Настоящая диссертационная работа посвящена теоретическому изучению надпороговой ионизации атомов сильным лазерным полем. Предметом исследования являются распределения ионизованных электронов по энергиям и направлениям вылета. Суть явления надпороговой ионизации состоит в том, что ионизуемый электрон поглощает больше фотонов, чем необходимо для выхода в континуум. Образующийся при этом энергетический спектр фотоэлектронов состоит из последовательности пиков, отстоящих друг от друга на энергию фотона.
Надпороговая ионизация была теоретически предсказана JI.B. Келдышем в 1964 г. [1]. В работе [1] было показано, что вероятность «-фотонной ионизации атома с потенциалом ионизации / переменным лазерным полем критически зависит от величины параметра адиабатичности у, который
О. О О определяется соотношением у = I / 2Uр. Здесь Uр = F / 4со — средняя по оптическому периоду колебательная энергия электрона в лазерном поле с напряженностью/7и частотой со или пондеромоторный потенциал (повсюду в диссертации используется атомная система единиц h = т = -е = 1). При у > 1, т. е. в случае относительно слабых полей и высоких частот, зависимость близка к степенной F2″. В обратном предельном случае сильных полей и низких частот, у < 1, вероятность ионизации оказывается пропорциональной вероятности туннелирования через осциллирующий потенциальный барьер, сформированный лазерным и атомным полями. Поэтому говорят о многофотонном (у > l) и туннельном (у < l) режимах ионизации.
Впервые надпороговая ионизация наблюдалась экспериментально группой P. Agostini спустя пятнадцать лет после выхода работы [1], в 1979 г. [2]. При этом удалось измерить всего два максимума в энергетическом спектре фотоэлектронов. Первый из них отвечал пороговому каналу, а второй соответствовал поглощению избыточного кванта. Эксперимент [2] стимулировал появление огромного количества экспериментальных и теоретических работ. Изучались как собственно надпороговая ионизация, так и сопутствующие процессы генерации высоких гармоник и коррелированной двойной ионизации. Результаты этих исследований подробно изложены в монографиях [3−5] и обзорах [6−9].
Эффект надпороговой ионизации доступен экспериментальному наблюдению в диапазоне интенсивностей от 1012 до 10Х6 Вт/см2. В 80-х годах прошлого столетия эксперименты выполнялись в основном в многофотонном режиме. Попытки проникнуть в область больших интенсивностей, когда у < 1, были сильно затруднены. Дело в том, что эксперименты проводились с лазерными импульсами пикосекундной длительности. В результате, атомы мишени оказывались ионизованными уже на фронте импульса, еще до того, как интенсивность достигнет значений, отвечающих туннельному режиму. Ситуация резко изменилась с созданием лазерных систем, генерирующих интенсивные импульсы фемтосекундной длительности, в особенности с появлением титан-сапфирового (77: So) фемтосекундного лазера [10]. При ионизации такими короткими импульсами большинство атомов мишени остается нейтральным вплоть до выхода интенсивности на максимум. Еще одной предпосылкой существенного прогресса, достигнутого в технике эксперимента за последние 10−15 лет, явилось создание источников лазерного излучения, генерирующих интенсивные импульсы фемтосекундной длительности с частотой повторения в килогерцовом диапазоне. Это позволило набирать надежную статистику редких событий и исследовать спектрально-угловые распределения вероятности надпороговой ионизации в широкой области энергий электронов, когда регистрируемый сигнал изменяется по величине на 10−12 порядков [11].
Наиболее отчетливо структура и детали распределений надпороговой ионизации проявились в серии экспериментов, поставленных в туннельном режиме [11−15]. Было обнаружено, что многие характерные особенности этого процесса являются общими для различных атомов и молекул. В частности, энергетический спектр электронов, испускаемых вдоль направления линейной поляризации, имеет универсальную структуру, главные особенности которой определяются параметрами лазерного поля и потенциалом ионизации атома. На начальном участке спектр быстро убывает вплоть до энергии в «(2 4- 3) ilp. Далее располагается высокоэнергетическое плато — протяженный участок, на котором выход электронов убывает с ростом энергии относительно медленно [12, 13]. Плато резко обрывается на энергии s"1ОU, за которой снова следует быстрый спад спектра.
Регистрируемый сигнал в области высокоэнергетического плато на 4−6 порядков ниже, чем на начальном участке спектра. Изучались и угловые распределения фотоэлектронов при фиксированной энергии. В низкоэнергетической части спектра и за верхней границей плато распределения сосредоточены в основном вдоль направления поляризации. В то же время угловые распределения электронов на плато ограничены ярко выраженными боковыми лепестками, расположенными под углом 30° ч-45° к направлению поля [14].
Основой теоретического описания надпороговой ионизации служит модель одного активного электрона. В этой модели вместо реального многоэлектронного атома рассматривается только один электрон, который движется в эффективном потенциале, в некоторой степени воспроизводящем спектр одноэлектронных возбуждений атома, и взаимодействует с лазерным полем. Для линейно поляризованного поля умеренной интенсивности трудоемкое численное решение трехмерного нестационарного уравнения Шредингера в приближении одного активного электрона приводит к хорошему согласию расчетных и экспериментальных спектров надпороговой ионизации [16]. При решении трехмерного нестационарного уравнения Шредингера обычно используется либо разложение радиальной волновой функции по набору Всплайнов [17, 18], либо различные итерационные методы, см. например [19]. В случае линейно поляризованного поля расчет можно упростить, сводя задачу к решению двухмерного уравнения. Детальное описание подходов, применяемых при численном анализе надпороговой ионизации, а также обзор полученных таким способом результатов можно найти в работе [20]. Отметим, однако, что при переходе к туннельному режиму численные методы сталкиваются с существенными трудностями и становятся малоэффективными. Это связано с необходимостью использования протяженных пространственно-временных сеток, для того, чтобы учесть большую амплитуду колебаний ионизованного электрона в сильном низкочастотном поле и распространить вычисления на длительность реального лазерного импульса [20]. Кроме того, выход электронов с энергиями на плато определяется очень слабым по абсолютной величине изменением волновой функции, что требует высокой точности вычислений. Ситуация еще более усугубляется в случае лазерного поля с эллиптической поляризацией, когда задача становится трехмерной.
Наглядное описание механизма формирования спектра надпороговой ионизации дает т.н. полуклассическая (двухступенчатая модель) [21]. В условиях туннельного режима ионизации она непосредственно выводится из модели Келдыша [1]. В случае линейно поляризованного поля полуклассическая модель эквивалентна следующей простой схеме. Электрон туннелирует из-под осциллирующего потенциального барьера и в некоторый момент времени покидает атом с нулевой начальной скоростью. Вероятность туннелирования вычисляется так же, как и в статическом поле с напряженностью, равной мгновенному значению напряженности поля волны. За барьером электрон движется по классической траектории в осциллирующем лазерном поле. При этом примерно половина электронов, стартовавших в различные моменты оптического периода, не возвращается к атомному остатку, и после окончания лазерного импульса регистрируется детектором. Эти электроны, которые называют прямыми, имеют энергии, меньшие 2Uр. Благодаря прямым электронам возникает низкоэнергетическая
часть спектра. Подавляющее большинство тех электронов, которые возвращаются к иону, рассеивается на небольшие углы. Их последующее движение остается близким к тому, каким оно было бы в отсутствие столкновения с атомным остатком, и поэтому такие электроны регистрируются тоже с энергиями ниже 2U. Таким образом, сценарий прямой ионизации оправдан для большей части освобожденных электронов. Однако когда фотоэлектрон возвращается в окрестность родительского иона, с определяемой сечением малой вероятностью может произойти рассеяние на углы, большие 90°, т. е. «назад». В этом случае электрон подвергается дополнительному ускорению лазерным полем и, в результате, будет обладать энергией, превосходящей 2U, что приведет к расширению спектра [22].
Такие электроны принято называть перерассеянными. Именно они ответственны за формирование высокоэнергетического плато. Важно подчеркнуть, что перерассеяние испытывает лишь небольшая часть (около 1%) от общего числа фотоэлектронов. В рамках полуклассической модели было успешно объяснено положение верхней границы плато 10Uр [13], а также существование и положение боковых маскимумов в угловых распределениях электронов на плато [23].
Концепция перерассеяния позволяет понять не только структуру спектра надпороговой ионизации, но и механизм родственных процессов генерации высоких гармоник и коррелированной двойной ионизации. Так, вернувшийся электрон может рекомбинировать в основное состояние атома, испуская квант большой частоты, кратной частоте внешнего поля (гармонику) [22, 24], или, при наличии в момент возврата достаточной энергии, выбить из родительского иона еще один электрон [22]. В частности, большим успехом полуклассической модели стало объяснение наличия верхней границы спектра гармоник [24]. В настоящее время полу классическая модель получила широкое распространение в силу своей простоты и той неоценимой помощи, которую она оказала в понимании физической картины явления.
Альтернативный квантовый подход к теории надпороговой ионизации дает модель Келдыша [1, 25, 26]. В зарубежной литературе эту модель часто называют приближением сильного поля или моделью Келдыша-Файсала-Риса, см. работы [27, 28]. В модели Келдыша амплитуда вероятности ионизации вычисляется как матричный элемент оператора возмущения между связанным атомным состоянием и волковской волной [29, 30]. Поскольку в волковских состояниях влияние лазерного поля на движение свободного электрона учтено точно, модель описывает процесс ионизации вне рамок теории возмущений. С другой стороны, волковские состояния не учитывают взаимодействие электрона с атомным остатком, и поэтому акт ионизации выглядит как «прямой» переход в континуум. Отметим, что этот существенно квантовый подход к описанию надпороговой ионизации позволяет, в частности, рассчитать интерференционную структуру электронных распределений, что невозможно сделать при помощи полуклассической модели, так как последняя не учитывает фазовые свойства амплитуд перехода. Построенная таким образом теория воспроизводит основные свойства начального участка экспериментально наблюдаемого спектра надпороговой ионизации атомов, но не приводит к появлению высокоэнергетического плато.
Существование плато и его характеристики получили свое объяснение в рамках модифицированной (обобщенной) модели Келдыша, впервые рассмотренной в работах [31−33]. В обобщенной модели Келдыша подход с волковскими состояниями был модифицирован таким образом, чтобы учесть взаимодействие оказавшегося в континууме электрона с атомным остатком. Для этого волновой пакет ионизованного электрона, вычисленный в приближении прямого перехода в континуум, принимается за нулевое приближение, и в первом порядке теории возмущений по потенциалу атомного остатка рассчитывается рассеяние пакета родительским ионом [3335]. В таких расчетах амплитуда вероятности прямой ионизации входит в составной матричный элемент процесса перерассеяния.
Если атом моделируется потенциалом нулевого радиуса, амплитуду прямой ионизации можно выразить через обобщенную функцию Бесселя, которая представляет собой бесконечный ряд из произведений двух обычных функций Бесселя [36, 37]. Обобщенные функции Бесселя достаточно просто табулируются, однако они неудобны для проведения качественного анализа спектра при различных параметрах лазерного поля и атома и тем более неудобны в расчетах процессов перерассеяния.
В связи с этим большой интерес представляют приближенные аналитические формулы, которые дают наглядное представление о зависимости спектров фотоионизации от лазер — атомных параметров. Такого рода формулы были получены уже в основополагающих работах [1, 25, 26] путем вычисления амплитуды перехода методом перевала. Впоследствии эти результаты неоднократно использовались и уточнялись [38−40]. Однако во всех этих работах показатель экспоненты в точке перевала раскладывался в ряд по отклонению энергии электрона от положения максимума распределения. Такое разложение не имеет прямого отношения к методу перевала и существенно ограничивает область применимости полученных результатов. В линейно поляризованном поле максимум спектра приходится на энергию 8 = 0 и, соответственно, полученные с использованием разложения по энергии распределения описывают лишь начальный участок спектра, не охватывая всю область энергий с доминирующим вкладом прямой ионизации.
Между тем, распределения фотоэлектронов, рассчитанные методом перевала без упомянутых выше разложений [41, 42], хорошо согласуются по всему спектру прямой ионизации с результатами расчетов другими методами [34, 43], с экспериментальными данными по фотоионизации отрицательных ионов [44] и, как отмечалось выше, воспроизводят основные свойства спектра прямой надпороговой ионизации нейтральных атомов интенсивным излучением оптического диапазона. В методе перевала амплитуда ионизации определяется стандартной формулой, в которую нужно еще подставить явный вид действия, вычисленного в комплексной точке перевала. В работах [41, 42] возникающие выражения табулировались для конкретного набора параметров задачи, и соответствующие распределения анализировались в графическом или числовом виде. Аналитические формулы для импульсного распределения обсуждаются в работе [45]. Однако в этой работе не была учтена интерференция, и рассматривалось единственное направление вылета электрона вдоль поляризации поля. Поэтому представляется интересным провести подробное аналитическое исследование спектрально-углового распределения фотоэлектронов с учетом интерференции в широком диапазоне энергий и углов вылета. Такого рода исследование выполнено в настоящей работе.
Существенная часть настоящей диссертации посвящена изучению процесса надпороговой ионизации в эллиптически поляризованном лазерном поле. Интерес к поляризационным зависимостям при исследовании фотоионизации и, более широко, взаимодействия излучения с веществом, обусловлен следующими причинами. Во-первых, рассмотрение эволюции распределений с изменением эллиптичности дает дополнительную информацию об исследуемом эффекте — фактически увеличивается размерность изучаемых распределений. Во-вторых, динамика электрона в эллиптически поляризованном поле становится более разнообразной, что приводит к возникновению таких деталей и свойств импульсных распределений, которые полностью отсутствовали в случае линейной поляризации. Среди этих особенностей необходимо особо отметить нарушение четырехкратной симметрии импульсных распределений в плоскости поляризации [46−54], а также эллиптический дихроизм (см. работу [55] и ссылки в ней). В свою очередь, появление качественно новых свойств распределений предъявляет повышенные требования к теориям и моделям, претендующим на адекватное описание физического механизма возникающих процессов. Наконец, в отличие от интенсивности, эллиптичность в эксперименте определяется весьма точно и ею достаточно легко управлять.
Впервые прямая ионизация эллиптически поляризованным полем была исследована в рамках модели Келдыша в работе [56], где для вычисления амплитуды перехода был применен метод перевала. В работе [56] были получены аналитические формулы для импульсного распределения фотоэлектронов, пригодные как в туннельном, так и в многофотонном режимах. Возникающий при увеличении эллиптичности эффект вытягивания импульсного распределения в направлении малой оси эллипса поляризации, отмеченный как факт в [56], был позднее детально исследован и описан в условиях туннельного режима [38]. В работе [40] была исследована эволюция спектрально-угловых распределений при изменении эллиптичности от нуля (линейное поле) до единицы (циркулярно поляризованное поле). Однако в работах [56, 38, 40], как и в исследованиях [1, 25, 26], посвященных линейно поляризованному полю, используется квадратичное разложение показателя экспоненты. Поэтому полученные во всех этих работах выражения применимы лишь в окрестности максимума распределения. Кроме того, в работах [56, 38 40] не исследовались интерференционные эффекты в эллиптически поляризованном поле. А именно эффекты такого рода стали с недавних пор доступны экспериментальному наблюдению, см. работу [42].
В рамках модели Келдыша для спектрально-углового распределения прямых электронов была также получена формула в виде бесконечной суммы произведений функций Бесселя [46].
В эксперименте [42] измерялся выход электронов с заданной энергией вдоль направления большой оси при изменении поляризации лазерного излучения от линейной до круговой. Эксперимент ставился для энергий, отвечающих как прямой ионизации, так и ионизации с перерассеянием. Для прямых электронов форма полученного распределения хорошо согласуется с выводами работ [38, 40]: выход электронов падает с ростом эллиптичности вследствие смещения максимума импульсного распределения по направлению к малой оси эллипса поляризации. Падение имеет место вплоть до некоторой эллиптичности, начиная с которой выход электронов растет. i
Рост возникает из-за изотропизации распределений при приближении эллиптичности к единице. По этой причине для круговой поляризации излучения возникает локальный максимум выхода электронов. Кроме того, из результатов работы [42] следует, что при эллиптичности, близкой к нулю, имеется еще один локальный максимум. Его происхождение связано с интерференцией вкладов в амплитуду перехода от двух соседних оптических полупериодов. Это первое экспериментальное наблюдение интерференции в спектрах фотоэлектронов.
Особый интерес представляет вопрос об асимметрии угловых распределений прямой ионизации атомов эллиптически поляризованным полем. Ситуация здесь выглядит следующим образом. Еще в ранней работе [56] было показано, что угловое распределение фотоэлектронов в плоскости поляризации, предсказываемое моделью Келдыша, имеет четырехкратную симметрию эллипса. Иными словами, распределение не изменяется при отражениях относительно главных осей эллипса поляризации. Первый эксперимент по измерению угловых распределений прямых электронов в эллиптическом поле был поставлен только в 1987 г. [46]. В то время наличие четырехкратной симметрии не подвергалось сомнению. Поэтому выход электронов был измерен только в одном квадранте плоскости поляризации. Однако более детальные измерения [47], выполненные вскоре после этого, показали, что симметрия эллипса отсутствует — распределения обладают лишь центральной симметрией. Если рассматривать такое распределение лишь в двух соседних квадрантах, то оно будет состоять из двух асимметричных ветвей. Заметим, что в спектрально-угловых распределениях фотоионизации отрицательных ионов не было обнаружено сколько-нибудь заметной асимметрии (см. работу [57]).
Идея о том, что асимметрия возникает из-за влияния кулоновского поля остаточного иона на движение электрона в континууме, была высказана уже в первой экспериментальной работе [47], обнаружившей эту асимметрию. Аналогичный вывод сделан и в теоретических работах [48−51], посвященных данной проблеме. Однако полученные в этих работах результаты нельзя считать надежными и убедительными, поскольку во всех четырех случаях неизвестен параметр малости, по которому строится учитывающая кулоновское поле приближенная теория. Так, в работах [48−50] вместо волковской волны эмпирически используются кулон-волковские волновые функции, а в работе [51] точная гриновская функция в двух полях (лазерном и кулоновском) заменяется функцией Грина свободного электрона в лазерном поле. Количественное сравнение результатов работ [48−51] с экспериментом не проводилось.
Задолго до появления работ [48−51] влияние кулоновского потенциала атомного остатка на процесс туннелирования было рассмотрено в работе [58]. Полученная в этой работе поправка увеличивает полную вероятность ионизации на несколько порядков величин, но не оказывает влияния на форму импульсного распределения,
Анализ свойств симметрии точной амплитуды фотоионизации атомов [52, 53] и отрицательных ионов [59] показал, что четырехкратная симметрия импульсного распределения в модели Келдыша возникает из-за замены точной волновой функции электрона в обоих полях плоской волковской волной. Учет любого (а не только кулоновского) взаимодействия в континууме разрушает симметрию эллипса. Отсюда вытекает, что угловые распределения в области высокоэнергетического плато, предсказываемые обобщенной моделью Келдыша, должны обладать лишь центральной симметрией, поскольку само плато возникает благодаря взаимодействию ионизованного электрона с атомным остатком. Следовательно, эффект асимметрии импульсных распределений в высокоэнергетической части спектра надпороговой ионизации проявляется в модели короткодействующего потенциала, см. [54, 60]. Работы [54, 60] делают наглядным механизм нарушения симметрии эллипса в терминах т.н. «квантовых орбит». В то же время конкретный механизм нарушения четырехкратной симметрии в распределениях прямых электронов понят значительно хуже.
В 2000 г. группой G.G. Paulus был поставлен уникальный эксперимент, в котором спектрально-угловые распределения фотоэлектронов в эллиптически поляризованном поле измерялись с высоким разрешением [54]. В отличие от эксперимента [47], выполненного в наносекундных импульсах, данные работы [54] были получены для коротких импульсов в 40 фс, когда пондеромоторные силы не искажают спектра. Это позволяет непосредственным образом сравнивать результаты эксперимента с предсказаниями теории. Кроме того, угловые распределения фотоэлектронов в эллиптически поляризованном поле были исследованы не только на начальном участке спектра, но и впервые в области высокоэнергетического плато. Асимметрия угловых распределений была обнаружена как для прямых, так и для перерассеянных электронов. Однако экспериментальные данные были обработаны и сопоставлены с теорией только для электронов с энергиями в области плато, несмотря на то, что эффект асимметрии сильнее выражен в низкоэнергетической части спектра.
Результаты работы [54], относящиеся к прямой ионизации, не анализировались ввиду отсутствия адекватной теоретической модели. Численные расчеты с эллиптическим полем при использовавшихся в эксперименте интенсивностях также не проводились. Таким образом, до настоящего времени проблема нарушения симметрии эллипса в импульсных распределениях прямой ионизации не имела ни надежного количественного описания, ни простой модели, качественно демонстрирующей механизм явления, а имеющиеся экспериментальные данные высокого качества оказались невостребованными. Этот пробел в исследованиях надпороговой ионизации был восполнен с появлением работ, включенных в настоящую диссертацию.
Обратимся теперь к спектрально-угловым распределениям перерассеянных фотоэлектронов в эллиптически поляризованном поле. Физическая картина перерассеяния, описанная выше в рамках полуклассического подхода, присуща и модифицированной модели Келдыша. Это следует из структуры квантовой амплитуды перехода, записанной в координатном представлении [61]. Действительно, амплитуда перерассеяния в обобщенной модели Келдыша имеет вид пятикратного интеграла, который обычно вычисляется методом перевала. Возникающие при этом уравнения для стационарных точек совпадают с кинематическими соотношениями полу классической модели [33, 61]. Более того, в работе [35] было показано, что в случае линейно поляризованного поля результат полуклассической модели может быть получен из распределения, вычисленного в рамках обобщенной модели Келдыша. В настоящей работе мы продемонстрируем это и при ненулевой эллиптичности, когда ионизованный электрон не возвращается к родительскому иону. Тем самым будет показано, что области применимости полуклассической модели и квантового расчета методом перевала, предполагающего наличие изолированных стационарных точек, совпадают. В том случае, когда энергия электрона близка к верхней границе плато, стационарные точки сближаются и вычислительная процедура должна быть модифицирована [35, 62].
В работе [63] впервые была теоретически сформулирована, а также проверена экспериментально идея о том, что процессы, обусловленные перерассеянием, подавляются с увеличением эллиптичности лазерного поля. Тем самым подтверждено единство механизмов всех трех процессов (упругое рассеяние, генерация высоких гармоник, коррелированная двойная ионизация), включенных в полуклассическую модель. Подавление вероятности обусловлено поперечным дрейфом ионизованного электрона, который имеет место при отличной от нуля эллиптичности.
В работе [64] на основе обобщенной модели Келдыша был рассчитан энергетический спектр электронов, перерассеянных вдоль большой оси эллипса поляризации при различных значениях эллиптичности. Показано, что с ростом эллиптичности лазерного поля (фактически при ^>0.5) плато исчезает и спектр становится монотонно убывающим.
Количество экспериментальных работ, посвященных исследованию импульсных распределений надпороговой ионизации в эллиптически поляризованном поле, включая и область плато энергетического спектра, пока невелико [42], [54]. Измеренный в [42] выход перерассеянных электронов монотонно убывает с ростом эллиптичности от своего максимального значения для линейной поляризации, что согласуется с выводами работы [64]. Из результатов работы [54] следует, что угловое распределение фотоэлектронов при фиксированной энергии в области плато состоит из двух разновысоких максимумов, разделенных отчетливым минимумом. Двумерное спектрально-угловое распределение выглядит при этом как два почти параллельных хребта. Такая структура распределений не наблюдалась для ионизации линейно поляризованным полем.
Данные эксперимента [54] явились пробным камнем для существующих теоретических подходов. Эти результаты были проанализированы и сопоставлены с расчетами согласно обобщенной модели Келдыша [54], причем взаимодействие электрона с ионом моделировалось потенциалом нулевого радиуса. Распределения, обладающие сходством с экспериментальными данными, были получены при больших значениях эллиптичности и интенсивности, чем те, которые реально использовались в эксперименте. В работе [54] происхождение двугорбой структуры распределений было объяснено интерференцией амплитуд прямой ионизации и ионизации с перерассеянием.
Недавно спектрально-угловые распределения электронов на плато были вычислены путем решения уравнения Шредингера для электрона, взаимодействующего с эллиптически поляризованным лазерным полем и потенциалом нулевого радиуса, методом комплексных квазиэнергетических состояний [65]. Предварительные результаты расчетов в условиях эксперимента находятся в хорошем согласии с измерениями [54]. Однако, в технике вычислений, применявшейся в работе [65], очень трудно распознать картину перерассеяния. Причины расхождений между двумя расчетами [54] и [65], в которых использовался один и тот же потенциал нулевого радиуса, остаются невыясненными и требуют дополнительных исследований.
Изложенное выше позволяет сделать вывод о том, что существует насущная потребность в более детальном теоретическом исследовании спектрально-угловых распределений электронов в высокоэнергетической части спектра надпороговой ионизации эллиптически поляризованным полем. Такое исследование выполнено в настоящей диссертационной работе. При этом мы рассмотрим влияние формы потенциала электрон-ионного взаимодействия на угловые распределения в области плато и исследуем эволюцию этих распределений с изменением эллиптичности.
Цели диссертационной работы:
• Разработать аналитическое описание спектра прямой надпороговой ионизации атомов в линейно поляризованном поле, не прибегая к разложению по малой величине конечной энергии электрона.
• Сформулировать физическую модель надпороговой ионизации атомов сильным эллиптически поляризованным полем, проясняющую механизм нарушения симметрии в импульсных распределениях фотоэлектронов. Применить разработанную модель для описания имеющихся экспериментальных данных.
• Исследовать угловые распределения электронов в высокоэнергетической части спектра фотоионизации полем интенсивного эллиптически поляризованного лазерного излучения.
Научная новизна результатов работы:
Методом перевала получены приближенные аналитические формулы модели Келдыша для импульсного распределения фотоэлектронов прямой надпороговой ионизации сильным линейно поляризованным лазерным полем, пригодные в широком диапазоне энергий электрона и напряженностей поля. Найдено значение энергии, в окрестности которой изменяется характер убывания энергетического спектра. В туннельном режиме найдены асимптотические разложения общих формул, исследована их точность, сформулированы условия применимости.
Предложена полуклассическая модель надпороговой ионизации атомов сильным эллиптически поляризованным полем (модель кулоновского торможения), которая вскрывает механизм нарушения симметрии эллипса в угловых распределениях фотоэлектронов. Обнаружено, что потеря симметрии эллипса происходит за счет однократного действия кулоновской силы на начальном участке траектории электрона, сразу после выхода из-под барьера. Показано, что не следует ожидать значительного эффекта нарушения симметрии в случае ионизации из короткодействующего потенциала.
Разработана методика расчета для обобщенной модели Келдыша с эллиптически поляризованным полем, позволяющая получить замкнутые выражения для распределений перерассеянных электронов и интерпретировать их в терминах взаимодействия расплывающегося волнового пакета с родительским ионом. Рассчитаны интерференционная структура спектра и степень асимметрии угловых распределений в зависимости от эллиптичности и других параметров лазер — атомного взаимодействия. Найдено значение эллиптичности, начиная с которого имеет место существенное отличие распределений от случая линейно поляризованного поля. Впервые исследовано влияние формы потенциала электрон-ионного взаимодействия на угловые распределения электронов, испытавших перерассеяние. Показано, что взаимодействие, моделируемое экранированным кулоновским потенциалом, приводит к существенно большей асимметрии угловых распределений, чем взаимодействие, моделируемое потенциалом нулевого радиуса.
Научная и практическая ценность работы. Полученные в работе формулы для импульсного распределения прямой ионизации линейно поляризованным полем могут быть использованы при описании эффектов генерации высоких гармоник лазерной частоты и коррелированной двойной ионизации.
Впервые выяснен механизм нарушения четырехкратной симметрии в импульсных распределениях прямой надпороговой ионизации атомов эллиптически поляризованным лазерным излучением. Результаты расчетов демонстрируют хорошее качественное согласие с данными эксперимента. Разработанная модель кулоновского торможения может быть обобщена на многочастичные системы, такие как молекулы или кластеры.
Результаты расчета спектрально-угловых распределений фотоэлектронов в области высокоэнергетического плато надпороговой ионизации сильным эллиптически поляризованным полем качественно согласуются с экспериментальными данными. Выполненные в работе вычисления открывают возможность для альтернативного, не связанного с интерференцией между прямыми и перерассеянными электронами, объяснения результатов эксперимента.
Публикации. По теме диссертации опубликовано 17 печатных работ [66−82].
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и списка литературы на 93 наименования. В работе приведено 24 рисунка. Общий объем диссертации составляет 115 страниц.
Основные результаты, полученные в диссертационной работе, сводятся к следующему:
— В приближении Келдыша методом перевала получены относительно простые замкнутые аналитические выражения для спектрально-углового распределения вероятности ионизации сильным, линейно поляризованным лазерным полем, применимые при произвольных значениях энергии электрона и параметра адиабатичности. В области малых энергий полученные формулы переходят в ранее известные результаты.
— Разработана простая полуклассическая модель нарушения четырехкратной симметрии в угловых распределениях прямой надпороговой ионизации атомов в эллиптически поляризованном полемодель кулоновского торможения. Обнаружено, что потеря симметрии эллипса вызвана малой по величине кулоновской силой, тормозящей ионизованный электрон в окрестности классической точки поворота, сразу после выхода из-под барьера. При промежуточных эллиптичностях результаты расчетов согласно модели кулоновского торможения находятся в хорошем качественном согласии с данными эксперимента.
— В туннельном режиме обобщенной модели Келдыша рассчитаны спектрально-угловые распределения фотоэлектронов на высокоэнергетическом плато надпороговой ионизации сильным эллиптически поляризованным лазерным полем. Найдено, что при фиксированной энергии и эллиптичности угловое распределение состоит из двух максимумов различной высоты, разделенных отчетливым минимумом. Это качественно согласуется с экспериментальными данными. Выполненные расчеты открывают возможность для альтернативного, не связанного с интерференцией между прямыми и перерассеянными электронами, объяснения результатов эксперимента. Показано, что взаимодействие электрона с ионом, моделируемое экранированным кулоновским потенциалом приводит к существенно большей асимметрии угловых распределений, чем взаимодействие, моделируемое потенциалом нулевого радиуса.
Автор выражает глубокую признательность и благодарность своему научному руководителю, профессору Сергею Павловичу Гореславскому за постоянное внимание и неоценимую помощь в работе над диссертацией, полезные советы и замечания при ее написании. Отдельную благодарность автор выражает доценту Сергею Васильевичу Попруженко, в тесном сотрудничестве с которым были получены некоторые из представленных результатов.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
