Ионизация
"Ионизация" перенаправляет сюда. Музыкальную композицию см. в разделе Ионизация (Varèse).
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 быть результатом потери электрона после столкновений с субатомными частицами, столкновений с другими атомами, молекулами и ионами или в результате взаимодействия с электромагнитным излучением. Реакции расщепления гетеролитической связи и гетеролитического замещения могут приводить к образованию ионных пар. Ионизация может происходить в результате радиоактивного распада в процессе внутреннего преобразования, при котором возбужденное ядро передает свою энергию одному из электронов внутренней оболочки, вызывая его выброс.
Использует[править]
Повседневными примерами ионизации газа являются, например, в люминесцентной лампе или других электроразрядных лампах. 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, в масс-спектрометрии) и в промышленности (например, в лучевой терапии). Она также широко используется для очистки воздуха, хотя исследования показали вредное воздействие этого применения.
Получение ионов[править]
Отрицательно заряженные ионы образуются, когда свободный электрон сталкивается с атомом и впоследствии оказывается в ловушке внутри электрического потенциального барьера, высвобождая избыточную энергию. Этот процесс известен как ионизация с захватом электронов.
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 значение требуемой энергии известно как потенциал ионизации. Изучение таких столкновений имеет фундаментальное значение в связи с проблемой нескольких тел, которая является одной из основных нерешенных проблем в физике. Кинематическизавершенные эксперименты, то есть эксперименты, в которых определяется полный вектор импульса всех фрагментов столкновения (рассеянного снаряда, отскакивающего иона-мишени и выброшенного электрона), способствовали значительному прогрессу в теоретическом понимании проблемы нескольких тел в последние годы.
Адиабатическая ионизация[править]
Адиабатическая ионизация - это форма ионизации, при которой электрон удаляется из атома или молекулы или добавляется к ним в их низшем энергетическом состоянии с образованием иона в его низшем энергетическом состоянии.
Разряд Таунсенда является хорошим примером образования положительных ионов и свободных электронов в результате ионного воздействия. Это каскадная реакция с участием электронов в области с достаточно высоким электрическим полем в газовой среде, которая может быть ионизирована, такой как воздух. После первоначального события ионизации, вызванного, например, ионизирующим излучением, положительный ион дрейфует к катоду, в то время как свободный электрон дрейфует к аноду устройства. Если электрическое поле достаточно сильное, свободный электрон получает достаточно энергии, чтобы высвободить следующий электрон при следующем столкновении 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, что свободные электроны набирают достаточную энергию между столкновениями для поддержания лавины.
Эффективность ионизации - это отношение количества образовавшихся ионов к количеству использованных электронов или фотонов.
Энергия ионизации атомов[править]
Тенденция изменения энергии ионизации атомов часто используется для демонстрации периодического поведения атомов в зависимости от атомного номера, что суммируется с упорядочением атомов в таблице Менделеева. Это ценный инструмент для установления и понимания порядка электронов на атомных орбиталях, не вдаваясь в подробности волновых функций или процесса ионизации. Пример представлен на рисунке справа. Периодическое резкое уменьшение потенциала ионизации после атомов редких газов, например, указывает на появление новой оболочки в щелочных металлах. Кроме того, локальные максимумы на графике энергии ионизации, движущиеся слева направо подряд, указывают на субоболочки s, p, d и f.
Полуклассическое описание ионизации[править]
Классическая физика и модель атома Бора могут качественно объяснить фотоионизацию и ионизацию, опосредованную столкновением. В этих случаях во время процесса ионизации энергия электрона превышает разность энергий потенциального барьера, который он пытается преодолеть. Однако полуклассическое описание не может описывать туннельную ионизацию, поскольку процесс включает прохождение электрона через классически запрещенный потенциальный барьер.
Квантово-механическое описание ионизации[править]
Взаимодействие атомов и молекул с достаточно сильными лазерными импульсами приводит к ионизации с образованием одиночных или многократно заряженных ионов. Скорость ионизации, то есть вероятность ионизации в единицу времени, может быть рассчитана только с использованием 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 возможно аналитическое решение для скорости ионизации.
Туннельная ионизация[править]
Туннельная ионизация - это ионизация, обусловленная квантовым туннелированием. При классической ионизации электрон должен обладать достаточной энергией, чтобы преодолеть потенциальный барьер, но квантовое туннелирование позволяет электрону просто пройти через потенциальный барьер вместо того, чтобы полностью преодолевать его из-за волновой природы электрона. Вероятность туннелирования электрона через барьер экспоненциально падает с увеличением ширины потенциального барьера. Следовательно, электрон с более высокой энергией может продвинуться дальше по потенциальному барьеру, оставляя гораздо более тонкий барьер для прохождения туннеля и, следовательно, повышая шансы на это. На практике туннельная ионизация наблюдается, когда атом или молекула взаимодействует с мощными лазерными импульсами ближнего инфракрасного диапазона. Этот процесс можно понимать как процесс, посредством которого ограниченный электрон ионизируется за счет поглощения более одного фотона из лазерного поля. Это изображение обычно известно как многофотонная ионизация (MPI).
Келдыш смоделировал процесс MPI как переход электрона из основного состояния атома в состояния Волкова.[9] В этой модели возмущением основного состояния лазерным полем пренебрегается, и детали атомной структуры при определении вероятности ионизации не принимаются во внимание. Основной трудностью модели Келдыша было пренебрежение 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 противоречит приближению, сделанному путем пренебрежения потенциалом лазера в областях вблизи ядра. Переломов и др. включили кулоновское взаимодействие на больших межъядерных расстояниях. Их модель (которую мы называем PPT model) была получена для потенциала ближнего действия и включает эффект кулоновского взаимодействия дальнего действия через коррекцию первого порядка в квазиклассическом действии. Larochelle et al. сравнили теоретически предсказанные кривые зависимости ионов от интенсивности атомов редких газов, взаимодействующих с Ti: сапфировым лазером, с экспериментальными измерениями. Они показали, что общая скорость ионизации, предсказанная моделью PPT, очень хорошо соответствует экспериментальным выходам ионов для всех редких газов в промежуточном режиме параметра Келдыша.
Скорость MPI на атоме с потенциалом ионизации ��
E_i в линейно поляризованном лазере с частотой
�\омега определяется
����=|��∗�∗|26������(2�(2��)32)2�∗−|�|−32(1+�2)|�2|+34��(�,�)�−2�(2��)32�(�) {\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}}}\слева(1+\гамма ^{2}\справа)^{\слева|{\frac {m}{2}}\справа |+{\frac {3}{4}}}A_{m} (\omega ,\gamma )e^{-{\frac {2}{F}}\слева(2E_{i}\справа)^{\frac {3}{2}}g\слева(\gamma \справа)}} где
�=�2��� {\displaystyle \gamma ={\frac {\omega {\sqrt {2_{i}}}}{F}}} является параметром адиабатичности Келдыша, �∗=2���2 {\displaystyle n^{*}={\frac {\sqrt {2_{i}}}{Z^{2}}}}, � F является пиковым электрическим полем лазера и �∗=�∗−1 {\displaystyle l^{*}=n^{*}-1}. Коэффициенты ���f_ , �(�)g(\гамма) и ��∗� ∗{\displaystyle C_{n^{*}l^{*}}}} задаются
���=(2�+1)(+|�|)!2��|!(�−|�|)!�(�)=32�(1+12�2sinh−1 (�)−1+�22�)|��∗�∗|2=22�∗�∗Γ(�∗+�∗+1)Γ(�∗−�∗) {\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}&={\ фрактал {2^{2n ^{*}}}{n^{*}\Гамма (n^{*}+l^{*}+1)\Гамма (n^{*}-l^{*})}}\конец{выровнен}}} Коэффициент ��(�,�) {\displaystyle A_{m}(\omega ,\gamma )} определяется
��(�,�)=43�1|�|!�21+�2∑�>�∞�−(�−�)�(�)��(2�1+�2(�−�)) {\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+\гамма ^{2}}}}(n-v)}}\справа)} где
��(�)=�−�2∫0�(�2−�2)���2���(�)=2(sinh−1 (�)−�1+�2)�=���(1+2�2) {\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}}} }\справа)\\v&={\frac {E_{i}}{\omega }}\слева(1+{\frac {2}{\гамма ^{2}}}\справа)\конец{выровнен}}}
Квазистатическая туннельная ионизация[править]
Квазистатическое туннелирование (QST) - это ионизация, скорость которой может быть удовлетворительно предсказана моделью ADK,[13] то есть пределом модели PPT, когда �\гамма приближается к нулю.[14] Скорость QST определяется
����=|��∗�∗|26������(2�(2��)32)2�∗−|�|−32�−23�(2��)32 {\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}}\слева(2_{i}\ справа)^{\frac {3}{2}}}} По сравнению с ���� {\displaystyle W_{PPT}} примечательно отсутствие суммирования по n, которые представляют различные пики надпороговой ионизации (ATI).
Приближение сильного поля для скорости ионизации[править]
- Расчеты PPT выполняются в E-калибровке, что означает, что лазерное поле принимается за электромагнитные волны. Скорость ионизации также может быть рассчитана в A-калибровке, которая подчеркивает частичную природу света (поглощение нескольких фотонов во время ионизации). Этот подход был принят моделью Крайнова[15] на основе более ранних работ Фейсала[16] и Рейсса.[17] Результирующая скорость определяется
����=∑�=�∞2��2�(�−�osc)2∫dΩ|��(����Ψ(�))|2��2(��,�osc2) {\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}}\справа)} где:
��=��/�, {\displaystyle n_{i}=E_{i}/\omega ,} �osc=��/�{\displaystyle n_{\mathrm {osc} }=U_{p}/\omega } с �� U_{p}, являющейся пондеромоторной энергией, �=[��+�osc] {\displaystyle N=[n_{i}+n_{\mathrm {osc} }]} является ли минимальное количество фотонов необходимым для ионизации атома, �(�,�) {\displaystyle J_{n}(u,v)} является ли двойная функция Бесселя, �=2�(�−�osc−��), {\displaystyle p={\sqrt {2\omega (n-n_{\mathrm {osc} }-n_{i})}},} ��=2�osc/��cos (�) {\textstyle n_{f}=2{\sqrt {n_{\mathrm {osc} }/\omega }}p\cos(\theta )} с � \ тета углом между импульсом электрона, p, и электрическим полем лазера, F, FT - трехмерное преобразование Фурье, и ����=(2�2�2��)� {\displaystyle I_{KAR}=\left({\frac {2Z^{2}}{n^{2}Fr}}\right)^{n}} включает поправку Кулона в модель SFA.
Стабилизация атома / удержание популяции[править]
При расчете скорости MPI атомов учитываются только переходы в состояния континуума. Такое приближение приемлемо до тех пор, пока не возникает многофотонного резонанса между основным состоянием и некоторыми возбужденными состояниями. Однако, в реальной ситуации взаимодействия с импульсными лазерами, во время эволюции интенсивности лазера, из-за различного штарк-сдвига основного и возбужденного состояний существует вероятность того, что некоторое возбужденное состояние войдет в многофотонный резонанс с основным состоянием. В картине одетого атома основное состояние, одетое �m фотонами, и резонансное состояние подвергаются избегаемому пересечению при интенсивности резонанса �� I_r. Минимальное расстояние, ��V_{m}, при избегаемом пересечении пропорционально обобщенной частоте Раби, Γ(�)=Γ��(�)�/2 {\displaystyle \Gamma (t)=\Gamma _{m}I(t)^{m/2}} связывающей два состояния. Согласно Стори и др.,[18] вероятность пребывания в основном состоянии, ��P_g, определяется
��=exp (−2���2d�/d�) {\displaystyle P_{g}=\exp \left(-{\frac {2\pi W_{m}^{2}}{\mathrm {d} W/\mathrm {d} t}}\right)} где �W - зависящая от времени разность энергий между двумя одетыми состояниями. При взаимодействии с коротким импульсом, если динамический резонанс достигается в восходящей или нисходящей части импульса, совокупность практически остается в основном состоянии, и эффектом многофотонных резонансов можно пренебречь. Однако, если состояния входят в резонанс на пике импульса, где d�/d�=0 {\displaystyle \mathrm {d} W/\mathrm {d} t=0}, то возбужденное состояние заполняется. После заполнения, поскольку потенциал ионизации возбужденного состояния мал, ожидается, что электрон будет мгновенно ионизирован.
В 1992 году де Бур и Мюллер показали, что атомы Xe, подвергнутые воздействию коротких лазерных импульсов, могут выживать в сильно возбужденных состояниях 4f, 5f и 6f. Считалось, что эти состояния были возбуждены 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 сильно возбужденных атомов. Мы будем называть это явление "захватом популяции".
Мы упоминаем теоретический расчет, согласно которому неполная ионизация происходит всякий раз, когда происходит параллельное резонансное возбуждение на общий уровень с потерей ионизации.[20] Мы рассматриваем такое состояние Xe, как 6f, которое состоит из 7 квази-пониженных уровней в диапазоне полосы пропускания лазера. Эти уровни вместе с континуумом образуют лямбда-систему. Механизм захвата типа лямбда 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 посредством многофотонного взаимодействия с континуумом. По мере увеличения интенсивности импульса возбужденное состояние и континуум смещаются по энергии из-за штарковского сдвига. На пике импульса (b) возбужденные состояния входят в многофотонный резонанс с основным состоянием. Когда интенсивность начинает уменьшаться (c), два состояния соединяются через континуум, и популяция оказывается в ловушке когерентной суперпозиции двух состояний. При последующем воздействии того же импульса, из-за интерференции в амплитудах перехода системы лямбда, поле не может полностью ионизировать совокупность, и часть совокупности будет захвачена когерентной суперпозицией квази-вырожденных уровней. Согласно этому объяснению, состояния с более высоким угловым моментом - с большим количеством подуровней - будут иметь более высокую вероятность захвата населения. В общем случае сила захвата будет определяться силой двухфотонной связи между квази-вырожденными уровнями через континуум. В 1996 году, используя очень стабильный лазер и минимизируя маскирующие эффекты расширения фокальной области с увеличением интенсивности, Талебпур и др. наблюдали структуры на кривых однозарядных ионов Xe, Kr и Ar. Эти структуры были приписаны захвату электронов в сильном лазерном поле. О более однозначной демонстрации захвата популяции сообщили Т. Моришита и К. Д. Лин.
Непоследовательная многократная ионизация[править]
Явление непоследовательной ионизации (NSI) атомов, подвергнутых воздействию интенсивных лазерных полей, было предметом многих теоретических и экспериментальных исследований с 1983 года. Новаторская работа началась с наблюдения структуры "колена" на кривой зависимости сигнала ионов Xe2 + от интенсивности Л'Уиллье и др. С экспериментальной точки зрения, двойная ионизация NS относится к процессам, которые каким-то образом увеличивают скорость образования двузарядных 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^Шаблон:++ существует другой канал �+�−>�++ A+L->A^Шаблон:++, который вносит основной вклад в образование двузарядных ионов при более низких интенсивностях. О первом наблюдении тройного NSI в аргоне, взаимодействующем с лазером толщиной 1 мкм, сообщили Augst et al.[24] Позже, систематически изучая NSI всех атомов редкого газа, был обнаружен четырехкратный NSI Xe.[25] Наиболее важным выводом этого исследования было наблюдение следующей зависимости между скоростью NSI для любого зарядового состояния и скоростью туннельной ионизации (предсказанной формулой ADK) для предыдущих зарядовых состояний;
���(��+)=∑�=1�−1��(�)����(��+) {\displaystyle W_{NS}(A^{n+})=\sum _{i=1}^{n-1}\alpha _{n}\left(\lambda \right)W_{ADK}\left(A^{i+}\right)} где ����(��+) {\displaystyle W_{ADK}\left(A^{i+}\right)} - скорость квазистатического туннелирования в i-е состояние заряда и ��(�)\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 Фиттингоффом и др., 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 NS как механизм, при котором один электрон ионизируется лазерным полем и улетучивание этого электрона происходит настолько быстро, что у оставшихся электронов не хватает времени, чтобы приспособиться к новым энергетическим состояниям. Следовательно, существует определенная вероятность того, что после ионизации первого электрона второй электрон возбуждается до состояний с более высокой энергией (встряска) или даже ионизируется (отбрасывание). Мы должны упомянуть, что до сих пор не было никаких количественных расчетов, основанных на модели SO, и модель по-прежнему качественная.
Модель повторного рассеяния электронов была независимо разработана Кучиевым, Шафером и соавторами, Коркамом,[29] Беккером и Фейсалом и Фейсалом и Беккером. Основные характеристики модели можно легко понять из версии Коркума. Модель Коркума описывает NS-ионизацию как процесс, при котором электрон туннельно ионизируется. Затем электрон взаимодействует с лазерным полем, в котором он ускоряется вдали от ядра ядра. Если электрон был ионизирован в соответствующей фазе поля, он пройдет мимо положения оставшегося иона через половину цикла, где он может освободить дополнительный электрон в результате электронного удара. Только половину времени электрон высвобождается с соответствующей фазой, а другую половину он никогда не возвращается в ядро ядра. Максимальная кинетическая энергия, которой может обладать возвращающийся электрон, в 3,17 раза превышает пондеромоторный потенциал ( �� U_{p}) лазера. Модель Коркума устанавливает предельный уровень минимальной интенсивности ( �� U_{p} пропорционален интенсивности), при котором может произойти ионизация из-за повторного рассеяния.
Модель повторного рассеяния в версии Кучиева (модель Кучиева) является квантовомеханической. Основная идея модели проиллюстрирована диаграммами Фейнмана на рисунке a. Сначала оба электрона находятся в основном состоянии атома. Линии, отмеченные a и b, описывают соответствующие состояния атома. Затем электрон а ионизируется. Начало процесса ионизации показано пересечением с наклонной пунктирной линией. где происходит MPI. Распространение ионизированного электрона в лазерном поле, во время которого он поглощает другие фотоны (ATI), показано полной толстой линией. Столкновение этого электрона с родительским атомарным ионом показано вертикальной пунктирной линией, представляющей кулоновское взаимодействие между электронами. Состояние, отмеченное символом c, описывает возбуждение иона до дискретного или непрерывного состояния. На рисунке b описан процесс обмена. Модель Кучиева, в отличие от модели Коркума, не предсказывает никакой пороговой интенсивности для возникновения ионизации NS.
Куциев не включил эффекты Кулона в динамику ионизированного электрона. Это привело к недооценке скорости двойной ионизации в огромный раз. 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 идеально согласуются с экспериментальными результатами Walker et al.[32] Беккер и Фейсал[33] смогли согласовать экспериментальные результаты по множественному NSI атомов редких газов, используя свою модель. В результате повторное рассеяние электронов можно принять за основной механизм возникновения процесса NSI.
Multiphoton ionization of inner-valence electrons and fragmentation of polyatomic molecules The ionization of inner valence electrons are responsible for the fragmentation of polyatomic molecules in strong laser fields. According to a qualitative model[34][35] the dissociation of the molecules occurs through a three-step mechanism:
MPI of electrons from the inner orbitals of the molecule which results in a molecular ion in ro-vibrational levels of an excited electronic state; Быстрый переход без излучения на высоколежащие ro-колебательные уровни более низкого электронного состояния; и Последующая диссоциация иона на различные фрагменты через различные каналы фрагментации. Молекулярная фрагментация, вызванная коротким импульсом, может быть использована в качестве источника ионов для высокопроизводительной масс-спектроскопии. Селективность, обеспечиваемая источником на основе коротких импульсов, превосходит ту, которая ожидается при использовании обычных источников на основе электронной ионизации, в частности, когда требуется идентификация оптических изомеров.
Рамка Крамерса-Хеннебергера и эффекты фазы ионизации[править]
Изучение ионизации атома сильным полем в так называемой системе Крамерса-Хеннебергера (K-H) приводит к выводу, что эффективность ионизации сильно зависит от временных характеристик ионизирующего импульса, но не обязательно от напряженности поля и общей энергии ионизирующего импульса, накачанного в атом.[39] Система отсчета Крамерса-Хеннебергера - это неинтерциальная система отсчета, движущаяся вместе со свободным электроном под воздействием гармонического лазерного импульса. Решение свободными электронами уравнений Ньютона для электрона в одном измерении в гармоническом лазерном поле
d2�d�2=�sin (��) {\displaystyle {\frac {\mathrm {d} ^{2}x}{\mathrm {d} t^{2}}}=F\sin(\omega t)} также будет гармонической
�(�)=−��2sin (��)=�sin (��) {\displaystyle x(t)=-{\frac {F}{\omega ^{2}}}\sin(\omega t)=-a\sin(\omega t)} Рамка, сопровождающая этот электрон, будет получена преобразованием координат
�→�+�sin (��) {\displaystyle x\to x+ a\sin(\omega t)} в то время как добавленный кулоновский потенциал будет составлять
�(�)=−1|�+�sin (��)| {\displaystyle V(x)=-{\frac {1}{\left|x+a\sin(\omega t)\right|}}} Время полного цикла - среднее значение того потенциала, который равен
���=−12|�+�2|−12|�−�2| {\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 от � x и, следовательно, имеющей максимум при �=0 x=0, в то время как для этого начального условия решение будет �(�)=0 x(t)=0 в K-H, и поэтому оно будет идентично решению для свободных электронов в лабораторной системе. Скорость электрона, с другой стороны, сдвинута по фазе как в зависимости от напряженности поля, так и в зависимости от положения электрона:
d�d�=−��cos (��) {\displaystyle {\frac {\mathrm {d} x}{\mathrm {d} t}}=-{\frac {F}{\omega }}\cos(\omega t)} Следовательно, рассматривая вейвлет- импульсы 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 определенного времени �/(��) r/(a\omega ) или вообще не ионизируется, в зависимости от того, отсекается ли вейвлет гармонического поля при нулевом минимуме или максимальной скорости.
Диссоциация – различение[править]
Вещество может диссоциировать без обязательного образования ионов. Например, молекулы столового сахара диссоциируют в воде (сахар растворяется), но существуют как неповрежденные нейтральные образования. Другим незаметным событием является диссоциация хлорида натрия (поваренной соли) на ионы натрия и хлора. Хотя это может показаться случаем ионизации, на самом деле ионы уже существуют внутри кристаллической решетки. При диссоциации соли составляющие ее ионы просто окружаются молекулами воды, и их эффекты становятся видимыми (например, раствор становится электролитическим). Однако переноса или смещения электронов не происходит.
Смотри также[править]
- Ионизация выше порога
- Ионизационная камера – прибор для определения ионизации газов, используемый при измерениях ионизирующего излучения
- Источник ионов
- Фотоионизация
- Термическая ионизация
- Электронная ионизация
- Химическая ионизация
- Лавина Таунсенда – цепная реакция ионизации, происходящая в газе с приложенным электрическим полем
Таблица[править]
| Для\От | Твердое | Жидкость | Газ | Плазма | |
|---|---|---|---|---|---|
| Твердое | Плавление Сублимация | ||||
| Жидкость | Замораживание | Испарение | |||
| Газ | Осаждение | Конденсация | Ионизация | ||
| Плазма | Рекомбинация |