1.1 Квазистатическая туннельная ионизация
  • 6 Приближение сильного поля для скорости ионизации
    • 6.1 Атомная стабилизация / захват населения
    • 6.2 Непоследовательная множественная ионизация
    • 6.3 Многофотонная ионизация электронов с внутренней валентностью и фрагментация многоатомных молекул
  • 7 Рамка Крамерса-Хеннебергера и эффекты фазы ионизации
  • 8 Диссоциация - различие
  • 9 См. также
  • 10 Ссылки
  • 11 Внешние ссылки
Использует

Повседневные примеры ионизации газа, например, внутри люминесцентной лампы или других электрических разрядных ламп. Он также используется в детекторах излучения, таких как счетчик Гейгера-Мюллера или ионизационная камера. Процесс ионизации широко используется в разнообразном оборудовании в фундаментальной науке (например, масс-спектрометрия ) и в промышленности (например, лучевая терапия ).

Образование ионов
Эффект лавины между двумя электродами. Первоначальное событие ионизации освобождает один электрон, а каждое последующее столкновение освобождает еще один электрон, поэтому в результате каждого столкновения возникают два электрона: ионизирующий электрон и освобожденный электрон.

Отрицательно заряженные ионы образуются, когда свободный электрон сталкивается с атомом и впоследствии попадает внутрь электрического потенциального барьера, высвобождая любую избыточную энергию. Этот процесс известен как ионизация с захватом электрона.

Положительно заряженные ионы образуются путем передачи некоторого количества энергии связанному электрону при столкновении с заряженными частицами (например, ионами, электронами или позитронами) или с фотонами. Пороговое количество необходимой энергии известно как потенциал ионизации. Исследование таких столкновений имеет фундаментальное значение для проблемы нескольких тел, которая является одной из основных нерешенных проблем физики. Кинематически полные эксперименты, то есть эксперименты, в которых определяется полный вектор импульса всех осколков столкновения (рассеянный снаряд, отражающийся ион-мишень и выброшенный электрон), способствовали значительному прогрессу в теоретическом понимании. проблемы нескольких тел в последние годы.

Адиабатическая ионизация - это форма ионизации, при которой электрон удаляется или добавляется к атому или молекуле в ее самом низком энергетическом состоянии для образования иона в его низкоэнергетическом состоянии.

Разряд Таунсенда является хорошим примером образования положительных ионов и свободных электронов в результате столкновения с ионами. Это каскадная реакция с участием электронов в области с достаточно высоким электрическим полем в газовой среде, которая может быть ионизирована, например, воздух. После первоначального события ионизации из-за ионизирующего излучения положительный ион дрейфует к катоду, а свободный электрон дрейфует к аноду устройства.. Если электрическое поле достаточно велико, свободный электрон получает достаточно энергии, чтобы освободить еще один электрон, когда он в следующий раз столкнется с другой молекулой. Затем два свободных электрона движутся к аноду и получают достаточную энергию от электрического поля, чтобы вызвать ударную ионизацию при следующих столкновениях; и так далее. По сути, это цепная реакция генерации электронов, которая зависит от того, набирают ли свободные электроны достаточную энергию между столкновениями, чтобы выдержать лавину.

Эффективность ионизации - это отношение количества образованных ионов к количеству электронов или использованных фотонов.

Энергия ионизации атомов
Энергия ионизации нейтральных элементов.

Тенденция энергии ионизации атомов часто используется для демонстрации периодического поведения атомов с относительно атомного номера, как показано путем упорядочения атомов в таблице Менделеева. Это ценный инструмент для установления и понимания упорядочения электронов на атомных орбиталях, не вдаваясь в детали волновых функций или процесса ионизации. Пример представлен на рисунке справа. Периодическое резкое уменьшение потенциала ионизации после атомов инертных газов, например, указывает на появление новой оболочки в щелочных металлах. Кроме того, локальные максимумы на графике энергии ионизации, перемещающиеся слева направо подряд, указывают на подоболочки s, p, d и f.

Полуклассическое описание ионизации

Классическая физика и модель Бора атома могут качественно объяснить фотоионизацию и ионизацию, обусловленную столкновениями. В этих случаях в процессе ионизации энергия электрона превышает разность энергий потенциального барьера, который он пытается преодолеть. Полуклассическое описание, однако, не может описывать туннельную ионизацию, поскольку процесс включает прохождение электрона через классически запрещенный потенциальный барьер.

Квантово-механическое описание ионизации

Взаимодействие атомов и молекул с достаточно сильными лазерными импульсами приводит к ионизации до одно- или многозарядных ионов. Скорость ионизации, то есть вероятность ионизации в единицу времени, можно рассчитать только с помощью квантовой механики. Как правило, аналитические решения недоступны, а приближения, необходимые для управляемых численных расчетов, не дают достаточно точных результатов. Однако, когда интенсивность лазера достаточно высока, детальной структурой атома или молекулы можно пренебречь и аналитическое решение для скорости ионизации возможно.

Туннельная ионизация

Комбинированный потенциал атома и однородное лазерное поле. На расстояниях r < r0потенциалом лазера можно пренебречь, а на расстояниях с r>r 0 кулоновским потенциалом можно пренебречь по сравнению с потенциалом лазерного поля. Электрон выходит из-под барьера при r = R c. E i - потенциал ионизации атома.

Туннельная ионизация - ионизация из-за квантового туннелирования. В классической ионизации электрон должен иметь достаточно энергии, чтобы преодолеть потенциальный барьер, но квантовое туннелирование позволяет электрону просто пройти через потенциальный барьер вместо того, чтобы пройти через него полностью из-за волновой природы электрона. Вероятность туннелирования электрона через барьер экспоненциально спадает с шириной потенциального барьера. Следовательно, электрон с более высокой энергией может продвинуться дальше по потенциальному барьеру, оставляя гораздо более тонкий барьер для туннелирования и, таким образом, больше шансов сделать это. На практике туннельная ионизация наблюдается, когда атом или молекула взаимодействуют с сильными лазерными импульсами ближнего инфракрасного диапазона. Этот процесс можно понять как процесс ионизации ограниченного электрона посредством поглощения более чем одного фотона лазерного поля. Эта картина широко известна как многофотонная ионизация (MPI).

Келдыш моделировал процесс MPI как переход электрона из основного состояния атома в состояния Волкова. В этой модели не учитывается возмущение основного состояния лазерным полем и не учитываются детали атомной структуры при определении вероятности ионизации. Основная трудность модели Келдыша заключалась в пренебрежении влиянием кулоновского взаимодействия на конечное состояние электрона. Как видно из рисунка, кулоновское поле не очень мало по величине по сравнению с потенциалом лазера на больших расстояниях от ядра. Это контрастирует с приближением, сделанным путем пренебрежения потенциалом лазера в областях вблизи ядра. Переломов и др. учтено кулоновское взаимодействие на больших межъядерных расстояниях. Их модель (которую мы называем моделью PPT) была получена для короткодействующего потенциала и включает эффект дальнодействующего кулоновского взаимодействия через поправку первого порядка в квазиклассическом действии. Larochelle et al. сравнили теоретически предсказанные кривые зависимости ионов от интенсивности для атомов инертных газов, взаимодействующих с титан-сапфировым лазером, с экспериментальными измерениями. Они показали, что общая скорость ионизации, предсказываемая моделью PPT, очень хорошо соответствует экспериментальным выходам ионов для всех инертных газов в промежуточном режиме параметра Келдыша.

Скорость MPI на атоме с потенциалом ионизации E i {\ displaystyle E_ {i}}E_i в линейно поляризованном лазере с частотой ω {\ displaystyle \ omega}\omega определяется как

WPPT = | C n ∗ l ∗ | 2 6 π f l m E i (2 F (2 E i) 3 2) 2 n ∗ - | м | - 3 2 (1 + γ 2) | м 2 | + 3 4 A м (ω, γ) е - 2 F (2 E i) 3 2 g (γ) {\ displaystyle W_ {PPT} = \ left | C_ {n ^ {*} l ^ {*}} \ right | ^ {2} {\ sqrt {\ frac {6} {\ pi}}} f_ {lm} E_ {i} \ left ({\ frac {2} {F}} \ left (2E_ {i} \ справа) ^ {\ frac {3} {2}} \ right) ^ {2n ^ {*} - | m | - {\ frac {3} {2}}} \ left (1+ \ gamma ^ {2} \ right) ^ {\ left | {\ frac {m} {2}} \ right | + {\ frac {3} {4}}} A_ {m} (\ omega, \ gamma) e ^ {- {\ frac {2} {F}} \ left (2E_ {i} \ right) ^ {\ frac {3} {2}} g \ left (\ gamma \ right)}}{\displaystyle W_{PPT}=\left|C_{n^{*}l^{*}}\right|^{2}{\sqrt {\frac {6}{\pi }}}f_{lm}E_{i}\left({\frac {2}{F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}\right)^{2n^{*}-|m|-{\frac {3}{2}}}\left(1+\gamma ^{2}\right)^{\left|{\frac {m}{2}}\right|+{\frac {3}{4}}}A_{m}(\omega,\gamma)e^{-{\frac {2}{F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}g\left(\gamma \right)}}

где

  • γ = ω 2 E i F {\ displaystyle \ gamma = {\ frac {\ omega {\ sqrt {2E_ {i}}}} {F}}}{\displaystyle \gamma ={\frac {\omega {\sqrt {2E_{i}}}}{F}}}- параметр адиабатичности Келдыша,
  • n ∗ = 2 E я Z 2 {\ displaystyle n ^ {*} = {\ frac {\ sqrt {2E_ {i}}} {Z ^ {2}}}}{\displaystyle n^{*}={\frac {\sqrt {2E_{i}}}{Z^{2}}}},
  • F {\ displaystyle F}F- пиковое электрическое поле лазера, а
  • l ∗ = n ∗ - 1 {\ displaystyle l ^ {*} = n ^ {*} - 1}{\displaystyle l^{*}=n^{*}-1}.

Коэффициенты flm {\ displaystyle f_ { lm}}f_{{lm}}, g (γ) {\ displaystyle g (\ gamma)}g(\gamma)и C n ∗ l ∗ {\ displaystyle C_ {n ^ {*} l ^ {*}} }{\displaystyle C_{n^{*}l^{*}}}даются как

flm = (2 l + 1) (l + | m |)! 2 м | м | ! (l - | m |)! g (γ) = 3 2 γ (1 + 1 2 γ 2 sh - 1 ⁡ (γ) - 1 + γ 2 2 γ) | C n ∗ l ∗ | 2 знак равно 2 2 n * n * Γ (n * + l * + 1) Γ (n * - l *) {\ displaystyle {\ begin {align} f_ {lm} = {\ frac {(2l + 1) (l + | m |)!} {2 ^ {m} | m |! (l- | m |)!}} \\ g (\ gamma) = {\ frac {3} {2 \ gamma}} \ left (1 + {\ frac {1} {2 \ gamma ^ {2}}} \ sinh ^ {- 1} (\ gamma) - {\ frac {\ sqrt {1+ \ gamma ^ {2}}} { 2 \ gamma}} \ right) \\ | C_ {n ^ {*} l ^ {*}} | ^ {2} = {\ frac {2 ^ {2n ^ {*}}} {n ^ {* } \ Gamma (n ^ {*} + l ^ {*} + 1) \ Gamma (n ^ {*} - l ^ {*})}} \ end {align}}}{\displaystyle {\begin{aligned}f_{lm}={\frac {(2l+1)(l+|m|)!}{2^{m}|m|!(l-|m|)!}}\\g(\gamma)={\frac {3}{2\gamma }}\left(1+{\frac {1}{2\gamma ^{2}}}\sinh ^{-1}(\gamma)-{\frac {\sqrt {1+\gamma ^{2}}}{2\gamma }}\ri ght)\\|C_{n^{*}l^{*}}|^{2}={\frac {2^{2n^{*}}}{n^{*}\Gamma (n^{*}+l^{*}+1)\Gamma (n^{*}-l^{*})}}\end{aligned}}}

Коэффициент A m (ω, γ) {\ displaystyle A_ {m} (\ omega, \ gamma)}{\displaystyle A_{m}(\omega,\gamma)}определяется как

A m (ω, γ) = 4 3 π 1 | м | ! γ 2 1 + γ 2 ∑ N>v ∞ е - (N - v) α (γ) wm (2 γ 1 + γ 2 (n - v)) {\ displaystyle A_ {m} (\ omega, \ gamma) = {\ frac {4} {3 \ pi}} {\ frac {1} {| m |!}} {\ frac {\ gamma ^ {2}} {1+ \ gamma ^ {2}}} \ sum _ {n>v} ^ {\ infty} e ^ {- (nv) \ alpha (\ gamma)} w_ {m} \ left ({\ sqrt {{\ frac {2 \ gamma} {\ sqrt {1+) \ gamma ^ {2}}}} (nv)}} \ right)}{\displaystyle A_{m}(\omega,\gamma)={\frac {4}{3\pi }}{\frac {1}{|m|!}}{\frac {\gamma ^{2}}{1+\gamma ^{2}}}\sum _{n>v} ^ {\ infty} e ^ {- (nv) \ alpha (\ gamma)} w_ {m} \ left ({\ sqrt {{\ frac {2 \ gamma} {\ sqrt {1+ \ gamma ^ {2}}}} (nv)}} \ right)}

где

wm (x) = e - x 2 ∫ 0 x (x 2 - y 2) мэй 2 dy α (γ) = 2 (sh - 1 ⁡ (γ) - γ 1 + γ 2) v = E i ω (1 + 2 γ 2) {\ displaystyle {\ begin {align} w_ {m} (x) = e ^ {- x ^ {2}} \ int _ {0} ^ {x} (x ^ {2} -y ^ {2}) ^ {m} e ^ {y ^ {2}} \, dy \\\ alpha (\ gamma) = 2 \ left (\ sinh ^ {- 1} (\ gamma) - {\ frac {\ gamma} {\ sqrt {1+ \ gamma ^) {2}}}} \ right) \\ v = {\ frac {E_ {i}} {\ omega}} \ left (1 + {\ frac {2} {\ gamma ^ {2}}} \ right) \ end {align}}}{\displaystyle {\begin{aligned}w_{m}(x)=e^{-x^{2}}\int _{0}^{x}(x^{2}-y^{2})^{m}e^{y^{2}}\,dy\\\alpha (\gamma)=2\left(\sinh ^{-1}(\gamma)-{\frac {\gamma }{\sqrt {1+\gamma ^{2}}}}\right)\\v={\frac {E_{i}}{\omega }}\left(1+{\frac {2}{\gamma ^{2}}}\right)\end{aligned}}}

Квазистатический туннельная ионизация

Квазистатическое туннелирование (QST) - это ионизация, скорость которой может быть удовлетворительно предсказана с помощью модели ADK, то есть предел модели PPT, когда γ {\ displaystyle \ gamma}\gamma приближается к нулю. Скорость QST определяется как

W A D K = | C n ∗ l ∗ | 2 6 π f l m E i (2 F (2 E i) 3 2) 2 n ∗ - | м | - 3 2 е - 2 3 F (2 E i) 3 2 {\ displaystyle W_ {ADK} = \ left | C_ {n ^ {*} l ^ {*}} \ right | ^ {2} {\ sqrt { \ frac {6} {\ pi}}} f_ {lm} E_ {i} \ left ({\ frac {2} {F}} \ left (2E_ {i} \ right) ^ {\ frac {3} { 2}} \ right) ^ {2n ^ {*} - | m | - {\ frac {3} {2}}} e ^ {- {\ frac {2} {3F}} \ left (2E_ {i} \ right) ^ {\ frac {3} {2}}}}{\displaystyle W_{ADK}=\left|C_{n^{*}l^{*}}\right|^{2}{\sqrt {\frac {6}{\pi }}}f_{lm}E_{i}\left({\frac {2}{F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}\right)^{2n^{*}-|m|-{\frac {3}{2}}}e^{-{\frac {2}{3F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}}}

По сравнению с WPPT {\ displaystyle W_ {PPT}}{\displaystyle W_{PPT}}отсутствие суммирования по n, которые представляют разные Пики ионизации выше порога (ATI), это замечательно.

Приближение сильного поля для скорости ионизации

Расчеты PPT выполняются в E -датчике, что означает, что лазерное поле принимается как электромагнитные волны. Скорость ионизации также может быть рассчитана с помощью датчика A, который подчеркивает частичную природу света (поглощение множества фотонов во время ионизации). Такой подход был принят в модели Крайнова на основе более ранних работ Файсала и Рейсса. Результирующая скорость определяется как

W K R A = ∑ n = N n = ∞ 2 π ω 2 p (n - n o s c) 2 ∫ d Ω | F T (I K A R Ψ (r)) | 2 J N 2 (nf, nosc 2) {\ displaystyle W_ {KRA} = \ sum _ {n = N} ^ {n = \ infty} 2 \ pi \ omega ^ {2} p \ left (n-n_ { \ mathrm {osc}} \ right) ^ {2} \ int \ mathrm {d} \ Omega \ left | FT \ left (I_ {KAR} \ Psi \ left (\ mathbf {r} \ right) \ right) \ right | ^ {2} J_ {n} ^ {2} \ left (n_ {f}, {\ frac {n _ {\ mathrm {osc}}} {2}} \ right)}{\displaystyle W_{KRA}=\sum _{n=N}^{n=\infty }2\pi \omega ^{2}p\left(n-n_{\mathrm {osc} }\right)^{2}\int \mathrm {d} \Omega \le ft|FT\left(I_{KAR}\Psi \left(\mathbf {r} \right)\right)\right|^{2}J_{n}^{2}\left(n_{f},{\frac {n_{\mathrm {osc} }}{2}}\right)}

где, N = [ni + nosc] {\ displaystyle N = [n_ {i} + n _ {\ mathrm {osc}}]}N=[n_{i}+n_{{\mathrm {osc}}}]- минимальное количество фотонов, необходимое для ионизации атома, ni = E я / ω {\ Displaystyle n_ {i} = E_ {i} / \ omega}n_{{i}}=E_{i}/\omega , nosc = U p / ω {\ displaystyle n _ {\ mathrm {osc}} = U_ {p} / \ omega }{\displaystyle n_{\mathrm {osc} }=U_{p}/\omega }( U p {\ displaystyle U_ {p}}U_{p}- пондеромоторная энергия), J n (u, v) {\ displaystyle J_ {n} (u, v)}J_{{n}}(u,v)- двойная функция Бесселя, p = 2 ω (n - nosc - ni) {\ displaystyle p = {\ sqrt {2 \ omega (n-n _ {\ mathrm {osc}} -n_ {i})}}}{\displaystyle p={\sqrt {2\omega (n-n_{\mathrm {osc} }-n_{i})}}}, nf = 2 nosc / ω p cos ⁡ (θ) {\ displaystyle n_ {f} = 2 {\ sqrt {n _ {\ mathrm {osc}} / \ omega}} p \ cos (\ theta)}{\displaystyle n_{f}=2{\sqrt {n_{\mathrm {osc} }/\omega }}p\cos(\theta)}где θ {\ displaystyle \ theta}\theta - угол между импульсом электрона p и электрическим полем лазера F, и символ FT обозначает трехмерное преобразование Фурье. Наконец, IKAR = (2 Z 2 n 2 F r) n {\ displaystyle I_ {KAR} = \ left ({\ frac {2Z ^ {2}} {n ^ {2} Fr}} \ right) ^ {n}}{\displaystyle I_{KAR}=\left({\frac {2Z^{2}}{n^{2}Fr}}\right)^{n}}включает кулоновскую поправку в модель SFA.

Атомная стабилизация / захват населенностей

При расчете скорости MPI атомов учитываются только переходы в состояния континуума. Такое приближение приемлемо до тех пор, пока нет многофотонного резонанса между основным состоянием и некоторыми возбужденными состояниями. Однако в реальной ситуации взаимодействия с импульсными лазерами во время эволюции лазерной интенсивности из-за разного штарковского сдвига основного и возбужденного состояний существует вероятность того, что какое-то возбужденное состояние войдет в многофотонный резонанс с основным состоянием. В изображении одетого атома основное состояние, одетое m {\ displaystyle m}mфотонами, и резонансное состояние претерпевают избегаемое пересечение при резонансной интенсивности I r {\ displaystyle I_ {r }}I_r. Минимальное расстояние, V m {\ displaystyle V_ {m}}V_{m}, на избегаемом пересечении пропорционально обобщенной частоте Раби, Γ (t) = Γ m I (t) m / 2 {\ displaystyle \ Gamma (t) = \ Gamma _ {m} I (t) ^ {m / 2}}\Gamma (t)=\Gamma _{m}I(t)^{{m/2}}, связывающий два состояния. Согласно Стори и др., Вероятность остаться в основном состоянии, P g {\ displaystyle P_ {g}}P_g, определяется как

P g = exp ⁡ (- 2 π W м 2 d W / dt) {\ displaystyle P_ {g} = \ exp \ left (- {\ frac {2 \ pi W_ {m} ^ {2}} {\ mathrm {d} W / \ mathrm { d} t}} \ right)}{\displaystyle P_{g}=\exp \left(-{\frac {2\pi W_{m}^{2}}{\mathrm {d} W/\mathrm {d} t}}\right)}

где W {\ displaystyle W}W- зависящая от времени разность энергий между двумя одетыми состояниями. При взаимодействии с коротким импульсом, если динамический резонанс достигается в нарастающей или падающей части импульса, населенность практически остается в основном состоянии и влиянием многофотонных резонансов можно пренебречь. Однако, если состояния входят в резонанс на пике импульса, где d W / dt = 0 {\ displaystyle \ mathrm {d} W / \ mathrm {d} t = 0}{\displaystyle \mathrm {d} W/\mathrm {d} t=0}, то заселяется возбужденное состояние. После заселения, поскольку потенциал ионизации возбужденного состояния невелик, ожидается, что электрон будет мгновенно ионизирован.

В 1992 году де Бур и Мюллер показали, что атомы Xe, подвергнутые воздействию коротких лазерных импульсов, могут выжить в высоковозбужденных состояниях 4f, 5f и 6f. Считалось, что эти состояния возбуждаются динамическим штарковским сдвигом уровней в многофотонный резонанс с полем во время нарастающей части лазерного импульса. Последующая эволюция лазерного импульса не полностью ионизировала эти состояния, оставив после себя высоковозбужденные атомы. Мы будем называть это явление «отловом населения».

Схематическое изображение отлова популяции лямбда-типа. G - основное состояние атома. 1 и 2 - два вырожденных возбужденных состояния. После того, как населенность передается в состояния из-за многофотонного резонанса, эти состояния связаны через континуум c, и населенность оказывается в ловушке суперпозиции этих состояний.

Мы упоминаем теоретический расчет, согласно которому неполная ионизация происходит всякий раз, когда есть параллельное резонансное возбуждение на общий уровень с ионизационными потерями. Мы рассматриваем такое состояние, как 6f Xe, которое состоит из 7 квазивырожденных уровней в диапазоне ширины полосы лазера. Эти уровни вместе с континуумом составляют лямбда-систему. Механизм захвата лямбда-типа схематично представлен на рисунке. В нарастающей части импульса (а) возбужденное состояние (с двумя вырожденными уровнями 1 и 2) не находится в многофотонном резонансе с основным состоянием. Электрон ионизируется за счет многофотонной связи с континуумом. По мере увеличения интенсивности импульса возбужденное состояние и континуум сдвигаются по энергии из-за штарковского сдвига. На пике импульса (б) возбужденные состояния переходят в многофотонный резонанс с основным состоянием. Когда интенсивность начинает уменьшаться (c), два состояния связаны через континуум, и население оказывается в ловушке когерентной суперпозиции двух состояний. При последующем воздействии того же импульса из-за интерференции амплитуд переходов лямбда-системы поле не может полностью ионизировать населенность, и часть населенности будет захвачена когерентной суперпозицией квазивырожденных уровней. Согласно этому объяснению, состояния с более высоким угловым моментом - с большим количеством подуровней - будут иметь более высокую вероятность захвата населения. В общем, сила захвата будет определяться силой двухфотонной связи между квазивырожденными уровнями через континуум. В 1996 году использование очень стабильного лазера и минимизация маскирующих эффектов расширения фокальной области с увеличением интенсивности, Талебпур и др. наблюдаемые структуры на кривых однозарядных ионов Xe, Kr и Ar. Эти структуры были объяснены захватом электронов в сильном лазерном поле. Более однозначная демонстрация захвата населения была проведена T. Morishita и CD Lin.

Непоследовательная многократная ионизация

Явление непоследовательной ионизации (NSI) атомов, подвергшихся интенсивному воздействию лазерные поля были предметом многих теоретических и экспериментальных исследований с 1983 года. Новаторская работа началась с наблюдения L'Huillier et al. структуры «колена» на кривой зависимости сигнала иона Xe от интенсивности. С экспериментальной точки зрения двойная ионизация NS относится к процессам, которые каким-то образом увеличивают скорость образования двухзарядных ионов в огромный раз при интенсивностях ниже интенсивности насыщения однозарядного иона. Многие, с другой стороны, предпочитают определять NSI как процесс, при котором два электрона ионизируются почти одновременно. Это определение подразумевает, что помимо последовательного канала A + L ->A + + L ->A + + {\ displaystyle A + L->A ^ {+} + L->A ^ {++}}A+L->A ^ {+} + L->A ^ {{++}} есть еще один канал A + L ->A + + {\ displaystyle A + L->A ^ {++}}A+L->^ {{++}} который является основным вкладом в образование двухзарядных ионов при более низких интенсивностях. О первом наблюдении тройного NSI в аргоне, взаимодействующем с лазером 1 мкм, сообщили Augst et al. Позже, систематически изучая NSI всех атомов инертных газов, было обнаружено учетверенное NSI Xe. Наиболее важным выводом этого исследования было наблюдение следующей связи между скоростью NSI для любого зарядового состояния и скоростью туннельной ионизации (предсказываемой формулой ADK) для предыдущих зарядовых состояний;

WNS (A N +) знак равно ∑ я знак равно 1 N - 1 α N (λ) WADK (A я +) {\ Displaystyle W_ {NS} (A ^ {n +}) = \ сумма _ {я = 1 } ^ {n-1} \ alpha _ {n} \ left (\ lambda \ right) W_ {ADK} \ left (A ^ {i +} \ right)}{\displaystyle W_{NS}(A^{n+})=\sum _{i=1}^{n-1}\alpha _{n}\left(\lambda \right)W_{ADK}\left(A^{i+}\right)}

где WADK (A i +) {\ displaystyle W_ {ADK} \ left (A ^ {i +} \ right)}{\displaystyle W_{ADK}\left(A^{i+}\right)}- скорость квазистатического туннелирования в i-е зарядовое состояние, а α n (λ) {\ displaystyle \ alpha _ {n} (\ lambda)}\alpha _{n}(\lambda)- некоторые константы, зависящие от длины волны лазера (но не от длительности импульса).

Для объяснения непоследовательной ионизации были предложены две модели; модель стряхивания и модель повторного рассеяния электронов. Модель встряхивания (SO), впервые предложенная Фиттингхоффом и др., Взята из области ионизации атомов рентгеновскими лучами и электронными снарядами, где процесс SO является одним из основных механизмов, ответственных за множественную ионизацию атомов. Модель SO описывает NS-процесс как механизм, при котором один электрон ионизируется лазерным полем, и его уход настолько быстр, что оставшиеся электроны не успевают приспособиться к новым энергетическим состояниям. Следовательно, существует определенная вероятность того, что после ионизации первого электрона второй электрон будет возбужден до состояния с более высокой энергией (встряска) или даже ионизируется (встряхивание). Следует отметить, что до сих пор не проводился количественный расчет на основе модели SO, и модель остается качественной.

Модель перерассеяния электронов была независимо разработана Кучиевым, Шафер и др., Коркумом, Беккером и Фейсалом и Фейсалом и Беккером. Основные черты модели легко понять из версии Corkum. Модель Коркума описывает ионизацию NS как процесс туннельной ионизации электрона. Затем электрон взаимодействует с лазерным полем, где он ускоряется от ядра ядра. Если электрон был ионизирован в подходящей фазе поля, он пройдет полцикла спустя позицию оставшегося иона, где он сможет освободить дополнительный электрон за счет электронного удара. Только половину времени электрон высвобождается с соответствующей фазой, а в другой половине он никогда не возвращается в ядро ​​ядра. Максимальная кинетическая энергия, которую может иметь возвращающийся электрон, в 3,17 раза превышает пондеромоторный потенциал (U p {\ displaystyle U_ {p}}U_{p}) лазера. Модель Коркума устанавливает предел отсечения для минимальной интенсивности (U p {\ displaystyle U_ {p}}U_{p}пропорционально интенсивности), где может происходить ионизация из-за повторного рассеяния.

Диаграмма Фейнмана для процесса двойной ионизации в атоме через механизм повторного рассеяния

Модель повторного рассеяния в версии Кучиева (модель Кучиева) является квантово-механической. Основная идея модели иллюстрируется диаграммами Фейнмана на рисунке а. Сначала оба электрона находятся в основном состоянии атома. Линии, отмеченные a и b, описывают соответствующие атомные состояния. Затем электрон a ионизируется. Начало процесса ионизации показано пересечением наклонной пунктирной линии. где встречается MPI. Распространение ионизированного электрона в лазерном поле, во время которого он поглощает другие фотоны (ATI), показано сплошной жирной линией. Столкновение этого электрона с родительским атомным ионом показано вертикальной пунктирной линией, представляющей кулоновское взаимодействие между электронами. Состояние, отмеченное c, описывает возбуждение иона в дискретное или непрерывное состояние. На рисунке b показан процесс обмена. Модель Кучиева, в отличие от модели Коркума, не предсказывает какой-либо пороговой интенсивности для возникновения ионизации НЗ.

Куциев не включил кулоновские эффекты в динамику ионизированного электрона. Это привело к значительному занижению скорости двойной ионизации. Очевидно, что в подходе Беккера и Фейсала (который по духу эквивалентен модели Кучиева) этого недостатка не существует. На самом деле их модель более точна и не страдает от большого количества приближений, сделанных Кучиевым. Результаты их расчетов полностью согласуются с экспериментальными результатами Walker et al. Беккер и Фейсал смогли согласовать экспериментальные результаты по множественному НСИ атомов инертных газов, используя свою модель. В результате перерассеяние электронов можно рассматривать как основной механизм возникновения процесса NSI.

Многофотонная ионизация электронов с внутренней валентностью и фрагментация многоатомных молекул

Ионизация электронов с внутренней валентностью ответственна за фрагментацию многоатомных молекул в сильных лазерных полях. Согласно качественной модели диссоциация молекул происходит по трехступенчатому механизму:

  • MPI электронов с внутренних орбиталей молекулы, в результате чего молекулярный ион находится на вращательно-колебательных уровнях возбужденного электронного состояния;
  • Быстрый безызлучательный переход на высоколежащие вращательно-колебательные уровни нижнего электронного состояния; и
  • последующая диссоциация иона на различные фрагменты через различные каналы фрагментации.

Вызванная коротким импульсом молекулярная фрагментация может использоваться в качестве источника ионов для высокоэффективной масс-спектроскопии. Селективность, обеспечиваемая источником на основе коротких импульсов, превосходит ожидаемую при использовании традиционных источников на основе электронной ионизации, в частности, когда требуется идентификация оптических изомеров.

Рамка Крамерса-Хеннебергера и эффекты фазы ионизации

Изучение ионизации атома в сильном поле в так называемой системе Крамерса-Хеннебергера (KH) приводит к выводу, что эффективность ионизации сильно зависит от временных деталей ионизирующего импульса, но не обязательно от напряженности поля и общей энергия ионизирующего импульса, накачанного в атом. Система Крамерса-Хеннебергера - это неинтерциальная система координат, движущаяся со свободным электроном под действием гармонического лазерного импульса. Решение уравнений Ньютона для электрона в одном измерении в гармоническом лазерном поле для свободного электрона

d 2 xdt 2 = F sin ⁡ (ω t) {\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} ^ {2} x} {\ mathrm {d} t ^ {2}}} = F \ sin (\ omega t)}{\displaystyle {\frac {\mathrm {d} ^{2}x}{\mathrm {d} t^{2}}}=F\sin(\omega t)}

также будет гармоническим

x (t) = - F ω 2 sin ⁡ (ω t) Знак равно - грех ⁡ (ω T) {\ Displaystyle x (t) = - {\ гидроразрыва {F} {\ omega ^ {2}}} \ sin (\ omega t) = - а \ sin (\ omega t) }{\displaystyle x(t)=-{\frac {F}{\omega ^{2}}}\sin(\omega t)=-a\sin(\omega t)}

Рамка, сопровождающая этот электрон, будет получена преобразованием координат

x → x + a sin ⁡ (ω t) {\ displaystyle x \ to x + a \ sin (\ omega t)}{\displaystyle x\to x+a\sin(\omega t)}

, а добавленный кулоновский потенциал будет

V (x) = - 1 | х + грех ⁡ (ω t) | {\ displaystyle V (x) = - {\ frac {1} {\ left | x + a \ sin (\ omega t) \ right |}}}{\displaystyle V(x)=-{\frac {1}{\left|x+a\sin(\omega t)\right|}}}

Среднее время полного цикла для того потенциала, который

VAV = - 1 2 | х + а 2 | - 1 2 | х - а 2 | {\ displaystyle V_ {AV} = - {\ frac {1} {2 \ left | x + {\ frac {a} {\ sqrt {2}}} \ right |}} - {\ frac {1} {2 \ left | x - {\ frac {a} {\ sqrt {2}}} \ right |}}}{\displaystyle V_{AV}=-{\frac {1}{2\left|x+{\frac {a}{\sqrt {2}}}\right|}}-{\frac {1}{2\left|x-{\frac {a}{\sqrt {2}}}\right|}}}

будет четной функцией x {\ displaystyle x}xи, следовательно, с максимумом при x = 0 {\ displaystyle x = 0}x=0, тогда как для этого начального условия решение будет x (t) = 0 {\ displaystyle x (t) = 0 }x(t)=0в KH, и поэтому он будет идентичен раствору свободных электронов в лабораторной системе отсчета. С другой стороны, скорость электронов сдвинута по фазе как к напряженности поля, так и к положению электрона:

dxdt = - F ω cos ⁡ (ω t) {\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} x} { \ mathrm {d} t}} = - {\ frac {F} {\ omega}} \ cos (\ omega t)}{\displaystyle {\frac {\mathrm {d} x}{\mathrm {d} t}}=-{\frac {F}{\omega }}\cos(\omega t)}

Поэтому, учитывая импульсы вейвлета и определяя ионизацию как полный выход из линейного сегмента длиной 2r (или из сферической области в трех измерениях) полная ионизация происходит в классической модели по истечении времени r / (a ​​ω) {\ displaystyle r / (a ​​\ omega) }r/(a\omega)или без ионизации вообще, в зависимости от того, срезан ли вейвлет гармонического поля при нулевой минимальной или максимальной скорости.

Диссоциация - различие

Вещество может диссоциировать без обязательного образования ионов. Например, молекулы столового сахара диссоциируют в воде (сахар растворяется), но существуют как целые нейтральные объекты. Еще одно незаметное событие - диссоциация хлорида натрия (поваренная соль) на ионы натрия и хлора. Хотя это может показаться случаем ионизации, на самом деле ионы уже существуют в кристаллической решетке. Когда соль диссоциирует, составляющие ее ионы просто окружены молекулами воды, и их эффекты видны (например, раствор становится электролитическим ). Однако передачи или смещения электронов не происходит. Собственно, химический синтез соли предполагает ионизацию. Это химическая реакция.

См. Также
Фазовые переходы вещества (
  • v
  • t
)
basicВ
Твердое тело Жидкость Газ Плазма
ИзТвердое телоПлавление Сублимация
ЖидкостьЗамораживание Испарение
ГазОтложение Конденсация Ионизация
ПлазмаРекомбинация
Ссылки
Внешние ссылки
  • Словарь определения ионизации в Викисловаре
Последняя правка сделана 2021-05-24 05:58:37
Содержание доступно по лицензии CC BY-SA 3.0 (если не указано иное).
Обратная связь: support@alphapedia.ru
Соглашение
О проекте