ОГЛАВЛЕНИЕ
ГЛАВА 1. ИОНИЗАЦИЯ АТОМАРНЫХ КЛАСТЕРОВ СИЛЬНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ПОЛЕМ (ОБЗОР).....................................................4
1.1. Введение............................................................4
1.2. Приближение Ландау-Дыхне............................................6
1.2.1. Общий подход..................................................6
1.2.2. Теория Келдыша.............:..................................9
1.3. Ионизация кластеров................................................11
1.3.1. Внутренняя ионизация........................................11
1.3.2. Ионизация при иеупругих злектрон-ионных сюлкновениях.........15
1.3.3. Поглощение лазерного излучения в кластере....................17
1.3.4. Внешняя ионизация кластеров..................................20
ГЛАВА 2. РЕЛЯТИВИСТСКИЕ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ СПЕКТРЫ ПРИ ВНУТРЕННЕЙ ТУННЕЛЬНОЙ И НАДБАРЬЕРНОЙ ИОНИЗАЦИИ АТОМОВ И АТОМАРНЫХ ИОНОВ СВЕРХСИЛЬИЫМ ЛАЗЕРНЫМ ПОЛЕМ В КЛАСТЕРАХ................................................27
2.1. Качественный подход................................................27
2.2. Количественное описание высокоэнсргстичсских спектров и угловых распределений фотоэлектронов..........................................31
2.2.1. Метод расчета................................................31
2.2.2. Вылет электрона вдоль направления поляризации лазерной волны 34
2.2.3. Вылет релятивистского электрона вдоль вектора напряженности магнитного поля лазерной волны......................................37
2.2.4. Вылет релятивистского электрона вдоль направления распространения лазерной волны......................................................39
2.3. Заключение.........................................................40
ГЛАВА 3. ПРОЦЕССЫ РЕКОМБИНАЦИИ В АТОМАРНЫХ КЛАСТЕРАХ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ СВЕРХСИЛЬНЫМ ФЕМТОСЕКУНДНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ИМПУЛЬСОМ.................................................................43
3.1. Введение...........................................................43
3.2 Механизмы рекомбинации в атомарных кластерах........................46
3.2.1. Столкновитсльная рекомбинация в кластере.....................46
3.2.2. Диэлсктронная рекомбинация в кластере........................48
3.2.3. Прямая фоторекомбинация......................................51
2
3.3. Генерация жесткого рентгеновского излучения при радиационной рекомбинации в процессе облучения атомарных кластеров интенсивными фемтосекундными лазерными импульсами..................................52
3.3.1. Механизм генерации..........................................53
3.3.2. Сечение фоторекомбинации на кулоновском поле атомарного кластера 55
3.4. Заключение.......................................................61
ГЛАВА 4. МЕХАНИЗМЫ НАГРЕВА ЭЛЕКТРОНОВ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ РЕЛЯТИВИСТСКИМ ФЕМТОСЕКУНДНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ИМПУЛЬСОМ.. 64
4.1. Поверхностный нагрев электронов при облучении больших атомарных кластеров релятивистским фемтосекундным лазерным импульсом............64
4.2. Релятивистские дрейфовые скорости фотоэлектронов в поле сверхсильного фемтосекундного лазерного импульса....................................68
4.2.1. Уравнения релятивистского движения электрона................70
в поле лазерного импульса..........................................70
4.2.2. Дрейф при туннельной и надбарьерной ионизации...............74
4.3. Заключение.......................................................79
ЗАКЛЮЧЕНИЕ..............................................................82
3
Г ЛАВА 1. ИОНИЗАЦИЯ АТОМАРНЫХ КЛАСТЕРОВ СИЛЬНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ПОЛЕМ (ОБЗОР)
1.1. Введение
При облучении больших кластеров, содержащих несколько тысяч атомов или молекул, полем свсрхсилыюго ультракороткого лазерного импульса (с длительностью порядка сотни фемтосекунд, т.е. порядка 30 периодов поля титан-сапфирового лазера), образуется сильно возбужденная материя [1-2]. Нафев электронов проводимости в случае металлических кластеров (или первично ионизованных электронов в случае кластеров из атомов инертных газов), с одной стороны, и отсутствие возможности быстрого отвода тепла из-за фемтосекундной длительности импульса, как в случае обычной плазмы, с другой стороны, позволяют достигать значительно большего возбуждения плотной электронной подсистемы по сравнению с изолированными атомами и молекулами. При этом атомарные ионы практически не успевают нафеться. После быстрой начальной многократной ионизации в течение основной части действия лазерного импульса вещество кластерною иона представляет собой идеальную плазму, состоящую из электронов и миогозарядных атомарных ионов. При этом часть электронов вылетает из кластера. Эволюция кластера в лазерном поле изучалась как экспериментально [3-4], так и теоретически [5-6] посредством различных численных и аналитических методов.
В этой главе дается обзор известных моделей кластерной плазмы, позволяющих проанализировать свойства кластера в процессе создания плотной плазмы лазерным импульсом. Эти модели описывают нагрев кластера, когда средняя энергия электрона (т.е. электронная температура У) может увеличиться до нескольких кэВ в лазерных импульсах с интенсивностью порядка атомной. При этом существенную роль играют столкновительные процессы. Электрон - электронные столкновения могут быстро (за 1 - 3 фемтосекунды) установить максвелловское распределение в зависимости от соотношении между средней поступательной
4
энергией электрона и его средней колебательной энергией ир = 1-'2/Лаг в лазерном поле, причем первая величина может быть как больше, так и меньше второй. Здесь Р - амплитуда напряженности (линейно поляризованного) лазерного поля внутри кластера, а со - частота лазера. Отметим, что здесь и далее как правило, используется
атомная система единиц П1е=е = Т1 = \. Электронная температура Т
максвелловского распределения растет со временем до тех пор, пока не становится замегным расширение кластера, после чего наступает адиабатическое охлаждение электронов.
При воздействии лазерного импульса, наряду е нагревом, часть электронов покидает кластер под действием или непосредственно поля лазерного импульса, или путем теплового испарения с поверхности кластера. Таким образом, заряд О кластерного иона растет со временем в течение лазерного импульса. Мы приведем ниже простое соотношение между электронной температурой Т и зарядом кластерного иона Q.
Сделаем простые оценки, чтобы подтвердить идеальность кластерной плазмы. Условие идеальности имеет вид: па7} « У’3, где па - концентрация атомов в кластере, 2- средний заряд атомарного иона внутри кластера (не пугать с зарядом кластера О) и 7 - электронная температура. При высокой электронной температуре (сотни эВ, или несколько кэВ) это неравенство обычно выполняется и не противоречит большой плотности кластерной плазмы (в том числе, и для металлических кластеров, где плотность совпадаете плотностью жидкого металла). Например, для кластера из атомов натрия (7 *= 11 в случае полной обдирки атома) и температура Т = 1 кэВ получим п^}/У3 ~ 10"4.
Возбужденные атомарные многозарядные ионы внугри кластера испускают рентгеновское излучение. Спонтанные и вынужденные переходы в многозарядных ионах происходят за времена, которые быстро уменьшаются с ростом заряда атомарного иона. Эти процессы могут существенно изменить баланс между атомарными ионами с различной кратностью заряда в кластере. Поэтому в такой
5
системе может играть существенную роль резонансное перепоглощение этого излучения другими атомарными ионами внутри кластера, что существенно меняет время радиационного перехода.
1.2. Приближение Ландау-Дыхне
В этом разделе будет рассмотрен переход из одного квантового состояния 1 в другое состояние 2 под действием сильного, но медленно меняющегося со временем лазерного возмущения (по сравнению с временами обращения электронов в атомах). Мы не будем конкретизировать вид этого возмущения У((), но увидим, что вероятность перехода в рассматриваемой двухуровневой системе экспоненциально мала.
1.2.1. Общий подход
Квантово-механические уравнения для амплитуд заселения состояний 1 и 2 имеют вид:
Здесь предполагается, что величина -£(/) сеть адиабатически зависящая от времени энергия нижнего уровня I, а величина +£(0 представляет собой адиабатическую энергию верхнего уровня 2. В квазиклассическом приближении эти амплитуды имеют вид
Идея подхода Ландау-Дыхне состоит в том, чтобы взягь одну из этих амплитуд на - =с но времени (например, а2) и аналитически продолжить се в комплексной плоскости времени на + сю. При этом появится малая добавка
(I)
(2)
6
- Київ+380960830922