Јонизација

Прва енергија јонизације неутралних атома.

Скица јонизацијске коморе.

Јонизацијска комора у дозиметру.

Гајгеров бројач.

Шематски приказ маглене коморе. Наглим помицањем клипа према доље, незасићена водена пара у комори постаје засићена, јер долази до наглог хлађења паре, а кондензација се у облику низа малих капљица догађа око јона које је начинио пролаз набијене честице.

Маглена комора с видљивим траговима јонизирајућег зрачења (кратки дебели трагови су алфа-честице, а дуги и танки трагови су бета-честице).

Комора са мехурићима.

Јонизација је процес у којем атом губи валентни електрон из своје последње електронске љуске. Пошто атом губи електрон, постаје позитивни јон (јер сад има више протона од електрона). Електрон који се ослободио из посљедње љуске се зове слободни електрон. Када слободни електрон изгуби део енергије и дође у спољну електронску љуску неутралног атома, атом постаје електрично негативно набијен (јер сад има више електрона од протона) и постаје негативни јон. Као примјер, ознака за позитивни јон водоника је H⁺, а за негативни јон водоника H^-. протонс, антипротонс анд ионс,

Јонизација је настајање наелектрисаних честица, јона, из неутралних атома или молекула. Јонизацију може изазвати друга електрично набијена честица (јон, електрон, позитрон, мезон, протон, алфа-честица, деутерон) која се креће кроз гасовиту, течну или чврсту материју, ако је кинетичка енергија честице довољно велика да у судару с неутралним атомима или молекулама избаци из њих електроне. Најмања за то потребна енергија је енергија јонизације (јонизацијски потенцијал), то јест енергија која је довољна да изоловани атом или молекул у гасовитом стању изгубе један електрон, при чему настаје јонски пар: позитивно набијени јон и избачени електрон. Енергија јонизације мера је способности неког хемијског елемента да улази у хемијске реакције уз стварање јона. Прва енергија јонизације односи се на губитак најслабије везаног електрона у неутралном атому, друга, већа енергија јонизације односи се на јонизацију тако насталог катјона и тако даље. Укупан број јонских парова насталих на јединици дужине уздуж пута честице назива се јонизацијска густина (специфична јонизација) и мери се најчешће у односу према јонизацијској густини у ваздуху. Она зависи од енергије, масе и набоја честице, за разлику од тоталне јонизације, то јест укупнога броја јонских парова насталих уздуж целе стазе честице, који зависи углавном само од енергије с којом је честица ушла у материју. Атоми или молекули могу јонизацијом да изгубе по један електрон или више њих, а избачени електрон може кратко време да остане слободан, може се везати уз неки неутрални атом или молекул и тако створити негативно набијен јон, или се пак спојити с неким позитивно набијеним јоном. Просечни пут који ослобођени електрон пређе пре него што се споји с другом честицом назива се средњи слободни пут и зависи углавном о притиска гаса и ступњу јонизације, то јест од односа између броја насталих јона и преосталих неутралних атома, односно молекула. Крећући се кроз средство, честица која узрокује јонизацију поступно губи енергију и коначно се може зауставити. У ваздуху при температури од 15 °C и притиску од 101 325 Pa утрошак енергије по настајању једног јонског пара износи око 32,5 eV и не зависи од узрочника јонизације.

Уз примарну јонизацију, коју директно узрокује честица, догађа се и секундарна јонизација, то јест процес настајања јона деловањем електрона и јона који су настали примарном јонизацијом, ако су приликом свог постанка добили довољно велику енергију. Неутралне честице, на пример неутрон или неутрални мезон, могу да узрокују само секундарну јонизацију, предајући или сву своју енергију или само њен део некој електрично набијеној честици, на пример протону.

Енергија јонизације

Енергија јонизације или јонизацијска енергија је енергија нужна да атом или молекула у гасовитом стању изгуби један електрон. Граф приказује колико она износи за неутралне атоме и може се уочити да се углавном најтеже бивају јонизовани племенити плинови. Међутим неки се молекули теже јонизирају него хелијум, на пример јонизацијска енергија кисеоника O₂ износи 50 eV, озона O₃ 11,7 eV, воде H₂O 12,6 eV. Избачени електрон може на кратко време остати слободан, може се везати уз неки неутрални атом или молекул и тако створити негативно набијен јон, или се спојити с неким позитивно набијеним јоном. Колико дуго ће електрон бити слободан зависи углавном од притиска гаса, темпераратуре и ступња јонизације, то јест од броја насталих јона и преосталих неутралних атома. Честица која узрокује јонизацију поступно, сваким сударом, губи кинетичку енергију. Секундарна јонизација је процес настајања јона деловањем електрона и јона који су настали примарном јонизацијом, ако су они приликом свог постанка добили довољно велику кинетичку енергију.

Узроци јонизације

Јонизацију може узроковати електромагнетно или честично зрачење довољно велике енергије (ултраљубичасто, рендгенско, гама-зрачење), било фотоелектричним учинком, тако да један од везаних електрона у атому преузме сву енергију кванта зрачења, било Комптоновим учинком, када електрон преузме само део те енергије. Јонизацију узрокује и јонизирајуће зрачење (радиоактивно зрачење).

Јонизацију може изазвати трење змеђу слојева материје. Тако настаје електрични набој облака.

Електричне варнице у гасовима такође се своде на јонизацију. Ако нема деловања електричног поља, јони створени у неком гасу брзо се рекомбинирају и гас се поновно враћа у неутрално стање. Међутим, ако се гас налази у електричном пољу, настали се јони крећу према електродама, и то негативно набијени према аноди, а позитивно набијени према катоди. На тај начин настаје струја јонизације. При малим притисцима и у довољно јаком електричном пољу настаје електрични избој. Због деловања поља тако створени јони, крећући се према електродама, добивају довољну енергију, па и они јонизују друге атоме и молекуле. Та се појава назива каскадни процес и узрок је јонизације већега дела гаса, што се очитује свјетлосним појавама, као у Круксовој цеви (Вилијам Крукс), а уз повећање притиска и напона, избијањем електричних искара или стварањем електричног лука.

Јони могу настати и због топлотног кретања атома и молекула при високим температурама, на пример у пламену. Тада атоми и молекули имају довољну кинетичку енергију да у међусобним сударима једни друге јонизују. При високој температури (10 000 К) настаје плазма, електрично проводна гасна смјеша која садржи знатну концентрацију катјона и електрона. Код врло високих температура, на пример код јаких електричних пражњења, стварају се двоструко или вишеструко јонизовани атоми и природна плазма. На екстремно високим температурама, као у унутрашњости звеезда, атоми могу изгубити све електроне. I део Земљине атмосфере (јоносфера) јонизован је због сталне апсорпције козмичког зрачења из свемира и Сунчевог ултраљубичастог зрачења.

Јонизација се одвија и у води и другим растварачима када се у њима растварају и с њима реагују такозвани потенцијални електролити, који се пре електролитске дисоцијације не састоје од јона. Тако на пример гас хлороводоник (HCl) у реакцији с водом даје хидронијум јон (H₃O⁺) и јон хлора (Cl^–).

Јонизација ваздуха

Због велике густине, електрицитет настоји да напусти електрични проводник на шиљцима. То се види на пример у експерименту када се стави на куглицу електроскопа шиљак и када се наелектрише. Може се видети да се листићи електроскопа брзо склапају. Узрок томе је јонизација ваздуха. Због велике закривљености шиљка готово се сав електрицитет скупља на врху, те у околини шиљка влада јако електрично поље. Како у ваздуху увек има позитивних и негативних честица, то јест јона, шиљак ће привлачити јоне супротног предзнака, те због постепене неутрализације настаје губитак електричног набоја. Јони, које је при том привукао шиљак, добивају велику брзину и сударају се на путу с неутралним молекулима ваздуха. Последица тих судара је настајање нових јона. Настајање јона због њиховог судара с неутралним молекулама ваздуха зове се јонизација сударом.

Мерни инструменти

На начелу јонизације заснивају се многи мерни инструменти у физици и хемији. Најпознатији су јонизацијска комора, Гајгер-Милерово бројило, Вилсонова комора, различити спектрометријски инструменти.

Јонизацијска комора

Главни чланак: Јонизацијска комора

Јонизацијска комора је уређај за проучавање јонизације гасова, откривање (детекцију) и мерење интензитета јонизирајућег зрачења. Главни су јој делови затворена цилиндрична комора, у којој се налази гас под одређеним притиском, и две електроде с различитим потенцијалима. То је један од првих детекора јонизирајућег зрачења чије се начело детекције заснива на сабирању јонских парова који настају у гасу у електричном пољу коморе. Проласком фотона или неке набијене честице довољне енергије кроз комору, јонизирају се или побуђују молекули гаса уздуж стазе честице. Јонизацијом неутралног молекула настају позитивни јон и слободни електрон, који се називају јонским паром. Из насталих јонских парова ствара се струјни сигнал, који се даље може обликовати и појачавати у излазни сигнал, сразмеран интензитету (броју честица и енергији) упадног зрачења. Јонски парови настају директним јонизирањем, али су могући и други процеси којима упадно зрачење губи енергију без стварања јона (процеси побуђивања молекула).

Гајгер-Милерово бројило

Главни чланак: Гајгеров бројач

Гајгер-Милеров бројач је направа за детекцију јонизирајућег зрачења, односно бројење проласка јонизирајућих честица или фотона. Најчешћа је изведба бројила у облику металне цеви или стаклене цеви с металном облогом, која уједно има улогу катоде. Анода је танка метална жица која пролази кроз осу цеви. Електроде су спојене на високи напон, а цев је испуњена смесом племенитог гаса (на пример аргона или неона). У тренутку када јонизирајућа честица или фотон у пролазу кроз бројило јонизује гас, продукти јонизације (позитивни јони и електрони) раздвајају се под деловањем електричног поља. Јони се убрзано крећу према катоди, а електрони према аноди и притом у гасу узрокују даљњу, лавинску јонизацију. Тиме се накратко затвара струјно коло и на отпорнику у вањскоме делу круга настаје напонски импулс. Ти се импулси одбројавају у електронском бројилу, које често има и мали звучник за звучну индикацију зрачења. У такозваном мртвом времену, док је гас јонизован, бројило не може да индицира ново зрачење. Стога се за прекидање (гашење) даљње јонизације и сталног избоја у цев додају и мале количине других гасова или пара. Важно својство бројила је делотворност, то јест однос броја индицираних и улазних честица или фотона. Гајгер-Милерово бројило може служити и за детекцију неутрона, премда они, електрички неутрални, не узрокују јонизацију. Међутим, неутрони могу узроковати секундарну јонизацију, и то ослобађањем алфа-честица у нуклеарној реакцији с елементом бором, па у ту сврху цев бројача треба да садржи гасовити бор трифлуорид.

Вилсонова комора

Главни чланак: Маглена комора

Вилсонова комора (по шкотском физичару Чарлс Томсон Рис Вилсону), први уређај којим се могла регистровати стаза набијених честица, посебно алфа-честица и електрона емитованих из радиоактивних материјала. У основи је то посуда испуњена смесом ваздуха и водене паре, у којој се брзим повећањем њене запремине помоћу покретне мембране и клипа, због пада притиска и температуре, постиже презасићеност ваздуха воденом паром, при чему долази до кондензације водене паре дуж стазе набијене честице. Проласком кроз комору, набијена честица изазива јонизацију молекула ваздуха, који тако постају средишта кондензације. На том основном начелу развијена је маглена комора (Патрик Блекет) и комора са мехурићима (Доналд А. Глејзер).

Здравље

Главни чланак: Мерне јединице јонизирајућег зрачења

Јонизирајућим зрачењем јонизује се и ткиво, пре свега вода као главни састојак ткива, при чему настају хемијски врло реактивни радикали, који узрокују озбиљна биолошка оштећења организма.

Употребе

Свакодневни примери јонизације гаса јављају се унутар флуоресцентне лампе или других сијалица са електричним пражњењем. Такође се користи у детекторима зрачења као што су Гајгер-Милеров бројач или јонизациона комора. Процес јонизације се широко користи у различитој опреми у фундаменталној науци (нпр. масена спектрометрија) и у медицинском третману (нпр. терапија зрачењем). Такође се широко користи за пречишћавање ваздуха, иако су студије показале штетне ефекте ове примене.

Производња јона

Ефекат лавине у електричном пољу створеном између две електроде. Првобитни догађај јонизације ослобађа један електрон, а сваки следећи судар ослобађа још један електрон, тако да из сваког судара излазе два електрона: јонизујући електрон и ослобођени електрон.

Негативно наелектрисани јони настају када се слободни електрон судари са атомом и затим бива заробљен унутар електричне потенцијалне баријере, ослобађајући вишак енергије. Процес је познат као јонизација хватања електрона.

Позитивно наелектрисани јони настају преношењем одређене количине енергије везаном електрону у судару са наелектрисаним честицама (нпр. јони, електрони или позитрони) или са фотонима. Гранична количина потребне енергије позната је као јонизациони потенцијал. Проучавање оваквих судара је од фундаменталног значаја за проблем малог броја тела, који је један од главних нерешених проблема у физици. Кинематички потпуни експерименти, тј. експерименти у којима се одређује комплетан вектор момента свих фрагмената судара (расути пројектил, повратни циљни јон и избачени електрон), допринели су великом напретку у теоријском разумевању проблема неколико-тела последњих година.

Адијабатска јонизација

Адијабатска јонизација је облик јонизације у којој се електрон уклања или додаје атому или молекулу у његовом најнижем енергетском стању да би се формирао јон у најнижем енергетском стању.

Таунсендово пражњење је добар пример стварања позитивних јона и слободних електрона услед утицаја јона. То је каскадна реакција која укључује електроне у региону са довољно високим електричним пољем у гасовитом медијуму који се може јонизовати, као што је ваздух. Након првобитног догађаја јонизације, услед јонизујућег зрачења, позитивни јон се помера ка катоди, док се слободни електрон помера ка аноди уређаја. Ако је електрично поље довољно јако, слободни електрон добија довољно енергије да ослободи још један електрон када се следећи судари са другим молекулом. Два слободна електрона затим путују ка аноди и добијају довољно енергије од електричног поља да изазову ударну јонизацију када дође до следећих судара; и тако даље. Ово је ефективно ланчана реакција генерисања електрона и зависи од тога да ли слободни електрони добију довољну енергију између судара да одрже лавину.

Ефикасност јонизације је однос броја формираних јона и броја употребљених електрона или фотона.

Полукласични опис јонизације

Класична физика и Боров модел атома могу квалитативно да објасне фотојонизацију и јонизацију посредовану сударом. У овим случајевима, током процеса јонизације, енергија електрона премашује енергетску разлику потенцијалне баријере коју покушава да прође. Класични опис, међутим, не може да опише тунелску јонизацију јер процес укључује пролазак електрона кроз класично забрањену потенцијалну баријеру.

Квантномеханички опис јонизације

Интеракција атома и молекула са довољно јаким ласерским импулсима или са другим наелектрисаним честицама доводи до јонизације уз формирање једноструко или вишеструко наелектрисаних јона. Брзина јонизације, односно вероватноћа јонизације у јединици времена, може се израчунати помоћу квантне механике. (Доступне су и класичне методе, као што је Монте Карло метода класичне путање (ЦТМЦ), али она није опште прихваћена и често је критикована од стране заједнице.) Постоје две квантно механичке методе, пертурбативне и непертурбативне методе као што су временски зависне методе спрегнутог канала или временски независне методе блиског спрезања где је таласна функција проширена у коначном базном скупу. Доступне су бројне опције, нпр. Б-сплајнски или пакети Кулоновог таласа. Друга непертурбативна метода је да се одговарајућа Шредингерова једначина реши потпуно нумерички на решетки.

Генерално, аналитичка решења нису доступна, а апроксимације потребне за управљиве нумеричке прорачуне не дају довољно тачне резултате. Међутим, када је интензитет ласера довољно висок, детаљна структура атома или молекула се може занемарити и могуће је аналитичко решење за брзину јонизације.

Тунелска јонизација

Комбиновани потенцијал атома и униформног ласерског поља. На растојањима р < р₀ потенцијал ласера се може занемарити, док је на растојањима са р > р₀ Кулонов потенцијал занемарљив у поређењу са потенцијалом ласерског поља. Електрон излази испод баријере на р = Р_ц. Е_и је јонизациони потенцијал атома.

Тунелска јонизација је јонизација услед квантног тунелисања. У класичној јонизацији, електрон мора имати довољно енергије да пређе потенцијалну баријеру, али квантно тунелисање омогућава електрону да једноставно прође кроз потенцијалну баријеру уместо да иде скроз преко ње због таласне природе електрона. Вероватноћа тунелисања електрона кроз баријеру опада експоненцијално са ширином потенцијалне баријере. Према томе, електрон са већом енергијом може да се попне даље до потенцијалне баријере, остављајући много тању баријеру за пролаз кроз тунел и самим тим већу шансу за то. У пракси, тунелска јонизација је видљива када атом или молекул ступа у интеракцију са инфрацрвеним јаким ласерским импулсима. Овај процес се може схватити као процес којим се ограничени електрон, кроз апсорпцију више од једног фотона из ласерског поља, јонизује. Ова слика је опште позната као вишефотонска јонизација (МПИ).

Келдиш је моделовао МПИ процес као прелаз електрона из основног стања атома у стања Волкова. У овом моделу се занемарује пертурбација основног стања ласерским пољем и детаљи атомске структуре при одређивању вероватноће јонизације се не узимају у обзир. Највећа потешкоћа са Келдишовим моделом била је занемаривање ефеката Кулонове интеракције на коначно стање електрона. Као што се види са слике, Кулоново поље није мало у поређењу са потенцијалом ласера на већим растојањима од језгра. Ово је у супротности са апроксимацијом која је направљена занемаривањем потенцијала ласера у регионима близу језгра. Переломов и др. су укључили Кулонову интеракцију на већим међунуклеарним растојањима. Њихов модел (који зовемо ППТ модел) изведен је за потенцијал кратког домета и укључује ефекат Кулонове интеракције дугог домета кроз корекцију првог реда у квази-класичној акцији. Ларочел ет ал. су упоредили теоретски предвиђене криве јона у односу на интензитет атома ретких гасова који су у интеракцији са Ти:Сафир ласером са експерименталним мерењем. Они су показали да се укупна брзина јонизације предвиђена ППТ моделом веома добро уклапа у експерименталне приносе јона за све ретке гасове у средњем режиму Келдишевог параметра.

Брзина МПИ на атому са јонизационим потенцијалом $E_{i}$ у линеарно поларизованом ласеру са фреквенцијом $\omega$ је дата изразом

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

где је

• $\gamma ={\frac {\omega {\sqrt {2E_{i}}}}{F}}$ је Келдишов параметар,
• $n^{*}={\frac {\sqrt {2E_{i}}}{Z^{2}}}$,
• $F$ је максимално електрично поље ласера и
• $l^{*}=n^{*}-1$.

Тхе цоеффициентс $f_{lm}$, $g(\gamma )$ анд $C_{n^{*}l^{*}}$ аре гивен бy

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

Коефицијент $A_{m}(\omega ,\gamma )$ је дат са

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

где је

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

Квазистатичка тунелска јонизација

Квазистатичко тунелисање (QСТ) је јонизација чија се брзина може на задовољавајући начин предвидети АДК моделом, тј. граница ППТ модела када се $\gamma$ приближи нули. Стопа QСТ-а је дата са

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

У поређењу са $W_{PPT}$, одсуство сумирања преко н, који представљају различите врхове јонизације изнад прага (АТИ), је изузетно.

Апроксимација јаког поља за брзину јонизације

Прорачун ППТ-а се врши у Е-мерачу, што значи да се ласерско поље узима као електромагнетни таласи. Брзина јонизације се такође може израчунати у А-мерачу, који наглашава природу честица светлости (апсорбујући више фотона током јонизације). Овај приступ је усвојио Крајинов модел заснован на ранијим радовима Фајисала и Реиса. Добијена стопа је дата са

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

где је:

• $n_{i}=E_{i}/\omega ,$
• $n_{\mathrm {osc} }=U_{p}/\omega$ при чему је $U_{p}$ пондеромотивна енергија,
• $N=[n_{i}+n_{\mathrm {osc} }]$ је минимални број фотона неопходан за јонизацију атома,
• $J_{n}(u,v)$ је двострука Беселова функција,
• $p={\sqrt {2\omega (n-n_{\mathrm {osc} }-n_{i})}},$
• ${\textstyle n_{f}=2{\sqrt {n_{\mathrm {osc} }/\omega }}p\cos(\theta )}$ са $\theta$ угао између момента електрона, п', и електричног поља ласера, Ф,
• ФТ је тродимензионална Фуријеова трансформација, и
• $I_{KAR}=\left({\frac {2Z^{2}}{n^{2}Fr}}\right)^{n}$ укључује Кулонову корекцију у СФА модел.

Популациона замка

При израчунавању брзине МПИ атома узимају се у обзир само прелази у континуална стања. Таква апроксимација је прихватљива све док не постоји вишефотонска резонанција између основног стања и неких побуђених стања. Међутим, у реалној ситуацији интеракције са импулсним ласерима, током еволуције интензитета ласера, услед различитог Старковог померања основног и побуђеног стања постоји могућност да неко побуђено стање пређе у вишефотонску резонанцу са основним стањем. Унутар слике обученог атома, основно стање обучено од $m$ фотона и резонантно стање пролазе кроз избегнуто укрштање при интензитету резонанције $I_{r}$. Минимална удаљеност, $V_{m}$, на избегнутом прелазу је пропорционална генерализованој Рабијевој фреквенцији, $\Gamma (t)=\Gamma _{m}I(t)^{m/2}$ упаривања два стања. Према Стори ет ал.,, вероватноћа да ће остати у основном стању, $P_{g}$, је дата са

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

где је $W$ временски зависна разлика у енергији између два обучена стања. У интеракцији са кратким импулсом, ако се динамичка резонанца постигне у растућем или опадајућем делу импулса, популација практично остаје у основном стању и ефекат вишефотонских резонанција се може занемарити. Међутим, ако стања пређу у резонанцију на врхунцу пулса, где је $\mathrm {d} W/\mathrm {d} t=0$, онда је побуђено стање попуњено. Пошто је потенцијал јонизације побуђеног стања мали, након заузимања, очекује се да ће електрон бити тренутно јонизован.

Де Бор и Милер су 1992. године показали да атоми Xе подвргнути кратким ласерским импулсима могу да преживе у високо побуђеним стањима 4ф, 5ф и 6ф. Веровало се да су ова стања побуђена динамичким Старковим померањем нивоа у вишефотонску резонанцу са пољем током растућег дела ласерског импулса. Накнадна еволуција ласерског импулса није у потпуности јонизовала ова стања, остављајући иза себе неке високо побуђене атоме. Ову појаву се назива „популациона замка”.

Шематски приказ хватања популације ламбда типа. Г је основно стање атома. 1 и 2 су два дегенерисана побуђена стања. Након што се популација пренесе у стања због мултифотонске резонанције, ова стања се спајају кроз континуум ц и популација је заробљена у суперпозицији ових стања.

Поменут је теоријски прорачун да се непотпуна јонизација дешава кад год постоји паралелна резонантна побуда у заједнички ниво са јонизационим губитком. Разматрамо стање као што је 6ф код Xе које се састоји од 7 квази-дегнерираних нивоа у опсегу ласерског пропусног опсега. Ови нивои заједно са континуумом чине ламбда систем. Механизам хватања ламбда типа је шематски приказан на слици. У растућем делу импулса (а) побуђено стање (са два дегенерисана нивоа 1 и 2) није у вишефотонској резонанцији са основним стањем. Електрон се јонизује кроз вишефотонско спрезање са континуумом. Како се интензитет импулса повећава, побуђено стање и континуум се померају у енергији због Старковог померања. На врхунцу пулса (б) побуђена стања прелазе у вишефотонску резонанцију са основним стањем. Како интензитет почиње да опада (ц), два стања су повезана кроз континуум и популација је заробљено у кохерентној суперпозицији два стања. Под накнадним дејством истог импулса, због интерференције у прелазним амплитудама ламбда система, поље не може у потпуности јонизовати популацију и део популације ће бити заробљен у кохерентној суперпозицији квази дегенерисаних нивоа. Према овом објашњењу, стања са већим угаоним моментом – са више поднивоа – имала би већу вероватноћу да заробе популацију. Генерално, јачина хватања ће бити одређена снагом спајања два фотона између квази-дегенерисаних нивоа преко континуума. Године 1996, користећи веома стабилан ласер и минимизирајући ефекте маскирања ширења фокусног региона са повећањем интензитета, Талебпоур ет ал. су уочили структуре на кривинама једноструко наелектрисаних јона Xе, Кр и Ар. Ове структуре су приписане хватању електрона у јаком ласерском пољу. Т. Моришита и C. D. Лин су известили о недвосмисленијој демонстрацији хватања популације у замку.

Несеквенцијална вишеструка јонизација

Феномен несеквентне јонизације (НСИ) атома изложених интензивним ласерским пољима био је предмет многих теоријских и експерименталних студија од 1983. Пионирски рад је започео посматрањем структуре „колена“ на сигналу Xе²⁺ јона у односу на интензитет криве. Са експерименталне тачке гледишта, НС двострука јонизација се односи на процесе који на неки начин повећавају стопу производње двоструко наелектрисаних јона за огроман фактор при интензитетима испод интензитета засићења једноструко наелектрисаног јона. Многи, с друге стране, преферирају да дефинишу НСИ као процес којим се два електрона јонизују скоро истовремено. Ова дефиниција имплицира да осим секвенцијалног канала $A+L->A^{+}+L->A^{++}$ постоји још један канал $A+L->A^{++}$ што је главни допринос производњи двоструко наелектрисаних јона при нижим интензитетима. Прво посматрање троструког НСИ у аргону у интеракцији са ласером од 1 μм известили су Аугст и сарадници. Касније, систематски проучавајући НСИ свих атома ретких гасова, примећен је четвороструки НСИ Xе. Најважнији закључак ове студије био је посматрање следеће релације између брзине НСИ према било ком стању наелектрисања и брзине тунелске јонизације (предвиђене АДК формулом) у односу на претходна стања наелектрисања;

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

где је $W_{ADK}\left(A^{i+}\right)$ стопа квази-статичког тунелисања до и-тог стања наелектрисања и $\alpha _{n}(\lambda )$ су неке константе које зависе од таласне дужине ласера (али не и од трајања импулса).

Предложена су два модела да би се објаснила несеквенцијална јонизација; модел отресања и модел поновног расејања електрона. Модел отресања (СО) који су први предложили Фитингоф ет ал., усвојен је из области јонизације атома рендгенским зрацима и електронским пројектилима где је СО процес један од главних механизама одговорних за вишеструку јонизацију од атома. СО модел описује НСИ процес као механизам где се један електрон јонизује ласерским пољем и одлазак овог електрона је толико брз да преостали електрони немају довољно времена да се прилагоде новим енергетским стањима. Због тога постоји извесна вероватноћа да се, после јонизације првог електрона, други електрон побуђује у стања са већом енергијом (схаке-уп) или чак јонизован (схаке-офф). Треба напоменути да до сада није било квантитативног прорачуна на основу СО модела, и модел је и даље квалитативан.

Модел поновног расејања електрона су независно развили Кучијев, Шафер и сарадници, Коркум, Бекер и Фејсал и Фејсал и Бекер. Главне карактеристике модела могу се лако разумети из Коркумове верзије. Коркумов модел описује НС јонизацију као процес у коме се електрон тунелски јонизује. Електрон затим ступа у интеракцију са ласерским пољем где се убрзава даље од нуклеарног језгра. Ако је електрон јонизован у одговарајућој фази поља, он ће пола циклуса касније проћи поред положаја преосталог јона, где може да ослободи додатни електрон ударом електрона. Само половину времена електрон се ослобађа са одговарајућом фазом, а у другој половини се никада не враћа у нуклеарно језгро. Максимална кинетичка енергија коју повратни електрон може да има је 3,17 пута већа од пондеромотивног потенцијала ($U_{p}$) ласера. Коркумов модел поставља граничну границу минималног интензитета ($U_{p}$ је пропорционално интензитету) где може доћи до јонизације услед поновног расејања.

Фејнманов дијаграм за процес двоструке јонизације у атому кроз механизам поновног расејања

Модел поновног расејања у верзији Кучијева (Кучијевљев модел) је квантномеханички. Основна идеја модела је илустрована Фајнмановим дијаграмима на слици а. Прво су оба електрона у основном стању атома. Линије означене а и б описују одговарајућа атомска стања. Затим се електрон а јонизује. Почетак процеса јонизације приказан је пресеком са косом испрекиданом линијом, где се јавља МПИ. Ширење јонизованог електрона у ласерском пољу, током којег он апсорбује друге фотоне (АТИ), приказано је пуном дебелом линијом. Судар овог електрона са матичним атомским јоном приказан је вертикалном испрекиданом линијом која представља Кулонову интеракцију између електрона. Стање означено са ц описује побуђивање јона у дискретно или континуално стање. Слика б описује процес размене. Кучијевљев модел, за разлику од Коркумовог модела, не предвиђа никакав праг интензитета за појаву НС јонизације.

Кучијев није укључио Кулонове ефекте на динамику јонизованог електрона. То је довело до потцењивања двоструке стопе јонизације са огромним фактором. Очигледно, у приступу Бекера и Фејзала (који је по духу еквивалентан Кучијевљевом моделу) овај недостатак не постоји. Заправо, њихов модел је прецизнији и не трпи велики број апроксимација које је направио Кучијев. Њихови резултати прорачуна савршено се уклапају са експерименталним резултатима Вокера ет ал. Бекер и Фејсал су били у могућности да уклопе експерименталне резултате на вишеструким НСИ атома ретких гасова користећи свој модел. Као резултат тога, поновно расејање електрона може се узети као главни механизам за настанак НСИ процеса.

Вишефотонска јонизација електрона унутрашње валентности и фрагментација полиатомских молекула

Јонизација унутрашњих валентних електрона одговорна је за фрагментацију полиатомских молекула у јаким ласерским пољима. Према квалитативном моделу дисоцијација молекула се дешава кроз механизам у три корака:

• МПИ електрона са унутрашњих орбитала молекула што резултира молекуларним јоном у ро-вибрационим нивоима побуђеног електронског стања;
• Брзи прелазак без зрачења на високо лежеће ро-вибрационе нивое нижег електронског стања; и
• Накнадна дисоцијација јона на различите фрагменте кроз различите канале фрагментације.

Молекуларна фрагментација изазвана кратким импулсом може се користити као извор јона за масену спектроскопију високих перформанси. Селективност коју обезбеђује извор заснован на кратком импулсу је супериорнија од очекиване када се користе конвенционални извори засновани на јонизацији електрона, посебно када је потребна идентификација оптичких изомера.

Крамерс-Хенебергеров оквир

Крамерс–Хенебергеров оквир је неинерцијални оквир који се креће са слободним електроном под утицајем хармонијског ласерског импулса, добијен применом транслације на лабораторијски оквир једнак тоболачком кретању класичног електрона у лабораторијском оквиру. Другим речима, у Крамерс-Хенебергеровом оквиру класични електрон мирује. Почевши од лабораторијског оквира (мерач брзине), може се описати електрон са Хамилтонијаном:

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

У диполној апроксимацији, тоболасто кретање класичног електрона у лабораторијском оквиру за произвољно поље може се добити из векторског потенцијала електромагнетног поља:

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

где је $\alpha _{0}\equiv E_{0}\omega ^{-2}$ за монохроматски раван талас.

Применом трансформације на лабораторијски оквир једнаке кретању тоболца $\mathbf {\alpha } (t)$ прелази се на 'осцилујући' или 'Крамерс-Хенебергеров' оквир, у којем се класични електрон мирује. Трансформацијом фазног фактора ради погодности добија се 'просторно транслирани' Хамилтонијан, који је јединствено еквивалентан Хамилтонијану лабораторијског оквира, који садржи оригинални потенцијал са центром на осцилујућој тачки $-\mathbf {\alpha } (t)$:

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

Корисност КХ оквира лежи у чињеници да се у овом оквиру интеракција ласер-атом може свести на облик осцилирајуће потенцијалне енергије, где су природни параметри који описују динамику електрона $\omega$ и $\alpha _{0}$ (понекад се назива „амплитуда екскурзије“, добијена из $\mathbf {\alpha } (t)$).

Одавде се може применити Флокветова теорија за израчунавање квазистационарних решења ТДСЕ. У Флокветовој теорији високих фреквенција, најнижи ред у $\omega ^{-1}$ систему се своди на такозвану 'структурну једначину', која има облик типичне Шредингерове једначине за сопствене вредности која садржи 'оденути потенцијал' $V_{0}(\alpha _{0},\mathbf {r} )$,\матхбф {р})} (просек циклуса осцилационог потенцијала). Тумачење присуства $V_{0}$ је следеће: у осцилујућем оквиру, језгро има осцилаторно кретање путање $-\mathbf {\alpha } (t)$ и $V_{0}$ се могу посматрати као потенцијал размазаног нуклеарног набоја дуж његове путање.

КХ оквир се стога користи у теоријским студијама јонизације јаког поља и атомске стабилизације (предвиђена појава у којој се вероватноћа јонизације атома у пољу високог интензитета и високе фреквенције заправо смањује за интензитете изнад одређеног прага) у комбинацији са високофреквентном Флокветовом теоријом.

Дисоцијација – разликовање

Супстанца може да се дисоцира без нужног стварања јона. На пример, молекули стоног шећера се дисоцирају у води (шећер се раствара), али постоје као нетакнути неутрални ентитети. Још један суптилан догађај је дисоцијација натријум хлорида (кухињске соли) на јоне натријума и хлора. Иако може изгледати као случај јонизације, у стварности јони већ постоје унутар кристалне решетке. Када се со дисоцира, њени саставни јони су једноставно окружени молекулима воде и њихови ефекти су видљиви (нпр. раствор постаје електролитичан). Међутим, не долази до преноса или померања електрона.

Literatura

• Principles of Electric Circuits, , Thomas I. Floyd, Prentice Hall. (7th изд.). pp. 26. ISBN 978-0-13-098576-7. 
• Сцхулз, Мицхаел (2003). „Тхрее-Дименсионал Имагинг оф Атомиц Фоур-Бодy Процессес”. Натуре. 422 (6927): 48—51. Бибцоде:2003Натур.422...48С. ПМИД 12621427. С2ЦИД 4422064. дои:10.1038/натуре01415. хдл:11858/00-001М-0000-0011-8Ф36-А . 
• Гленн Ф Кнолл. Радиатион Детецтион анд Меасуремент, тхирд едитион 2000. Јохн Wилеy анд сонс, ISBN 0-471-07338-5
• Тодд, Ј. Ф. Ј. (1991). „Рецоммендатионс фор Номенцлатуре анд Сyмболисм фор Масс Спецтросцопy (инцлудинг ан аппендиx оф термс усед ин вацуум тецхнологy)(ИУПАЦ Рецоммендатионс 1991)”. Пуре Аппл. Цхем. 63 (10): 1541—1566. дои:10.1351/пац199163101541 . 
• ИУПАЦ. „ионизатион еффициенцy”. Компендијум хемијске терминологије (Интернет издање).

Спољашње везе

• NIST Chemistry WebBook
• Mass Spectrometry. Michigan State University.