Ionización

Proceso por el cual los átomos o moléculas adquieren carga ganando o perdiendo electrones.

El viento solar que se mueve a través de la magnetosfera altera los movimientos de las partículas cargadas en la termosfera o exosfera de la Tierra , y la ionización resultante de estas partículas hace que emitan luz de color variado, formándose así auroras cerca de las regiones polares .

La ionización (o ionización específicamente en Gran Bretaña, Irlanda, Australia y Nueva Zelanda) es el proceso por el cual un átomo o una molécula adquiere una carga negativa o positiva al ganar o perder electrones , a menudo junto con otros cambios químicos. El átomo o molécula cargado eléctricamente resultante se llama ion . La ionización puede resultar de la pérdida de un electrón después de colisiones con partículas subatómicas , colisiones con otros átomos, moléculas, electrones, positrones , ^[1] protones , antiprotones ^[2] e iones, ^{[3] [4] [5] [6] [7] [8] [9]} o mediante la interacción con la radiación electromagnética . La escisión de enlaces heterolíticos y las reacciones de sustitución heterolítica pueden dar como resultado la formación de pares de iones. La ionización puede ocurrir a través de la desintegración radiactiva por el proceso de conversión interna , en el que un núcleo excitado transfiere su energía a uno de los electrones de la capa interna haciendo que sea expulsado.

Usos

Ejemplos cotidianos de ionización de gas ocurren dentro de una lámpara fluorescente u otras lámparas de descarga eléctrica . También se utiliza en detectores de radiación como el contador Geiger-Müller o la cámara de ionización . El proceso de ionización se utiliza ampliamente en una variedad de equipos en la ciencia fundamental (por ejemplo, espectrometría de masas ) y en el tratamiento médico (por ejemplo, radioterapia ). También se utiliza ampliamente para la purificación del aire, aunque los estudios han demostrado efectos nocivos de esta aplicación. ^{[10] [11]}

Producción de iones

Efecto de avalancha en un campo eléctrico creado entre dos electrodos. El evento de ionización original libera un electrón y cada colisión posterior libera otro electrón, por lo que de cada colisión surgen dos electrones: el electrón ionizante y el electrón liberado.

Los iones con carga negativa ^[12] se producen cuando un electrón libre choca con un átomo y queda atrapado dentro de la barrera de potencial eléctrico, liberando así el exceso de energía. El proceso se conoce como ionización por captura de electrones .

Los iones cargados positivamente se producen transfiriendo una cantidad de energía a un electrón ligado en una colisión con partículas cargadas (por ejemplo, iones, electrones o positrones) o con fotones. La cantidad umbral de la energía requerida se conoce como potencial de ionización . El estudio de tales colisiones es de importancia fundamental con respecto al problema de pocos cuerpos , que es uno de los principales problemas sin resolver en física. Los experimentos cinemáticamente completos , ^[13] es decir, experimentos en los que se determina el vector de momento completo de todos los fragmentos de colisión (el proyectil dispersado, el ion objetivo que retrocede y el electrón expulsado), han contribuido a avances importantes en la comprensión teórica del problema de pocos cuerpos en los últimos años.

Ionización adiabática

La ionización adiabática es una forma de ionización en la que se elimina o se añade un electrón a un átomo o molécula en su estado de energía más bajo para formar un ion en su estado de energía más bajo. ^[14]

La descarga de Townsend es un buen ejemplo de la creación de iones positivos y electrones libres debido al impacto de iones. Es una reacción en cascada que involucra electrones en una región con un campo eléctrico suficientemente alto en un medio gaseoso que puede ionizarse, como el aire . Después de un evento de ionización original, debido a una radiación ionizante, el ion positivo se desplaza hacia el cátodo , mientras que el electrón libre se desplaza hacia el ánodo del dispositivo. Si el campo eléctrico es lo suficientemente fuerte, el electrón libre gana suficiente energía para liberar otro electrón cuando colisiona con otra molécula. Los dos electrones libres viajan entonces hacia el ánodo y ganan suficiente energía del campo eléctrico para causar ionización por impacto cuando ocurren las próximas colisiones; y así sucesivamente. Esto es efectivamente una reacción en cadena de generación de electrones, y depende de que los electrones libres ganen suficiente energía entre colisiones para sostener la avalancha. ^[15]

La eficiencia de ionización es la relación entre el número de iones formados y el número de electrones o fotones utilizados. ^{[16] [17]}

Energía de ionización de los átomos.

Energías de ionización de elementos neutros (previstas más allá de 104)

La tendencia en la energía de ionización de los átomos se utiliza a menudo para demostrar el comportamiento periódico de los átomos con respecto al número atómico, como se resume al ordenar los átomos en la tabla de Mendeleev . Esta es una herramienta valiosa para establecer y comprender el orden de los electrones en los orbitales atómicos sin entrar en los detalles de las funciones de onda o el proceso de ionización. Un ejemplo se presenta en la figura de la derecha. La disminución repentina periódica en el potencial de ionización después de los átomos de gas raro, por ejemplo, indica la aparición de una nueva capa en los metales alcalinos . Además, los máximos locales en el gráfico de energía de ionización, que se mueven de izquierda a derecha en una fila, son indicativos de las subcapas s, p, d y f.

Descripción semiclásica de la ionización

La física clásica y el modelo atómico de Bohr permiten explicar cualitativamente la fotoionización y la ionización mediada por colisión. En estos casos, durante el proceso de ionización, la energía del electrón supera la diferencia de energía de la barrera de potencial que intenta atravesar. Sin embargo, la descripción clásica no puede describir la ionización por túnel , ya que el proceso implica el paso del electrón a través de una barrera de potencial prohibida clásicamente.

Descripción mecánico cuántica de la ionización

La interacción de átomos y moléculas con pulsos láser suficientemente fuertes o con otras partículas cargadas conduce a la ionización de iones con carga simple o múltiple. La tasa de ionización, es decir, la probabilidad de ionización en la unidad de tiempo, se puede calcular utilizando la mecánica cuántica . (También hay métodos clásicos disponibles, como el método de Monte Carlo de trayectoria clásica (CTMC) ^{[18] [19]} , pero no es aceptado en general y a menudo criticado por la comunidad). Existen dos métodos mecánicos cuánticos, métodos perturbativos y no perturbativos como los métodos de canal acoplado dependiente del tiempo o de acoplamiento cercano independiente del tiempo ^[20] donde la función de onda se expande en un conjunto de base finito. Hay numerosas opciones disponibles, por ejemplo, B-splines ^[21] o paquetes de ondas de Coulomb. ^{[22] [23]} Otro método no perturbativo es resolver la ecuación de Schrödinger correspondiente completamente numéricamente en una red. ^[24]

En general, no se dispone de soluciones analíticas y las aproximaciones necesarias para realizar cálculos numéricos manejables no proporcionan resultados lo suficientemente precisos. Sin embargo, cuando la intensidad del láser es lo suficientemente alta, se puede ignorar la estructura detallada del átomo o la molécula y es posible obtener una solución analítica para la tasa de ionización.

Ionización de túnel

Potencial combinado de un átomo y un campo láser uniforme. A distancias r < r ₀ , el potencial del láser puede despreciarse, mientras que a distancias con r > r ₀ el potencial de Coulomb es despreciable en comparación con el potencial del campo láser. El electrón emerge de debajo de la barrera en r = R _c . E _i es el potencial de ionización del átomo.

La ionización por efecto túnel es la ionización debida al efecto túnel cuántico . En la ionización clásica, un electrón debe tener suficiente energía para atravesar la barrera de potencial, pero el efecto túnel cuántico permite que el electrón simplemente atraviese la barrera de potencial en lugar de atravesarla por completo debido a la naturaleza ondulatoria del electrón. La probabilidad de que un electrón atraviese la barrera por efecto túnel disminuye exponencialmente con el ancho de la barrera de potencial. Por lo tanto, un electrón con una energía más alta puede llegar más arriba en la barrera de potencial, dejando una barrera mucho más delgada para atravesar por efecto túnel y, por lo tanto, una mayor probabilidad de hacerlo. En la práctica, la ionización por efecto túnel se observa cuando el átomo o la molécula interactúan con pulsos láser intensos en el infrarrojo cercano. Este proceso puede entenderse como un proceso por el cual un electrón acotado, a través de la absorción de más de un fotón del campo láser, se ioniza. Esta imagen se conoce generalmente como ionización multifotónica (MPI).

Keldysh ^[25] modeló el proceso MPI como una transición del electrón desde el estado fundamental del átomo a los estados Volkov. ^[26] En este modelo se descuida la perturbación del estado fundamental por el campo láser y no se tienen en cuenta los detalles de la estructura atómica para determinar la probabilidad de ionización. La principal dificultad del modelo de Keldysh fue su descuido de los efectos de la interacción de Coulomb en el estado final del electrón. Como se observa en la figura, el campo de Coulomb no es muy pequeño en magnitud comparado con el potencial del láser a distancias mayores del núcleo. Esto contrasta con la aproximación realizada al descuidar el potencial del láser en regiones cercanas al núcleo. Perelomov et al. ^{[27] [28]} incluyeron la interacción de Coulomb a distancias internucleares mayores. Su modelo (al que llamamos modelo PPT) se derivó para el potencial de corto alcance e incluye el efecto de la interacción de Coulomb de largo alcance a través de la corrección de primer orden en la acción cuasiclásica. Larochelle et al. ^[29] compararon las curvas de intensidad de iones predichas teóricamente de átomos de gases raros que interactúan con un láser de Ti:zafiro con mediciones experimentales. Demostraron que la tasa de ionización total predicha por el modelo PPT se ajusta muy bien a los rendimientos de iones experimentales para todos los gases raros en el régimen intermedio del parámetro de Keldysh.

La tasa de MPI en un átomo con un potencial de ionización en un láser polarizado linealmente con frecuencia está dada por ${\displaystyle E_{i}}$ ${\displaystyle \omega }$

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

dónde

• ${\displaystyle \gamma ={\frac {\omega {\sqrt {2E_{i}}}}{F}}}$es el parámetro Keldysh,
• ${\displaystyle n^{*}={\frac {\sqrt {2E_{i}}}{Z^{2}}}}$,
• ${\displaystyle F}$es el campo eléctrico pico del láser y
• ${\displaystyle l^{*}=n^{*}-1}$.

Los coeficientes , y están dados por ${\displaystyle f_{lm}}$ ${\displaystyle g(\gamma )}$ ${\displaystyle C_{n^{*}l^{*}}}$

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

El coeficiente viene dado por ${\displaystyle A_{m}(\omega ,\gamma )}$

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

dónde

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

Ionización de túnel cuasiestática

La tunelización cuasiestática (QST) es la ionización cuya tasa puede predecirse satisfactoriamente mediante el modelo ADK, ^[30] es decir, el límite del modelo PPT cuando se aproxima a cero. ^[31] La tasa de QST está dada por ${\displaystyle \gamma }$

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

En comparación con la ausencia de suma sobre n, que representan diferentes picos de ionización por encima del umbral (ATI), es notable. ${\displaystyle W_{PPT}}$

Aproximación de campo fuerte para la tasa de ionización

Los cálculos de PPT se realizan en el calibre E , lo que significa que el campo láser se toma como ondas electromagnéticas. La tasa de ionización también se puede calcular en el calibre A , que enfatiza la naturaleza de partícula de la luz (absorbiendo múltiples fotones durante la ionización). Este enfoque fue adoptado por el modelo de Krainov ^[32] basado en los trabajos anteriores de Faisal ^[33] y Reiss. ^[34] La tasa resultante está dada por

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

dónde:

• ${\displaystyle n_{i}=E_{i}/\omega ,}$
• ${\displaystyle n_{\mathrm {osc} }=U_{p}/\omega }$siendo la energía ponderomotriz, ${\displaystyle U_{p}}$
• ${\displaystyle N=[n_{i}+n_{\mathrm {osc} }]}$es el número mínimo de fotones necesarios para ionizar el átomo,
• ${\displaystyle J_{n}(u,v)}$es la función doble de Bessel,
• ${\displaystyle p={\sqrt {2\omega (n-n_{\mathrm {osc} }-n_{i})}},}$
• ${\textstyle n_{f}=2{\sqrt {n_{\mathrm {osc} }/\omega }}p\cos(\theta )}$con el ángulo entre el momento del electrón, p , y el campo eléctrico del láser, F , ${\displaystyle \theta }$
• FT es la transformada de Fourier tridimensional, y
• ${\displaystyle I_{KAR}=\left({\frac {2Z^{2}}{n^{2}Fr}}\right)^{n}}$Incorpora la corrección de Coulomb en el modelo SFA.

Trampas de población

Al calcular la tasa de MPI de los átomos, solo se consideran las transiciones a los estados continuos. Tal aproximación es aceptable siempre que no haya resonancia multifotónica entre el estado fundamental y algunos estados excitados. Sin embargo, en una situación real de interacción con láseres pulsados, durante la evolución de la intensidad del láser, debido a diferentes desplazamientos de Stark de los estados fundamental y excitado, existe la posibilidad de que algún estado excitado entre en resonancia multifotónica con el estado fundamental. Dentro de la imagen del átomo vestido, el estado fundamental vestido por fotones y el estado resonante experimentan un cruce evitado en la intensidad de resonancia . La distancia mínima, , en el cruce evitado es proporcional a la frecuencia de Rabi generalizada, acoplando los dos estados. Según Story et al., ^[35] la probabilidad de permanecer en el estado fundamental, , está dada por ${\displaystyle m}$ ${\displaystyle I_{r}}$ ${\displaystyle V_{m}}$ ${\displaystyle \Gamma (t)=\Gamma _{m}I(t)^{m/2}}$ ${\displaystyle P_{g}}$

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

donde es la diferencia de energía dependiente del tiempo entre los dos estados vestidos. En interacción con un pulso corto, si la resonancia dinámica se alcanza en la parte ascendente o descendente del pulso, la población prácticamente permanece en el estado fundamental y el efecto de las resonancias multifotónicas puede despreciarse. Sin embargo, si los estados entran en resonancia en el pico del pulso, donde , entonces el estado excitado se llena. Después de llenarse, dado que el potencial de ionización del estado excitado es pequeño, se espera que el electrón se ionice instantáneamente. ${\displaystyle W}$ ${\displaystyle \mathrm {d} W/\mathrm {d} t=0}$

En 1992, de Boer y Muller ^[36] demostraron que los átomos de Xe sometidos a pulsos láser cortos podían sobrevivir en los estados altamente excitados 4f, 5f y 6f. Se creía que estos estados habían sido excitados por el desplazamiento dinámico de Stark de los niveles hacia una resonancia multifotónica con el campo durante la parte ascendente del pulso láser. La evolución posterior del pulso láser no ionizó completamente estos estados, dejando atrás algunos átomos altamente excitados. Nos referiremos a este fenómeno como "captura de población".

Representación esquemática del atrapamiento de población de tipo lambda. G es el estado fundamental del átomo. 1 y 2 son dos estados excitados degenerados. Después de que la población se transfiere a los estados debido a la resonancia multifotónica, estos estados se acoplan a través del continuo c y la población queda atrapada en la superposición de estos estados.

Mencionamos el cálculo teórico de que la ionización incompleta ocurre siempre que haya una excitación resonante paralela en un nivel común con pérdida de ionización. ^[37] Consideramos un estado como 6f de Xe que consta de 7 niveles cuasi-degenerados en el rango del ancho de banda del láser. Estos niveles junto con el continuo constituyen un sistema lambda. El mecanismo del atrapamiento de tipo lambda se presenta esquemáticamente en la figura. En la parte ascendente del pulso (a) el estado excitado (con dos niveles degenerados 1 y 2) no está en resonancia multifotónica con el estado fundamental. El electrón se ioniza a través del acoplamiento multifotónico con el continuo. A medida que aumenta la intensidad del pulso, el estado excitado y el continuo se desplazan en energía debido al desplazamiento de Stark. En el pico del pulso (b) los estados excitados entran en resonancia multifotónica con el estado fundamental. A medida que la intensidad comienza a disminuir (c), los dos estados se acoplan a través del continuo y la población queda atrapada en una superposición coherente de los dos estados. Bajo la acción posterior del mismo pulso, debido a la interferencia en las amplitudes de transición del sistema lambda, el campo no puede ionizar completamente a la población y una fracción de la población quedará atrapada en una superposición coherente de los niveles cuasi degenerados. Según esta explicación, los estados con mayor momento angular (con más subniveles) tendrían una mayor probabilidad de atrapar a la población. En general, la fuerza del atrapamiento estará determinada por la fuerza del acoplamiento de dos fotones entre los niveles cuasi degenerados a través del continuo. En 1996, utilizando un láser muy estable y minimizando los efectos de enmascaramiento de la expansión de la región focal con una intensidad creciente, Talebpour et al. ^[38] observaron estructuras en las curvas de iones de carga simple de Xe, Kr y Ar. Estas estructuras se atribuyeron al atrapamiento de electrones en el fuerte campo láser. T. Morishita y CD Lin han informado de una demostración más inequívoca de captura de población . ^[39]

Ionización múltiple no secuencial

El fenómeno de la ionización no secuencial (NSI) de átomos expuestos a campos láser intensos ha sido objeto de muchos estudios teóricos y experimentales desde 1983. El trabajo pionero comenzó con la observación de una estructura de "codo" en la curva de señal versus intensidad del ion Xe2 ^{+ por L'Huillier et al. [40]} Desde el punto de vista experimental, la doble ionización NS se refiere a procesos que de alguna manera mejoran la tasa de producción de iones doblemente cargados por un factor enorme a intensidades por debajo de la intensidad de saturación del ion de carga simple. Muchos, por otro lado, prefieren definir la NSI como un proceso por el cual dos electrones se ionizan casi simultáneamente. Esta definición implica que, aparte del canal secuencial, hay otro canal que es la principal contribución a la producción de iones doblemente cargados a intensidades más bajas. La primera observación de triple NSI en argón interactuando con un láser de 1  μm fue reportada por Augst et al. ^[41] Posteriormente, al estudiar sistemáticamente la NSI de todos los átomos de gases raros, se observó la NSI cuádruple de Xe. ^[42] La conclusión más importante de este estudio fue la observación de la siguiente relación entre la tasa de NSI para cualquier estado de carga y la tasa de ionización de túnel (predicha por la fórmula ADK) para los estados de carga anteriores; ${\displaystyle A+L->A^{+}+L->A^{++}}$ ${\displaystyle A+L->A^{++}}$

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

donde es la tasa de tunelización cuasiestática al estado de carga i y son algunas constantes que dependen de la longitud de onda del láser (pero no de la duración del pulso). ${\displaystyle W_{ADK}\left(A^{i+}\right)}$ ${\displaystyle \alpha _{n}(\lambda )}$

Se han propuesto dos modelos para explicar la ionización no secuencial: el modelo shake-off y el modelo de re-dispersión de electrones. El modelo shake-off (SO), propuesto por primera vez por Fittinghoff et al., ^[43] se adoptó del campo de la ionización de átomos por rayos X y proyectiles de electrones donde el proceso SO es uno de los principales mecanismos responsables de la ionización múltiple de átomos. El modelo SO describe el proceso NSI como un mecanismo donde un electrón es ionizado por el campo láser y la salida de este electrón es tan rápida que los electrones restantes no tienen tiempo suficiente para ajustarse a los nuevos estados de energía. Por lo tanto, existe una cierta probabilidad de que, después de la ionización del primer electrón, un segundo electrón sea excitado a estados con mayor energía (shake-up) o incluso ionizado (shake-off). Debemos mencionar que, hasta ahora, no ha habido ningún cálculo cuantitativo basado en el modelo SO, y el modelo todavía es cualitativo.

El modelo de rescattering de electrones fue desarrollado independientemente por Kuchiev, ^[44] Schafer et al , ^[45] Corkum, ^[46] Becker y Faisal ^[47] y Faisal y Becker. ^[48] Las características principales del modelo se pueden entender fácilmente a partir de la versión de Corkum. El modelo de Corkum describe la ionización NS como un proceso por el cual un electrón es ionizado por túnel. El electrón luego interactúa con el campo láser donde es acelerado lejos del núcleo nuclear. Si el electrón ha sido ionizado en una fase apropiada del campo, pasará por la posición del ion restante medio ciclo después, donde puede liberar un electrón adicional por impacto de electrones. Solo la mitad del tiempo el electrón se libera con la fase apropiada y la otra mitad nunca regresa al núcleo nuclear. La energía cinética máxima que puede tener el electrón que regresa es 3,17 veces el potencial ponderomotriz ( ) del láser. El modelo de Corkum establece un límite de corte en la intensidad mínima ( es proporcional a la intensidad) donde puede ocurrir ionización debido a la redispersión. ${\displaystyle U_{p}}$ ${\displaystyle U_{p}}$

Diagrama de Feynman para el proceso de doble ionización en un átomo a través del mecanismo de redispersión

El modelo de redispersión de la versión de Kuchiev (modelo de Kuchiev) es mecánico cuántico. La idea básica del modelo se ilustra mediante diagramas de Feynman en la figura a. Primero, ambos electrones están en el estado fundamental de un átomo. Las líneas marcadas con a y b describen los estados atómicos correspondientes. Luego, el electrón a se ioniza. El comienzo del proceso de ionización se muestra mediante la intersección con una línea discontinua inclinada, donde se produce el MPI. La propagación del electrón ionizado en el campo láser, durante el cual absorbe otros fotones (ATI), se muestra mediante la línea gruesa y completa. La colisión de este electrón con el ion atómico original se muestra mediante una línea de puntos vertical que representa la interacción de Coulomb entre los electrones. El estado marcado con c describe la excitación del ion a un estado discreto o continuo. La figura b describe el proceso de intercambio. El modelo de Kuchiev, al contrario del modelo de Corkum, no predice ninguna intensidad umbral para la ocurrencia de la ionización NS.

Kuchiev no incluyó los efectos de Coulomb en la dinámica del electrón ionizado. Esto resultó en la subestimación de la tasa de ionización doble por un factor enorme. Obviamente, en el enfoque de Becker y Faisal (que es equivalente al modelo de Kuchiev en espíritu), este inconveniente no existe. De hecho, su modelo es más exacto y no sufre de la gran cantidad de aproximaciones realizadas por Kuchiev. Los resultados de sus cálculos encajan perfectamente con los resultados experimentales de Walker et al. ^[49] Becker y Faisal ^[50] han podido ajustar los resultados experimentales sobre la NSI múltiple de átomos de gases raros utilizando su modelo. Como resultado, la redispersión de electrones puede tomarse como el mecanismo principal para la ocurrencia del proceso NSI.

Ionización multifotónica de electrones de valencia interna y fragmentación de moléculas poliatómicas

La ionización de los electrones de valencia internos es responsable de la fragmentación de moléculas poliatómicas en campos láser intensos. Según un modelo cualitativo ^{[51] [52]} la disociación de las moléculas se produce a través de un mecanismo de tres pasos:

• MPI de electrones de los orbitales internos de la molécula que da como resultado un ion molecular en niveles ro-vibratorios de un estado electrónico excitado;
• Transición rápida sin radiación a los niveles rovibratorios elevados de un estado electrónico inferior; y
• Disociación posterior del ion en diferentes fragmentos a través de varios canales de fragmentación.

La fragmentación molecular inducida por pulsos cortos puede utilizarse como fuente de iones para espectroscopia de masas de alto rendimiento. La selectividad proporcionada por una fuente basada en pulsos cortos es superior a la esperada cuando se utilizan fuentes basadas en ionización electrónica convencionales, en particular cuando se requiere la identificación de isómeros ópticos. ^{[53] [54]}

Cuadro de Kramers-Henneberger

El marco de Kramers-Henneberger es el marco no inercial que se mueve con el electrón libre bajo la influencia del pulso láser armónico, obtenido al aplicar una traslación al marco de laboratorio igual al movimiento de carcaj de un electrón clásico en el marco de laboratorio. En otras palabras, en el marco de Kramers-Henneberger el electrón clásico está en reposo. ^[55] Comenzando en el marco de laboratorio (indicador de velocidad), podemos describir el electrón con el hamiltoniano:

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

En la aproximación dipolar, el movimiento de vibración de un electrón clásico en el marco de laboratorio para un campo arbitrario se puede obtener a partir del potencial vectorial del campo electromagnético:

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

donde para una onda plana monocromática. ${\displaystyle \alpha _{0}\equiv E_{0}\omega ^{-2}}$

Aplicando una transformación al marco de referencia de laboratorio igual al movimiento de carcaj, se pasa al marco de referencia "oscilante" o "de Kramers-Henneberger", en el que el electrón clásico está en reposo. Mediante una transformación de factor de fase por conveniencia, se obtiene el hamiltoniano "trasladado al espacio", que es unitariamente equivalente al hamiltoniano del marco de referencia de laboratorio, que contiene el potencial original centrado en el punto oscilante : ${\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)}$ ${\displaystyle -\mathbf {\alpha } (t)}$

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

La utilidad del marco KH radica en el hecho de que en este marco la interacción láser-átomo se puede reducir a la forma de una energía potencial oscilante, donde los parámetros naturales que describen la dinámica del electrón son y (a veces llamada "amplitud de excursión", obtenida a partir de ). ${\displaystyle \omega }$ ${\displaystyle \alpha _{0}}$ ${\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)}$

A partir de aquí se puede aplicar la teoría de Floquet para calcular soluciones cuasiestacionarias de la TDSE. En la teoría de Floquet de alta frecuencia, el orden más bajo del sistema se reduce a la denominada "ecuación de estructura", que tiene la forma de una ecuación típica de Schrödinger de energía-valor propio que contiene el "potencial vestido" (el promedio cíclico del potencial oscilante). La interpretación de la presencia de es la siguiente: en el marco oscilatorio, el núcleo tiene un movimiento oscilatorio de trayectoria y puede verse como el potencial de la carga nuclear dispersa a lo largo de su trayectoria. ${\displaystyle \omega ^{-1}}$ ${\displaystyle V_{0}(\alpha _{0},\mathbf {r} )}$ ${\displaystyle V_{0}}$ ${\displaystyle -\mathbf {\alpha } (t)}$ ${\displaystyle V_{0}}$

Por lo tanto, el marco KH se emplea en estudios teóricos de ionización de campo fuerte y estabilización atómica (un fenómeno predicho en el que la probabilidad de ionización de un átomo en un campo de alta intensidad y alta frecuencia en realidad disminuye para intensidades superiores a un cierto umbral) junto con la teoría de Floquet de alta frecuencia. ^[56]

Disociación – distinción

Una sustancia puede disociarse sin producir necesariamente iones. Por ejemplo, las moléculas de azúcar de mesa se disocian en agua (el azúcar se disuelve) pero existen como entidades neutras intactas. Otro sutil evento es la disociación del cloruro de sodio (sal de mesa) en iones de sodio y cloro. Aunque pueda parecer un caso de ionización, en realidad los iones ya existen dentro de la red cristalina. Cuando la sal se disocia, sus iones constituyentes simplemente están rodeados por moléculas de agua y sus efectos son visibles (por ejemplo, la solución se vuelve electrolítica ). Sin embargo, no se produce transferencia ni desplazamiento de electrones.

Véase también

• Ionización por encima del umbral
• Ionización química
• Ionización electrónica
• Cámara de ionización : instrumento para detectar la ionización gaseosa, utilizado en mediciones de radiación ionizante.
• Fuente de iones
• Fotoionización
• Ionización térmica
• Avalancha de Townsend : Reacción en cadena de ionización que ocurre en un gas con un campo eléctrico aplicado.

Mesa

Referencias

1. Machacek, JR; McEachran, RP; Stauffer, AD (2023). "Colisiones de positrones". Springer Handbook of Atomic, Molecular, and Optical Physics. Springer Handbooks . Springer. doi :10.1007/978-3-030-73893-8_51. ISBN 978-3-030-73892-1.
2. Kirchner, Tom; Knudsen, Helge (2011). "Estado actual de la ionización por impacto de antiprotones en átomos y moléculas: perspectivas teóricas y experimentales". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics . 44 (12): 122001. doi :10.1088/0953-4075/44/12/122001.
3. Brandsen, BH (1970). Teoría de la colisión atómica . Benjamín. ISBN 9780805311808.
4. Stolterfoht, N; DuBois, RD; Rivarola, RD (1997). Emisión de electrones en colisiones pesadas de iones y átomos . Springer-Verlag. ISBN 978-3-642-08322-8.
5. McGuire, JH (1997). Dinámica de correlación electrónica en colisiones atómicas . Cambridge University Press. ISBN 9780521480208.
6. Eichler, J. (2005). Lecciones sobre colisiones ion-átomo: de velocidades no relativistas a velocidades relativistas . Elsevier. ISBN 9780444520470.
7. Bransden, BH; McDowell, MRC (1992). Intercambio de carga y teoría de colisiones ion-átomo . Clarendon Press; Oxford University Press. ISBN 9780198520207.
8. Janev, RK; Presnyakov, LP; Shevelko, VP (1985). Física de iones altamente cargados . Springer. ISBN 978-3-642-69197-3.
9. Schulz, Michael (2019). Colisiones ion-átomo: el problema de los pocos cuerpos en sistemas dinámicos . De Gruyter. doi :10.1515/9783110580297. ISBN 9783110579420.{{cite book}}: CS1 maint: date and year (link)
10. Waring, MS; Siegel, JA (agosto de 2011). "El efecto de un generador de iones en la calidad del aire interior en una habitación residencial: Efecto de un generador de iones en el aire interior de una habitación". Aire interior . 21 (4): 267–276. doi : 10.1111/j.1600-0668.2010.00696.x . PMID  21118308.
11. Universidad Estatal de Colorado. "Estudio revela problemas de seguridad con los purificadores de aire iónicos". phys.org . Consultado el 28 de junio de 2023 .
12. Andersen, T (2004). "Iones atómicos negativos: estructura, dinámica y colisiones". Physics Reports . 394 (4–5): 157–313. Bibcode :2004PhR...394..157A. doi :10.1016/j.physrep.2004.01.001 – vía 157-313.
13. Schulz, Michael (2003). "Imágenes tridimensionales de procesos atómicos de cuatro cuerpos". Nature . 422 (6927): 48–51. Bibcode :2003Natur.422...48S. doi :10.1038/nature01415. hdl : 11858/00-001M-0000-0011-8F36-A . PMID  12621427. S2CID  4422064.
14. IUPAC , Compendio de terminología química , 2.ª edición (el "Libro de oro") (1997). Versión corregida en línea: (2006–) "ionización adiabática". doi :10.1351/goldbook.A00143
15. Glenn F Knoll. Detección y medición de la radiación, tercera edición, 2000. John Wiley and sons, ISBN 0-471-07338-5 
16. Todd, JFJ (1991). "Recomendaciones para la nomenclatura y el simbolismo en la espectroscopia de masas (incluido un apéndice de términos utilizados en la tecnología de vacío) (Recomendaciones de la IUPAC 1991)". Pure Appl. Chem . 63 (10): 1541–1566. doi : 10.1351/pac199163101541 .
17. IUPAC , Compendio de terminología química , 2.ª edición (el "Libro de oro") (1997). Versión corregida en línea: (2006–) "ionization efficient". doi :10.1351/goldbook.I03196
18. Abrines, R.; Percival, IC (1966). "Teoría clásica de la transferencia de carga e ionización de átomos de hidrógeno por protones". Actas de la Physical Society . 88 (4): 861–872. doi :10.1088/0370-1328/88/4/306.
19. Schultz, DR (1989). "Comparación de los procesos de eliminación de un solo electrón en colisiones de electrones, positrones, protones y antiprotones con hidrógeno y helio". Phys. Rev. A . 41 (5): 2330–2334. doi :10.1103/PhysRevA.40.2330.
20. Abdurakhmanov, IB; Plowman, C; Kadyrov, AS; Bray, I.; Mukhamedzhanov, AM (2020). "Enfoque de acoplamiento cercano de un centro para colisiones de reordenamiento de dos centros". Journal of Physics B: Física atómica, molecular y óptica . 53 (14): 145201. doi :10.1088/1361-6455/ab894a. OSTI  1733342.
21. Martín, Fernando (1999). "Ionización y disociación utilizando B-splines: fotoionización de la molécula de hidrógeno". Revista de Física B: Física Atómica, Molecular y Óptica . 32 (16): R197–R231. doi :10.1088/0953-4075/32/16/201.
22. Barna, IF; Grün, N.; Scheid, W. (2003). "Estudio de canal acoplado con paquetes de ondas de Coulomb para la ionización de helio en colisiones de iones pesados". European Physical Journal D . 25 (3): 239–246. Bibcode :2003EPJD...25..239B. doi :10.1140/epjd/e2003-00206-6.
23. Abdurakhmanov, IB; Kadyrov, AS; Bray, I; Bartschat, K. (2017). "Enfoque de discretización continua de paquetes de ondas para la ionización simple de helio por antiprotones y protones energéticos". Phys. Rev. A . 96 (2): 022702. Bibcode :2017PhRvA..96b2702A. doi :10.1103/PhysRevA.96.022702. hdl : 10072/409310 .
24. Schultz, DR; Krstic, PS (2003). "Ionización de helio por antiprotones: enfoque reticular de cuatro dimensiones totalmente correlacionado". Physical Review A . 67 (2): 022712. Bibcode :2003PhRvA..67b2712S. doi :10.1103/PhysRevA.67.022712.
25. Keldysh, LV (1965). "Ionización en el campo de una onda electromagnética fuerte". Soviet Phys. JETP . 20 (5): 1307.
26. Volkov DM 1934 Z. Física. 94 250
27. Perelomov, AM; Popov, VS; Terent'ev, MV (1966). "Ionización de átomos en un campo eléctrico alterno". Soviet Phys. JETP . 23 (5): 924. Bibcode :1966JETP...23..924P. Archivado desde el original el 2021-03-18 . Consultado el 2013-08-12 .
28. Perelomov, AM; Popov, VS; Terent'ev, MV (1967). "Ionización de átomos en un campo eléctrico alterno: II". Soviet Phys. JETP . 24 (1): 207. Bibcode :1967JETP...24..207P. Archivado desde el original el 2021-03-03 . Consultado el 2013-08-12 .
29. Larochelle, S.; Talebpour, A.; Chin, SL (1998). "Efecto Coulomb en la ionización multifotónica de átomos de gases raros" (PDF) . Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics . 31 (6): 1215. Bibcode :1998JPhB...31.1215L. doi :10.1088/0953-4075/31/6/009. S2CID  250870476. Archivado desde el original (PDF) el 21 de noviembre de 2014.
30. Ammosov, MV; Delone, NB; Krainov, VP (1986). "Ionización de túnel de átomos complejos y de iones atómicos en un campo electromagnético alterno". Soviet Phys. JETP . 64 (6): 1191. Bibcode :1986JETP...64.1191A. Archivado desde el original el 2021-03-01 . Consultado el 2013-08-12 .
31. Sharifi, SM; Talebpour, A; Yang, J.; Chin, SL (2010). "Túnel cuasiestático y procesos multifotónicos en la ionización de Ar y Xe utilizando pulsos láser intensos de femtosegundos". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics . 43 (15): 155601. Bibcode :2010JPhB...43o5601S. doi :10.1088/0953-4075/43/15/155601. ISSN  0953-4075. S2CID  121014268.
32. Krainov, Vladimir P. (1997). "Tasas de ionización y distribución de energía y ángulos en la ionización por supresión de barrera de átomos complejos e iones atómicos". Journal of the Optical Society of America B . 14 (2): 425. Bibcode :1997JOSAB..14..425K. doi :10.1364/JOSAB.14.000425. ISSN  0740-3224.
33. Faisal, FHM (1973). "Absorción múltiple de fotones láser por átomos". Journal of Physics B: Atomic and Molecular Physics . 6 (4): L89–L92. Código Bibliográfico :1973JPhB....6L..89F. doi :10.1088/0022-3700/6/4/011. ISSN  0022-3700.
34. Reiss, Howard (1980). "Efecto de un campo electromagnético intenso en un sistema débilmente ligado". Physical Review A . 22 (5): 1786–1813. Bibcode :1980PhRvA..22.1786R. doi :10.1103/PhysRevA.22.1786. ISSN  0556-2791.
35. Story, J.; Duncan, D.; Gallagher, T. (1994). "Tratamiento Landau-Zener de resonancias multifotónicas de potasio ajustadas por intensidad". Physical Review A . 50 (2): 1607–1617. Bibcode :1994PhRvA..50.1607S. doi :10.1103/PhysRevA.50.1607. ISSN  1050-2947. PMID  9911054.
36. De Boer, M.; Muller, H. (1992). "Observación de grandes poblaciones en estados excitados después de ionización multifotónica de pulso corto". Physical Review Letters . 68 (18): 2747–2750. Bibcode :1992PhRvL..68.2747D. doi :10.1103/PhysRevLett.68.2747. PMID  10045482.
37. Hioe, FT; Carrol, CE (1988). "Trapping de población coherente en sistemas cuánticos de nivel N". Physical Review A . 37 (8): 3000–3005. Bibcode :1988PhRvA..37.3000H. doi :10.1103/PhysRevA.37.3000. PMID  9900034.
38. Talebpour, A.; Chien, CY; Chin, SL (1996). "Atrapamiento de población en gases raros". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics . 29 (23): 5725. Bibcode :1996JPhB...29.5725T. doi :10.1088/0953-4075/29/23/015. S2CID  250757252.
39. Morishita, Toru; Lin, CD (2013). "Espectros de fotoelectrones y estados de Rydberg altos de litio generados por láseres intensos en el régimen de ionización sobre la barrera" (PDF) . Physical Review A . 87 (6): 63405. Bibcode :2013PhRvA..87f3405M. doi :10.1103/PhysRevA.87.063405. hdl : 2097/16373 . ISSN  1050-2947.
40. L'Huillier, A.; Lompre, LA; Mainfray, G.; Manus, C. (1983). "Iones con carga múltiple inducidos por absorción multifotónica en gases raros a 0,53 μm". Physical Review A . 27 (5): 2503. Bibcode :1983PhRvA..27.2503L. doi :10.1103/PhysRevA.27.2503.
41. Augst, S.; Talebpour, A.; Chin, SL; Beaudoin, Y.; Chaker, M. (1995). "Triple ionización no secuencial de átomos de argón en un campo láser de alta intensidad". Physical Review A . 52 (2): R917–R919. Bibcode :1995PhRvA..52..917A. doi :10.1103/PhysRevA.52.R917. PMID  9912436.
42. Larochelle, S.; Talebpour, A.; Chin, SL (1998). "Ionización múltiple no secuencial de átomos de gases raros en un campo láser de Ti:zafiro". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics . 31 (6): 1201. Bibcode :1998JPhB...31.1201L. doi :10.1088/0953-4075/31/6/008. S2CID  250747225.
43. Fittinghoff, DN; Bolton, PR; Chang, B.; Kulander, KC (1992). "Observación de la doble ionización no secuencial del helio con efecto túnel óptico". Physical Review Letters . 69 (18): 2642–2645. Bibcode :1992PhRvL..69.2642F. doi :10.1103/PhysRevLett.69.2642. PMID  10046547.
44. [1] Kuchiev, M. Yu (1987). "Antena atómica". Soviet Phys. JETP Lett . 45 : 404–406.
45. Schafer, KJ; Yang, B.; DiMauro, LF; Kulander, KC (1992). "Ionización por encima del umbral más allá del corte armónico alto". Physical Review Letters . 70 (11): 1599–1602. Bibcode :1993PhRvL..70.1599S. doi :10.1103/PhysRevLett.70.1599. PMID  10053336.
46. Corkum, PB (1993). "Perspectiva plasmática sobre la ionización multifotónica de campo fuerte". Physical Review Letters . 71 (13): 1994–1997. Bibcode :1993PhRvL..71.1994C. doi :10.1103/PhysRevLett.71.1994. PMID  10054556. S2CID  29947935.
47. Becker, Andreas; Faisal, Farhad HM (1996). "Mecanismo de doble ionización de helio inducida por láser". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics . 29 (6): L197–L202. Bibcode :1996JPhB...29L.197B. doi :10.1088/0953-4075/29/6/005. ISSN  0953-4075. S2CID  250808704.
48. [2] Faisal, FHM; Becker, A. (1997). "Ionización doble no secuencial: mecanismo y fórmula modelo". Laser Phys . 7 : 684.
49. Walker, B.; Sheehy, B.; Dimauro, LF; Agostini, P.; Schafer, KJ; Kulander, KC (1994). "Medición de precisión de la doble ionización de helio por campo fuerte". Physical Review Letters . 73 (9): 1227–1230. Bibcode :1994PhRvL..73.1227W. doi :10.1103/PhysRevLett.73.1227. PMID  10057657.
50. Becker, A.; Faisal, FHM (1999). "Análisis de matriz S de los rendimientos de ionización de átomos de gas noble en el foco de pulsos láser de Ti:zafiro". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics . 32 (14): L335. Bibcode :1999JPhB...32L.335B. doi :10.1088/0953-4075/32/14/101. S2CID  250766534.
51. Talebpour, A.; Bandrauk, AD; Yang, J; Chin, SL (1999). "Ionización multifotónica de electrones de valencia interna y fragmentación de etileno en un pulso láser intenso de Ti:zafiro" (PDF) . Chemical Physics Letters . 313 (5–6): 789. Bibcode :1999CPL...313..789T. doi :10.1016/S0009-2614(99)01075-1. Archivado desde el original (PDF) el 21 de noviembre de 2014.
52. Talebpour, A; Bandrauk, AD; Vijayalakshmi, K; Chin, SL (2000). "Ionización disociativa del benceno en pulsos láser ultrarrápidos intensos". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics . 33 (21): 4615. Bibcode :2000JPhB...33.4615T. doi :10.1088/0953-4075/33/21/307. S2CID  250738396.
53. Mehdi Sharifi, S.; Talebpour, A.; Chin, SL (2008). "Los pulsos láser ultrarrápidos proporcionan una fuente de iones para la espectroscopia de masas altamente selectiva". Applied Physics B . 91 (3–4): 579. Bibcode :2008ApPhB..91..579M. doi :10.1007/s00340-008-3038-y. S2CID  122546433.
54. Peng, Jiahui; Puskas, Noah; Corkum, Paul B.; Rayner, David M.; Loboda, Alexandre V. (2012). "Espectrometría de masas de ionización láser de femtosegundos en fase gaseosa a alta presión". Química analítica . 84 (13): 5633–5640. doi :10.1021/ac300743k. ISSN  0003-2700. PMID  22670784. S2CID  10780362.
55. Gavrila, Mihai (28 de septiembre de 2002). "Estabilización atómica en campos láser superintensos". Revista de Física B: Física Atómica, Molecular y Óptica . 35 (18): R147–R193. doi :10.1088/0953-4075/35/18/201. ISSN  0953-4075.
56. Gavrila, Mihai. "Estructura atómica y desintegración en campos de alta frecuencia". Atoms in Intense Laser Fields, editado por Mihai Gavrila, Academic Press, Inc, 1992, págs. 435-508.

Enlaces externos

• La definición del diccionario de ionización en Wikcionario