Ионизация

Процесс, при котором атомы или молекулы приобретают заряд путем приобретения или потери электронов.

Солнечный ветер , движущийся через магнитосферу , изменяет движение заряженных частиц в термосфере или экзосфере Земли , и возникающая в результате ионизация этих частиц заставляет их излучать свет различного цвета, образуя таким образом полярные сияния вблизи полярных регионов .

Ионизация (или ионизация ) — это процесс, посредством которого атом или молекула приобретает отрицательный или положительный заряд путем приобретения или потери электронов , часто в сочетании с другими химическими изменениями. Образующийся электрически заряженный атом или молекула называется ионом . Ионизация может возникнуть в результате потери электрона после столкновений с субатомными частицами , столкновений с другими атомами, молекулами и ионами или в результате взаимодействия с электромагнитным излучением . Реакции гетеролитического разрыва связи и гетеролитического замещения могут приводить к образованию ионных пар. Ионизация может происходить в результате радиоактивного распада в результате процесса внутренней конверсии , при котором возбужденное ядро ​​передает свою энергию одному из электронов внутренней оболочки, вызывая его выброс.

Использование

Повседневные примеры ионизации газа - это люминесцентная лампа или другие электроразрядные лампы. Он также используется в детекторах радиации, таких как счетчик Гейгера-Мюллера или ионизационная камера . Процесс ионизации широко используется в разнообразном оборудовании в фундаментальной науке (например, масс-спектрометрии ) и в промышленности (например, лучевой терапии ). Он также широко используется для очистки воздуха, хотя исследования показали вредные последствия этого применения. ^{[1] [2]}

Производство ионов

Лавинный эффект в электрическом поле, создаваемом между двумя электродами. Первоначальное событие ионизации высвобождает 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 захватывается внутри электрического потенциального барьера, высвобождая избыточную энергию. Этот процесс известен как ионизация электронным захватом .

Положительно заряженные ионы образуются путем передачи определенного 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 . Изучение таких столкновений имеет фундаментальное значение в связи с проблемой малого числа тел , которая является одной из крупнейших нерешённых проблем физики. Кинематически полные эксперименты , ^[3] т.е. эксперименты, в которых определяется полный вектор импульса всех фрагментов столкновения (рассеянного снаряда, отлетающего иона-мишени и выброшенного электрона), внесли большой вклад в теоретическое понимание немногих -проблемы с телом в последние годы.

Адиабатическая ионизация

Адиабатическая ионизация — это форма ионизации, при которой электрон удаляется или добавляется к атому или молекуле в его самом низкоэнергетическом состоянии с образованием иона в его самом низкоэнергетическом состоянии. ^[4]

Разряд Таунсенда является хорошим примером создания положительных ионов и свободных электронов в результате ионного удара. Это каскадная реакция, в которой участвуют электроны в области с достаточно сильным электрическим полем в газообразной среде, которая может быть ионизирована, например, в воздухе . После первоначального события ионизации, вызванного, например, ионизирующим излучением, положительный ион дрейфует к катоду , а свободный электрон дрейфует к аноду устройства. Если электрическое поле достаточно сильное, свободный электрон получает достаточную энергию, чтобы освободить следующий электрон при следующем столкновении с другой молекулой. Затем два свободных электрона движутся к аноду и получают от электрического поля достаточную энергию, 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 поддерживать лавину. ^[5]

Эффективность ионизации — это отношение количества образующихся ионов к количеству использованных электронов или фотонов. ^{[6] [7]}

Энергия ионизации атомов

Энергии ионизации нейтральных элементов (прогнозировано за пределами 104)

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

Полуклассическое описание ионизации.

Классическая физика и модель атома Бора могут качественно объяснить фотоионизацию и ионизацию, опосредованную столкновениями. В этих случаях в процессе ионизации энергия электрона превышает разность энергий потенциального барьера, который он пытается преодолеть. Однако классическое описание не может описать 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 . В общем, 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 становится возможным аналитическое решение скорости ионизации.

Туннельная ионизация

Комбинированный потенциал атома и однородного лазерного поля. На расстояниях r < r ₀ потенциалом лазера можно пренебречь, а на расстояниях r > r ₀ кулоновский потенциал пренебрежимо мал по сравнению с потенциалом лазерного поля. Электрон выходит из-под барьера _при r = Rc . E _i – потенциал ионизации атома.

Туннельная ионизация — это ионизация за счет квантового туннелирования . При классической ионизации электрон должен иметь достаточно энергии, чтобы преодолеть потенциальный барьер, но квантовое туннелирование позволяет электрону просто пройти через потенциальный барьер, а не преодолевать его полностью из-за волновой природы электрона. Вероятность туннелирования электрона через барьер экспоненциально падает с шириной потенциального барьера. Следовательно, электрон с более высокой энергией может подняться выше потенциального барьера, оставляя гораздо более тонкий барьер для туннелирования и, следовательно, больше шансов сделать это. На практике туннельная ионизация наблюдается, когда атом или молекула взаимодействует с сильными лазерными импульсами ближнего инфракрасного диапазона. Этот процесс можно понимать как процесс ионизации связанного электрона за счет поглощения более чем одного фотона из лазерного поля. Эта картина широко известна как многофотонная ионизация (МФИ).

Келдыш ^[8] смоделировал процесс МПИ как переход электрона из основного состояния атома в состояния Волкова. ^[9] В этой модели пренебрегается возмущением основного состояния лазерным полем и не учитываются детали атомной структуры при определении вероятности ионизации. Основная трудность модели Келдыша заключалась в игнорировании влияния 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, в котором пренебрегают потенциалом лазера в областях вблизи ядра. Переломов и др. В ^{[10] [11]} учитывалось кулоновское взаимодействие на больших межъядерных расстояниях. Их модель (которую мы называем моделью PPT) была выведена для короткодействующего потенциала и включает эффект дальнодействующего кулоновского взаимодействия через поправку первого порядка в квазиклассическом действии. Ларошель и др. ^[12] сравнили теоретически предсказанные кривые зависимости ионов от интенсивности атомов редкого газа, взаимодействующих с Ti:Сапфировым лазером, с экспериментальными измерениями. Они показали, что полная скорость ионизации, предсказанная моделью PPT, очень хорошо соответствует экспериментальным выходам ионов для всех инертных газов в промежуточном режиме параметра Келдыша.

Скорость МПИ на атоме с потенциалом ионизации в линейно поляризованном лазере с частотой определяется выражением ${\displaystyle E_{i}}$ ${\displaystyle \omega }$

${\displaystyle W_{PPT}=\left|C_{n^{*}l^{*}}\right|^{2}{\sqrt {\frac {6}{\pi }}}f_{lm}E_{i}\left({\frac {2}{F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}\right)^{2n^{*}-|m|-{\frac {3}{2}}}\left(1+\gamma ^{2}\right)^{\left|{\frac {m}{2}}\right|+{\frac {3}{4}}}A_{m}(\omega ,\gamma )e^{-{\frac {2}{F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}g\left(\gamma \right)}}$

где

• ${\displaystyle \gamma ={\frac {\omega {\sqrt {2E_{i}}}}{F}}}$– параметр Келдыша,
• ${\displaystyle n^{*}={\frac {\sqrt {2E_{i}}}{Z^{2}}}}$,
• ${\displaystyle F}$- пиковое электрическое поле лазера и
• ${\displaystyle l^{*}=n^{*}-1}$.

Коэффициенты , и определяются выражениями ${\displaystyle f_{lm}}$ ${\displaystyle g(\gamma )}$ ${\displaystyle C_{n^{*}l^{*}}}$

${\displaystyle {\begin{aligned}f_{lm}&={\frac {(2l+1)(l+|m|)!}{2^{m}|m|!(l-|m|)!}}\\g(\gamma )&={\frac {3}{2\gamma }}\left(1+{\frac {1}{2\gamma ^{2}}}\sinh ^{-1}(\gamma )-{\frac {\sqrt {1+\gamma ^{2}}}{2\gamma }}\right)\\|C_{n^{*}l^{*}}|^{2}&={\frac {2^{2n^{*}}}{n^{*}\Gamma (n^{*}+l^{*}+1)\Gamma (n^{*}-l^{*})}}\end{aligned}}}$

Коэффициент определяется выражением ${\displaystyle A_{m}(\omega ,\gamma )}$

${\displaystyle A_{m}(\omega ,\gamma )={\frac {4}{3\pi }}{\frac {1}{|m|!}}{\frac {\gamma ^{2}}{1+\gamma ^{2}}}\sum _{n>v}^{\infty }e^{-(n-v)\alpha (\gamma )}w_{m}\left({\sqrt {{\frac {2\gamma }{\sqrt {1+\gamma ^{2}}}}(n-v)}}\right)}$

где

${\displaystyle {\begin{aligned}w_{m}(x)&=e^{-x^{2}}\int _{0}^{x}(x^{2}-y^{2})^{m}e^{y^{2}}\,dy\\\alpha (\gamma )&=2\left(\sinh ^{-1}(\gamma )-{\frac {\gamma }{\sqrt {1+\gamma ^{2}}}}\right)\\v&={\frac {E_{i}}{\omega }}\left(1+{\frac {2}{\gamma ^{2}}}\right)\end{aligned}}}$

Квазистатическая туннельная ионизация

Квазистатическое туннелирование (QST) – это ионизация, скорость которой может быть удовлетворительно предсказана моделью ADK, ^[13] , т.е. пределом модели PPT, когда она приближается к нулю. ^[14] Скорость QST определяется выражением ${\displaystyle \gamma }$

${\displaystyle W_{ADK}=\left|C_{n^{*}l^{*}}\right|^{2}{\sqrt {\frac {6}{\pi }}}f_{lm}E_{i}\left({\frac {2}{F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}\right)^{2n^{*}-|m|-{\frac {3}{2}}}e^{-{\frac {2}{3F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}}}$

По сравнению с отсутствием суммирования по n, которые представляют собой различные пики ионизации выше порога (ATI), это примечательно. ${\displaystyle W_{PPT}}$

Приближение сильного поля для скорости ионизации

Расчеты PPT выполняются в E -датчике, что означает, что лазерное поле рассматривается как электромагнитные волны. Скорость ионизации также можно рассчитать по шкале А , которая подчеркивает корпускулярную природу света (поглощение нескольких фотонов во время ионизации). Этот подход был принят в модели Крайнова ^[15] , основанной на более ранних работах Фейсала ^[16] и Рейсса. ^[17] Результирующая ставка определяется выражением

${\displaystyle W_{KRA}=\sum _{n=N}^{\infty }2\pi \omega ^{2}p\left(n-n_{\mathrm {osc} }\right)^{2}\int \mathrm {d} \Omega \left|FT\left(I_{KAR}\Psi \left(\mathbf {r} \right)\right)\right|^{2}J_{n}^{2}\left(n_{f},{\frac {n_{\mathrm {osc} }}{2}}\right)}$

где:

• ${\displaystyle n_{i}=E_{i}/\omega ,}$
• ${\displaystyle n_{\mathrm {osc} }=U_{p}/\omega }$являясь пондеромоторной энергией, ${\displaystyle U_{p}}$
• ${\displaystyle N=[n_{i}+n_{\mathrm {osc} }]}$— минимальное количество фотонов, необходимое для ионизации атома,
• ${\displaystyle J_{n}(u,v)}$– двойная функция Бесселя,
• ${\displaystyle p={\sqrt {2\omega (n-n_{\mathrm {osc} }-n_{i})}},}$
• ${\textstyle n_{f}=2{\sqrt {n_{\mathrm {osc} }/\omega }}p\cos(\theta )}$с углом между импульсом электрона p и электрическим полем лазера F , ${\displaystyle \theta }$
• FT — трехмерное преобразование Фурье, а
• ${\displaystyle I_{KAR}=\left({\frac {2Z^{2}}{n^{2}Fr}}\right)^{n}}$включает кулоновскую поправку в модель SFA.

Отлов населения

При расчете скорости МПИ атомов учитываются только переходы в состояния континуума. Такое приближение приемлемо до тех пор, пока между основным и некоторыми возбужденными состояниями нет многофотонного резонанса. Однако в реальной ситуации взаимодействия с импульсными лазерами в процессе эволюции интенсивности лазерного излучения из-за различного штарковского сдвига основного и возбужденного состояний существует вероятность перехода некоторого возбужденного состояния в многофотонный резонанс с основным состоянием. В картине «одетого» атома основное состояние, «одетое» фотонами, и резонансное состояние подвергаются предотвращенному пересечению при интенсивности резонанса . Минимальное расстояние , при избегаемом пересечении, пропорционально обобщенной частоте Раби, связывающей два состояния. Согласно Стори и др., ^[18] вероятность остаться в основном состоянии определяется выражением ${\displaystyle m}$ ${\displaystyle I_{r}}$ ${\displaystyle V_{m}}$ ${\displaystyle \Gamma (t)=\Gamma _{m}I(t)^{m/2}}$ ${\displaystyle P_{g}}$

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

где – зависящая от времени разность энергий между двумя одетыми состояниями. При взаимодействии с коротким импульсом, если динамический резонанс достигается на нарастающей или спадающей части импульса, заселенность практически остается в основном состоянии и влиянием многофотонных резонансов можно пренебречь. Однако если состояния переходят в резонанс на пике импульса, где , то происходит заселение возбужденного состояния. Поскольку потенциал ионизации возбужденного состояния мал, после заселения ожидается, что электрон будет мгновенно ионизован. ${\displaystyle W}$ ${\displaystyle \mathrm {d} W/\mathrm {d} t=0}$

В 1992 году де Бур и Мюллер ^[19] 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 привела к полной ионизации этих состояний, оставив после себя несколько высоковозбужденных атомов. Мы будем называть это явление «захватом населения».

Схематическое изображение отлова популяции лямбда-типа. G — основное состояние атома. 1 и 2 — два вырожденных возбужденных состояния. После того, как популяция перейдет в состояния вследствие многофотонного резонанса, эти состояния соединяются через континуум c, и популяция оказывается в ловушке суперпозиции этих состояний.

Упомянем теоретический расчет, согласно которому неполная ионизация возникает при параллельном резонансном возбуждении на общий уровень с ионизационными потерями. ^[20] Мы рассматриваем состояние типа 6f Xe, которое состоит из 7 квазивырожденных уровней в диапазоне ширины полосы лазера. Эти уровни вместе с континуумом составляют лямбда-систему. Механизм захвата типа лямбда схематически представлен на рисунке. На 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 смещаются по энергии из-за штарковского сдвига. На пике импульса (б) возбужденные состояния переходят в многофотонный резонанс с основным состоянием. Когда интенсивность начинает уменьшаться (в), два состояния соединяются посредством континуума, и популяция 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 в когерентную суперпозицию квазивырожденных уровней. Согласно этому объяснению, состояния с более высоким угловым моментом – с большим количеством подуровней – будут иметь более высокую вероятность захвата популяции. В общем, сила захвата будет определяться силой двухфотонной связи между квазивырожденными уровнями через континуум. В 1996 году, используя очень стабильный лазер и минимизировав маскирующий эффект расширения фокальной области с увеличением интенсивности, Talebpour et al. ^{В работе [21]} наблюдались структуры на кривых однозарядных ионов Xe, Kr и Ar. Эти структуры были объяснены захватом электронов в сильном лазерном поле. О более однозначной демонстрации отлова населения сообщили Т. Моришита и К. Д. Линь . ^[22]

Непоследовательная многократная ионизация

Явление непоследовательной ионизации (НСИ) атомов, подвергающихся воздействию интенсивных лазерных полей, было предметом многих теоретических и экспериментальных исследований, начиная с 1983 года. Новаторская работа началась с наблюдения структуры «колена» в сигнале иона Xe ²⁺ . кривая зависимости интенсивности от L'Huillier et al. ^[23] 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. Из этого определения следует, что помимо последовательного канала существует еще один канал , который вносит основной вклад в образование двухзарядных ионов при меньших интенсивностях. О первом наблюдении тройного NSI в аргоне , взаимодействующем с лазером длиной волны 1  мкм , сообщили Augst et al. ^[24] Позже, систематически изучая НСИ всех атомов инертных газов, было обнаружено четверное НСИ Хе. ^[25] Наиболее важным выводом этого исследования было наблюдение следующей связи между скоростью NSI в любое зарядовое состояние и скоростью туннельной ионизации (предсказываемой формулой ADK) в предыдущие зарядовые состояния; ${\displaystyle A+L->A^{+}+L->A^{++}}$ ${\displaystyle A+L->A^{++}}$

${\displaystyle W_{NS}(A^{n+})=\sum _{i=1}^{n-1}\alpha _{n}\left(\lambda \right)W_{ADK}\left(A^{i+}\right)}$

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

Для объяснения непоследовательной ионизации были предложены две модели; модель встряхивания и модель повторного рассеяния электронов. Модель встряхивания (SO), впервые предложенная Фиттингоффом и др. ^[26] , заимствована из области ионизации атомов рентгеновскими лучами и электронными снарядами, где процесс SO является одним из основных механизмов, ответственных за многократную ионизацию. атомов. Модель SO описывает процесс NSI как механизм, при котором один электрон ионизируется лазерным полем, и этот электрон уходит настолько быстро, что оставшимся электронам не хватает времени, чтобы приспособиться к новым энергетическим состояниям. Поэтому существует определенная вероятность того, что после ионизации первого электрона второй электрон перейдет в состояния с более высокой энергией (встряска) или даже ионизируется (встряска). Следует отметить, что до сих пор количественных расчетов на основе модели СО не проводилось, и модель остается качественной.

Модель перерассеяния электронов была независимо разработана Кучиевым, ^[27] Шафером и др. , ^[28] Коркумом, ^[29] Беккером и Фейсалом ^[30] и Фейсалом и Беккером. ^[31] Основные особенности модели легко понять из версии Коркума. 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 соответствующей фазе поля, он пройдет через полцикла мимо положения оставшегося иона, где сможет освободить дополнительный электрон путем электронного удара. Только половину времени электрон высвобождается с соответствующей фазой, а другую половину он никогда не возвращается в ядро ​​ядра. Максимальная кинетическая энергия, которую может иметь возвращающийся электрон, в 3,17 раза превышает пондеромоторный потенциал ( ) лазера. Модель Коркума устанавливает предел минимальной интенсивности ( пропорционален интенсивности), при которой может произойти ионизация из-за повторного рассеяния. ${\displaystyle U_{p}}$ ${\displaystyle U_{p}}$

Диаграмма Фейнмана процесса двойной ионизации в атоме по механизму перерассеяния

Модель перерассеяния в версии Кучиева (модель Кучиева) является квантовомеханической. Основная идея модели иллюстрируется диаграммами Фейнмана на рисунке а. Сначала оба электрона находятся в основном состоянии атома. Линии, отмеченные a и b, описывают соответствующие состояния атомов. Тогда электрон а ионизируется. Начало процесса ионизации показано пересечением наклонной пунктирной линии. где происходит MPI. Распространение ионизированного электрона в лазерном поле, при котором он поглощает другие фотоны (АТИ), показано сплошной толстой линией. Столкновение этого электрона с родительским атомным ионом показано вертикальной пунктирной линией, представляющей кулоновское взаимодействие между электронами. Состояние, отмеченное буквой c, описывает возбуждение иона в дискретное или непрерывное состояние. Рисунок b описывает процесс обмена. Модель Кучиева, в отличие от модели Коркума, не предсказывает какой-либо пороговой интенсивности возникновения ионизации НЗ.

Кучиев не учел кулоновские эффекты на динамику ионизованного электрона. Это привело к занижению скорости двойной ионизации в огромный раз. Очевидно, что в подходе Беккера и Фейсала (эквивалентном по духу 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 прекрасно согласуются с экспериментальными результатами Уокера и др. ^[32] Беккер и Фейсал ^[33] смогли согласовать экспериментальные результаты по множественному NSI атомов инертных газов, используя свою модель. В результате перерассеяние электронов можно принять в качестве основного механизма возникновения процесса НСИ.

Многофотонная ионизация внутривалентных электронов и фрагментация многоатомных молекул

Ионизация внутренних валентных электронов ответственна за фрагментацию многоатомных молекул в сильных лазерных полях. Согласно качественной модели ^{[34] [35]} диссоциация молекул происходит по трехступенчатому механизму:

• МПИ электронов с внутренних орбиталей молекулы, в результате чего молекулярный ион оказывается на вращательно-колебательных уровнях возбужденного электронного состояния;
• Быстрый безызлучательный переход на высоколежащие вращательно-колебательные уровни нижнего электронного состояния; и
• Последующая диссоциация иона на разные фрагменты по различным каналам фрагментации.

Молекулярная фрагментация, индуцированная коротким импульсом, может быть использована в качестве источника ионов для высокоэффективной масс-спектроскопии. Селективность, обеспечиваемая источником на основе коротких импульсов, превосходит ожидаемую при использовании обычных источников на основе электронной ионизации, в частности, когда требуется идентификация оптических изомеров. ^{[36] [37]}

Система Крамерса – Хеннебергера

Система Крамерса-Хеннебергера представляет собой неинерциальную систему отсчета, движущуюся вместе со свободным электроном под действием гармонического лазерного импульса, полученную путем применения переноса в лабораторную систему отсчета, равного колчанному движению классического электрона в лабораторной системе отсчета. Другими словами, в системе Крамерса–Хеннебергера классический электрон покоится. ^[38] Начиная с лабораторной системы координат (датчик скорости), мы можем описать электрон с помощью гамильтониана:

${\displaystyle H_{lab}={\frac {1}{2}}(\mathbf {P} +{\frac {1}{c}}\mathbf {A} (t))^{2}+V(r)}$

В дипольном приближении колчанное движение классического электрона в лабораторной системе отсчёта для произвольного поля можно получить из векторного потенциала электромагнитного поля:

${\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)\equiv {\frac {1}{c}}\int _{0}^{t}\mathbf {A} (t')dt'=(\alpha _{0}/E_{0})\mathbf {E} (t)}$

где для монохроматической плоской волны. ${\displaystyle \alpha _{0}\equiv E_{0}\omega ^{-2}}$

Применяя к лабораторной системе отсчета преобразование, равное колчанному движению, мы переходим к «колеблющейся» системе отсчета или системе Крамерса – Хеннебергера, в которой классический электрон покоится. Путем преобразования фазового фактора для удобства получаем «перенесенный в пространство» гамильтониан, который унитарно эквивалентен гамильтониану лабораторной системы координат, который содержит исходный потенциал с центром в колеблющейся точке : ${\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)}$ ${\displaystyle -\mathbf {\alpha } (t)}$

${\displaystyle H_{KH}={\frac {1}{2}}\mathbf {P} ^{2}+V(\mathbf {r} +\mathbf {\alpha } (t))}$

Полезность системы КХ заключается в том, что в этой системе взаимодействие лазер-атом может быть сведено к форме осциллирующей потенциальной энергии, где естественными параметрами, описывающими динамику электрона, являются и (иногда называемые «амплитудой экскурсии») получен из ). ${\displaystyle \omega }$ ${\displaystyle \alpha _{0}}$ ${\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)}$

Отсюда можно применить теорию Флоке для расчета квазистационарных решений TDSE. В высокочастотной теории Флоке самый низкий порядок в системе сводится к так называемому «структурному уравнению», которое имеет форму типичного уравнения Шредингера для собственных значений энергии, содержащего «одетый потенциал» (среднее за цикл осциллирующего потенциала ). Интерпретация наличия такова : в колеблющейся системе отсчета ядро ​​имеет колебательное движение траектории и может рассматриваться как потенциал размазанного заряда ядра по его траектории. ${\displaystyle \omega ^{-1}}$ ${\displaystyle V_{0}(\alpha _{0},\mathbf {r} )}$ ${\displaystyle V_{0}}$ ${\displaystyle -\mathbf {\alpha } (t)}$ ${\displaystyle V_{0}}$

Таким образом, система KH используется в теоретических исследованиях ионизации в сильном поле и стабилизации атомов (предсказанного явления, при котором вероятность ионизации атома в высокоинтенсивном высокочастотном поле фактически уменьшается при интенсивности выше определенного порога) в сочетании с высокочастотной теорией Флоке. ^[39]

Диссоциация – различие

Вещество может диссоциировать без обязательного образования ионов. Например, молекулы столового сахара диссоциируют в воде (сахар растворяется), но существуют в виде неповрежденных нейтральных образований. Еще одним тонким явлением является диссоциация хлорида натрия (поваренной соли) на ионы натрия и хлора. Хотя это может показаться ионизацией, на самом деле ионы уже существуют внутри кристаллической решетки. Когда соль диссоциирует, составляющие ее ионы просто окружаются молекулами воды, и их эффекты становятся видимыми (например, раствор становится электролитическим ). Однако никакого переноса или смещения электронов не происходит.

Смотрите также

• Ионизация выше порога
• Химическая ионизация
• Электронная ионизация
• Ионизационная камера - прибор для обнаружения газовой ионизации, используемый при измерении ионизирующего излучения.
• Источник ионов
• Фотоионизация
• Термическая ионизация
• Лавина Таунсенда - Цепная реакция ионизации, происходящая в газе под действием приложенного электрического поля.

Стол

Рекомендации

1. Уоринг, MS; Сигел, Дж. А. (август 2011 г.). «Влияние генератора ионов на качество воздуха в жилом помещении: Влияние генератора ионов на воздух в помещении». Внутренний воздух . 21 (4): 267–276. дои : 10.1111/j.1600-0668.2010.00696.x .
2. Университет штата Колорадо. «Исследование выявляет проблемы безопасности, связанные с ионными очистителями воздуха». физ.орг . Проверено 28 июня 2023 г.
3. Шульц, Майкл (2003). «Трехмерное изображение атомных четырехчастичных процессов». Природа . 422 (6927): 48–51. Бибкод : 2003Natur.422...48S. дои : 10.1038/nature01415. hdl : 11858/00-001M-0000-0011-8F36-A . PMID  12621427. S2CID  4422064.
4. ИЮПАК , Сборник химической терминологии , 2-е изд. («Золотая книга») (1997). Исправленная онлайн-версия: (2006–) «адиабатическая ионизация». дои :10.1351/goldbook.A00143
5. Гленн Ф. Нолл. Обнаружение и измерение радиации, третье издание, 2000 г. Джон Уайли и сыновья, ISBN 0-471-07338-5 
6. Тодд, JFJ (1991). «Рекомендации по номенклатуре и символике для масс-спектроскопии (включая приложение терминов, используемых в вакуумной технологии) (Рекомендации ИЮПАК 1991 г.)». Чистое приложение. Хим . 63 (10): 1541–1566. дои : 10.1351/pac199163101541 .
7. ИЮПАК , Сборник химической терминологии , 2-е изд. («Золотая книга») (1997). Онлайн-исправленная версия: (2006–) «Эффективность ионизации». дои :10.1351/goldbook.I03196
8. Келдыш, Л.В. (1965). «Ионизация в поле сильной электромагнитной волны». Советский физ. ЖЭТФ . 20 (5): 1307.
9. Волков Д.М. 1934 З. Физ. 94 250
10. Переломов, А.М.; Попов В.С.; Терентьев, М. В. (1966). «Ионизация атомов в переменном электрическом поле». Советский физ. ЖЭТФ . 23 (5): 924. Бибкод : 1966ЖЭТП...23..924П. Архивировано из оригинала 18 марта 2021 г. Проверено 12 августа 2013 г.
11. Переломов, А.М.; Попов В.С.; Терентьев, М. В. (1967). «Ионизация атомов в переменном электрическом поле: II». Советский физ. ЖЭТФ . 24 (1): 207. Бибкод : 1967ЖЭТП...24..207П. Архивировано из оригинала 03 марта 2021 г. Проверено 12 августа 2013 г.
12. Ларошель, С.; Талебпур, А.; Чин, С.Л. (1998). «Кулоновский эффект при многофотонной ионизации атомов инертных газов» (PDF) . Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика . 31 (6): 1215. Бибкод : 1998JPhB...31.1215L. дои : 10.1088/0953-4075/31/6/009. S2CID  250870476. Архивировано из оригинала (PDF) 21 ноября 2014 г.
13. Аммосов, М.В.; Делоне, Северная Каролина; Крайнов, В.П. (1986). «Туннельная ионизация сложных атомов и атомарных ионов в переменном электромагнитном поле». Советский физ. ЖЭТФ . 64 (6): 1191. Бибкод : 1986JETP...64.1191A. Архивировано из оригинала 01 марта 2021 г. Проверено 12 августа 2013 г.
14. Шарифи, С.М.; Талебпур, А; Ян, Дж.; Чин, С.Л. (2010). «Квазистатические туннельные и многофотонные процессы при ионизации Ar и Xe интенсивными фемтосекундными лазерными импульсами». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика . 43 (15): 155601. Бибкод : 2010JPhB...43o5601S. дои : 10.1088/0953-4075/43/15/155601. ISSN  0953-4075. S2CID  121014268.
15. Крайнов, Владимир П. (1997). «Скорости ионизации, энергетические и угловые распределения при барьерно-подавляющей ионизации сложных атомов и атомарных ионов». Журнал Оптического общества Америки Б. 14 (2): 425. Бибкод : 1997JOSAB..14..425K. дои : 10.1364/JOSAB.14.000425. ISSN  0740-3224.
16. Фейсал, FHM (1973). «Множественное поглощение лазерных фотонов атомами». Физический журнал B: Атомная и молекулярная физика . 6 (4): Л89–Л92. Бибкод : 1973JPhB....6L..89F. дои : 10.1088/0022-3700/6/4/011. ISSN  0022-3700.
17. Рейсс, Ховард (1980). «Влияние интенсивного электромагнитного поля на слабосвязанную систему». Физический обзор А. 22 (5): 1786–1813. Бибкод : 1980PhRvA..22.1786R. doi :10.1103/PhysRevA.22.1786. ISSN  0556-2791.
18. Стори, Дж.; Дункан, Д.; Галлахер, Т. (1994). «Обработка Ландау-Зинера многофотонных резонансов калия с настроенной интенсивностью». Физический обзор А. 50 (2): 1607–1617. Бибкод : 1994PhRvA..50.1607S. doi :10.1103/PhysRevA.50.1607. ISSN  1050-2947. ПМИД  9911054.
19. Де Бур, М.; Мюллер, Х. (1992). «Наблюдение больших популяций в возбужденных состояниях после многофотонной ионизации короткими импульсами». Письма о физических отзывах . 68 (18): 2747–2750. Бибкод : 1992PhRvL..68.2747D. doi : 10.1103/PhysRevLett.68.2747. ПМИД  10045482.
20. Хио, FT; Кэррол, CE (1988). «Когерентный захват населения в квантовых системах N-уровня». Физический обзор А. 37 (8): 3000–3005. Бибкод : 1988PhRvA..37.3000H. doi : 10.1103/PhysRevA.37.3000. ПМИД  9900034.
21. Талебпур, А.; Чиен, Калифорния; Чин, С.Л. (1996). «Захват населения редкими газами». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика . 29 (23): 5725. Бибкод : 1996JPhB...29.5725T. дои : 10.1088/0953-4075/29/23/015. S2CID  250757252.
22. Моришита, Тору; Лин, CD (2013). «Фотоэлектронные спектры и высокие ридберговские состояния лития, генерируемые интенсивными лазерами в режиме надбарьерной ионизации» (PDF) . Физический обзор А. 87 (6): 63405. Бибкод : 2013PhRvA..87f3405M. doi :10.1103/PhysRevA.87.063405. hdl : 2097/16373 . ISSN  1050-2947.
23. Л'Юлье, А.; Ломпре, Луизиана; Мейнфрей, Г.; Манус, К. (1983). «Многозарядные ионы, индуцированные многофотонным поглощением в инертных газах на длине волны 0,53 мкм». Физический обзор А. 27 (5): 2503. Бибкод : 1983PhRvA..27.2503L. doi : 10.1103/PhysRevA.27.2503.
24. Август, С.; Талебпур, А.; Чин, СЛ; Бодуэн, Ю.; Чакер, М. (1995). «Непоследовательная тройная ионизация атомов аргона в мощном лазерном поле». Физический обзор А. 52 (2): Р917–Р919. Бибкод : 1995PhRvA..52..917A. doi :10.1103/PhysRevA.52.R917. ПМИД  9912436.
25. Ларошель, С.; Талебпур, А.; Чин, С.Л. (1998). «Непоследовательная многократная ионизация атомов редкого газа в поле лазера Ti:Sapphire». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика . 31 (6): 1201. Бибкод : 1998JPhB...31.1201L. дои : 10.1088/0953-4075/31/6/008. S2CID  250747225.
26. Фиттингофф, Д.Н.; Болтон, PR; Чанг, Б.; Куландер, К.К. (1992). «Наблюдение непоследовательной двойной ионизации гелия с помощью оптического туннелирования». Письма о физических отзывах . 69 (18): 2642–2645. Бибкод : 1992PhRvL..69.2642F. doi : 10.1103/PhysRevLett.69.2642. ПМИД  10046547.
27. [1] Кучиев, М. Ю (1987). «Атомная антенна». Советский физ. Письмо в ЖЭТФ . 45 : 404–406.
28. Шафер, К.Дж.; Ян, Б.; ДиМауро, LF; Куландер, К.К. (1992). «Ионизация выше порога за пределами отсечки высоких гармоник». Письма о физических отзывах . 70 (11): 1599–1602. Бибкод : 1993PhRvL..70.1599S. doi :10.1103/PhysRevLett.70.1599. ПМИД  10053336.
29. Коркум, ПБ (1993). «Плазменный взгляд на многофотонную ионизацию в сильном поле». Письма о физических отзывах . 71 (13): 1994–1997. Бибкод : 1993PhRvL..71.1994C. doi :10.1103/PhysRevLett.71.1994. PMID  10054556. S2CID  29947935.
30. Беккер, Андреас; Фейсал, Фархад Х.М. (1996). «Механизм лазерно-индуцированной двойной ионизации гелия». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика . 29 (6): Л197–Л202. Бибкод : 1996JPhB...29L.197B. дои : 10.1088/0953-4075/29/6/005. ISSN  0953-4075. S2CID  250808704.
31. [2] Фейсал, FHM; Беккер, А. (1997). «Непоследовательная двойная ионизация: механизм и модельная формула». Лазерная физика . 7 : 684.
32. Уокер, Б.; Шихи, Б.; Димауро, LF; Агостини, П.; Шафер, К.Дж.; Куландер, К.К. (1994). «Прецизионное измерение двойной ионизации гелия в сильном поле». Письма о физических отзывах . 73 (9): 1227–1230. Бибкод : 1994PhRvL..73.1227W. doi :10.1103/PhysRevLett.73.1227. ПМИД  10057657.
33. Беккер, А.; Фейсал, FHM (1999). «S-матричный анализ выходов ионизации атомов благородных газов в фокусе лазерных импульсов Ti: сапфира». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика . 32 (14): Л335. Бибкод : 1999JPhB...32L.335B. дои : 10.1088/0953-4075/32/14/101. S2CID  250766534.
34. Талебпур, А.; Бандраук, А.Д.; Ян, Дж; Чин, С.Л. (1999). «Многофотонная ионизация электронов внутренней валентности и фрагментация этилена в интенсивном импульсе титан-сапфирового лазера» (PDF) . Письма по химической физике . 313 (5–6): 789. Бибкод : 1999CPL...313..789T. дои : 10.1016/S0009-2614(99)01075-1. Архивировано из оригинала (PDF) 21 ноября 2014 г.
35. Талебпур, А; Бандраук, А.Д.; Виджаялакшми, К; Чин, С.Л. (2000). «Диссоциативная ионизация бензола в интенсивных сверхбыстрых лазерных импульсах». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика . 33 (21): 4615. Бибкод : 2000JPhB...33.4615T. дои : 10.1088/0953-4075/33/21/307. S2CID  250738396.
36. Мехди Шарифи, С.; Талебпур, А.; Чин, С.Л. (2008). «Сверхбыстрые лазерные импульсы служат источником ионов для высокоселективной масс-спектроскопии». Прикладная физика Б. 91 (3–4): 579. Бибкод : 2008ApPhB..91..579M. doi : 10.1007/s00340-008-3038-y. S2CID  122546433.
37. Пэн, Цзяхуэй; Пушкаш, Ной; Коркум, Пол Б.; Рейнер, Дэвид М.; Лобода, Александр Владимирович (2012). «Масс-спектрометрия с фемтосекундной лазерной ионизацией в газовой фазе высокого давления». Аналитическая химия . 84 (13): 5633–5640. дои : 10.1021/ac300743k. ISSN  0003-2700. PMID  22670784. S2CID  10780362.
38. Гаврила, Михай (28 сентября 2002 г.). «Атомная стабилизация в сверхинтенсивных лазерных полях». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика . 35 (18): Р147–Р193. дои : 10.1088/0953-4075/35/18/201. ISSN  0953-4075.
39. Гаврила, Михай. «Атомная структура и распад в высокочастотных полях». Атомы в интенсивных лазерных полях, под редакцией Михая Гаврилы, Academic Press, Inc, 1992, стр. 435-508.

Внешние ссылки

• Словарное определение ионизации в Викисловаре