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 diferentes colores, formando así auroras cerca de las regiones polares .

La ionización (o ionización específicamente en Gran Bretaña, Irlanda, Australia y Nueva Zelanda) es el proceso mediante 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 resultante cargado eléctricamente se llama ion . La ionización puede resultar de la pérdida de un electrón tras colisiones con partículas subatómicas , colisiones con otros átomos, moléculas e iones, o mediante la interacción con radiación electromagnética . La escisión de enlaces heterolíticos y las reacciones de sustitución heterolítica pueden dar como resultado la formación de pares iónicos. La ionización puede ocurrir a través de la desintegración radiactiva mediante el proceso de conversión interna , en el que un núcleo excitado transfiere su energía a uno de los electrones de la capa interna provocando su expulsión.

Usos

Ejemplos cotidianos de ionización de gases 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 ciencia fundamental (p. ej., espectrometría de masas ) y en tratamientos médicos (p. ej., radioterapia ). También se usa ampliamente para la purificación del aire, aunque los estudios han demostrado efectos nocivos de esta aplicación. ^{[1] [2]}

producción de iones

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

Los iones cargados negativamente se producen cuando un electrón libre choca con un átomo y posteriormente queda atrapado dentro de la barrera de potencial eléctrico, liberando 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 energía requerida se conoce como potencial de ionización . El estudio de este tipo de colisiones es de fundamental importancia en lo que respecta al problema de los pocos cuerpos , que es uno de los principales problemas no resueltos de la física. Los experimentos cinemáticamente completos , ^[3] es decir, experimentos en los que se determina el vector de momento completo de todos los fragmentos de colisión (el proyectil disperso, el ion objetivo que retrocede y el electrón expulsado), han contribuido a importantes avances en la comprensión teórica de los pocos -Problema corporal en los últimos años.

Ionización adiabática

La ionización adiabática es una forma de ionización en la que se elimina o agrega 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. ^[4]

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. Luego, los dos electrones libres viajan hacia el ánodo y obtienen suficiente energía del campo eléctrico para provocar la ionización por impacto cuando se produzcan las próximas colisiones; etcétera. 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. ^[5]

La eficiencia de ionización es la relación entre el número de iones formados y el número de electrones o fotones utilizados. ^{[6] [7]}

Energía de ionización de los átomos.

Energías de ionización de elementos neutros (predichas 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 ordenando 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 detalles de las funciones de onda o el proceso de ionización. En la figura de la derecha se presenta un ejemplo. La abrupta disminución periódica del potencial de ionización después de átomos de gases raros, 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 pueden explicar cualitativamente la fotoionización y la ionización mediada por colisiones. 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 en túnel, ya que el proceso implica el paso de un electrón a través de una barrera de potencial clásicamente prohibida.

Descripción mecánica cuántica de la ionización.

La interacción de átomos y moléculas con pulsos láser suficientemente fuertes conduce a la ionización en iones con carga única o múltiple. La tasa de ionización, es decir, la probabilidad de ionización en unidad de tiempo, sólo puede calcularse mediante la mecánica cuántica . En general, las soluciones analíticas no están disponibles y las aproximaciones necesarias para cálculos numéricos manejables no proporcionan resultados suficientemente precisos. Sin embargo, cuando la intensidad del láser es suficientemente alta, se puede ignorar la estructura detallada del átomo o molécula y es posible 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 se puede despreciar, mientras que a distancias r > r ₀ el potencial de Coulomb es insignificante 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 en túnel es la ionización debida a la tunelización cuántica . En la ionización clásica, un electrón debe tener suficiente energía para atravesar la barrera de potencial, pero el 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 haga un túnel a través de la barrera 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 y, por lo tanto, una mayor posibilidad de hacerlo. En la práctica, la ionización de túnel se puede observar cuando el átomo o la molécula interactúan con fuertes pulsos de láser del infrarrojo cercano. Este proceso puede entenderse como un proceso mediante el cual un electrón ligado se ioniza mediante la absorción de más de un fotón del campo láser. Esta imagen se conoce generalmente como ionización multifotónica (MPI).

Keldysh ^[8] modeló el proceso MPI como una transición del electrón desde el estado fundamental del átomo a los estados de Volkov. ^[9] En este modelo, la perturbación del estado fundamental provocada por el campo láser se desprecia y no se tienen en cuenta los detalles de la estructura atómica al determinar la probabilidad de ionización. La principal dificultad del modelo de Keldysh fue que no tenía en cuenta los efectos de la interacción de Coulomb sobre el estado final del electrón. Como se observa en la figura, el campo de Coulomb no tiene una magnitud muy pequeña en comparación con el potencial del láser a distancias mayores del núcleo. Esto contrasta con la aproximación realizada al despreciar el potencial del láser en las regiones cercanas al núcleo. Perelomov et al. ^{[10] [11]} incluyeron la interacción de Coulomb a distancias internucleares mayores. Su modelo (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 cuasi clásica. Larochelle et al. ^[12] han comparado las curvas de iones versus intensidad teóricamente predichas de átomos de gases raros que interactúan con un láser de Ti: zafiro con mediciones experimentales. Han demostrado 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 Keldysh.

La tasa de MPI en un átomo con un potencial de ionización en un láser polarizado linealmente con frecuencia viene 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 máximo 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

El túnel cuasiestático (QST) es la ionización cuya tasa puede predecirse satisfactoriamente mediante el modelo ADK, ^[13] es decir, el límite del modelo PPT cuando se aproxima a cero. ^[14] 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 representa 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 calibre A , lo que enfatiza la naturaleza partícula de la luz (que absorbe múltiples fotones durante la ionización). Este enfoque fue adoptado por el modelo de Krainov ^[15] basado en los trabajos anteriores de Faisal ^[16] y Reiss. ^[17] La ​​tasa resultante viene 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 doble función 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 tridimensional de Fourier y
• ${\displaystyle I_{KAR}=\left({\frac {2Z^{2}}{n^{2}Fr}}\right)^{n}}$Incorpora la corrección de Coulomb en el modelo SFA.

Atrapamiento de población

Al calcular la tasa de MPI de los átomos sólo se consideran las transiciones a los estados continuos. Esta 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 los diferentes cambios de Stark del estado 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 sufren un cruce evitado a 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., ^[18] la probabilidad de permanecer en el estado fundamental, está dada por ${\displaystyle m}$ ${\displaystyle I_{r}}$ ${\displaystyle V_{m}}$ ${\displaystyle \Gamma (t)=\Gamma _{m}I(t)^{m/2}}$ ${\displaystyle P_{g}}$

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

¿Dónde está 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 se llena el estado excitado. Después de ser poblado, 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 ^[19] 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 cambio 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 "atrapamiento de población".

Presentación esquemática de captura de población 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 se produce una ionización incompleta siempre que hay una excitación resonante paralela a un nivel común con pérdida de ionización. ^[20] 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 de captura 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 mediante acoplamiento multifotónico con el continuo. A medida que aumenta la intensidad del pulso, el estado excitado y el continuo cambian de energía debido al cambio 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 de un 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 de la captura 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 al aumentar la intensidad, Talebpour et al. ^[21] observaron estructuras en las curvas de iones con carga única 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 . ^[22]

Ionización múltiple no secuencial

El fenómeno de la ionización no secuencial (NSI) de átomos expuestos a intensos campos láser ha sido objeto de numerosos estudios teóricos y experimentales desde 1983. El trabajo pionero comenzó con la observación de una estructura de "rodilla" en la señal del ion Xe ²⁺ versus curva de intensidad de L'Huillier et al. ^[23] 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 en un factor enorme a intensidades por debajo de la intensidad de saturación del ion con carga única. Muchos, por otra parte, prefieren definir el NSI como un proceso mediante el cual dos electrones se ionizan casi simultáneamente. Esta definición implica que además del canal secuencial existe 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. ^[24] Más tarde, al estudiar sistemáticamente el NSI de todos los átomos de gases raros, se observó el cuádruple NSI de Xe. ^[25] La conclusión más importante de este estudio fue la observación de la siguiente relación entre la tasa de NSI a cualquier estado de carga y la tasa de ionización de túnel (predicha por la fórmula ADK) a 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 túnel cuasiestático al i-ésimo estado de carga 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 de sacudida y el modelo de redispersión de electrones. El modelo de sacudida (SO), propuesto por primera vez por Fittinghoff et al., ^[26] se adopta del campo de la ionización de átomos por rayos X y proyectiles de electrones, donde el proceso de SO es uno de los principales mecanismos responsables de la ionización múltiple. de átomos. El modelo SO describe el proceso NSI como un mecanismo en el que 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 adaptarse a los nuevos estados de energía. Por tanto, existe una cierta probabilidad de que, tras la ionización del primer electrón, un segundo electrón sea excitado a estados de mayor energía (shake-up) o incluso ionizado (shake-off). Cabe mencionar que hasta el momento no ha habido ningún cálculo cuantitativo basado en el modelo SO, y el modelo sigue siendo cualitativo.

El modelo de redispersión de electrones fue desarrollado independientemente por Kuchiev, ^[27] Schafer et al , ^[28] Corkum, ^[29] Becker y Faisal ^[30] y Faisal y Becker. ^[31] Las características principales del modelo pueden entenderse fácilmente a partir de la versión de Corkum. El modelo de Corkum describe la ionización NS como un proceso mediante el cual un electrón se ioniza en túnel. Luego, el electrón interactúa con el campo láser donde se acelera alejándose 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 podrá liberar un electrón adicional por impacto electrónico. Sólo la mitad de las veces el electrón se libera con la fase adecuada 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 la ionización debida a la redispersión. ${\displaystyle U_{p}}$ ${\displaystyle U_{p}}$

Diagrama de Feynman para el proceso de doble ionización en un átomo mediante un mecanismo de redispersión.

El modelo de redispersión en la versión de Kuchiev (modelo de Kuchiev) es de mecánica cuántica. La idea básica del modelo se ilustra mediante los 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. Entonces el electrón a se ioniza. El comienzo del proceso de ionización se muestra mediante la intersección con una línea discontinua inclinada. donde ocurre el IPM. La línea gruesa completa muestra la propagación del electrón ionizado en el campo láser, durante el cual absorbe otros fotones (ATI). La colisión de este electrón con el ion atómico padre 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, a diferencia del modelo de Corkum, no predice ningún umbral de intensidad para la aparición de ionización NS.

Kuchiev no incluyó los efectos de Coulomb sobre la dinámica del electrón ionizado. Esto resultó en una subestimación enorme de la tasa de doble ionización. Obviamente, en el enfoque de Becker y Faisal (que en espíritu equivale al modelo de Kuchiev), este inconveniente no existe. De hecho, su modelo es más exacto y no sufre el gran número de aproximaciones realizadas por Kuchiev. Los resultados de sus cálculos encajan perfectamente con los resultados experimentales de Walker et al. ^[32] Becker y Faisal ^[33] han podido ajustar los resultados experimentales en el NSI múltiple de átomos de gases raros utilizando su modelo. Como resultado, la redispersión de electrones puede considerarse como el mecanismo principal para que se produzca el proceso NSI.

Ionización multifotónica de electrones de valencia internos y fragmentación de moléculas poliatómicas.

La ionización de los electrones de valencia internos es responsable de la fragmentación de moléculas poliatómicas en fuertes campos láser. Según un modelo cualitativo ^{[34] [35]} la disociación de las moléculas se produce mediante un mecanismo de tres pasos:

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

La fragmentación molecular inducida por pulsos cortos se puede utilizar 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 convencionales basadas en ionización electrónica, en particular cuando se requiere la identificación de isómeros ópticos. ^{[36] [37]}

Marco 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 aplicando una traslación al marco de laboratorio igual al movimiento del 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. ^[38] Comenzando en el marco de laboratorio (medidor 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 vibratorio de un electrón clásico en el marco de laboratorio para un campo arbitrario se puede obtener a partir del potencial vectorial del campo electromagnético:

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

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

Aplicando una transformación al sistema de laboratorio igual al movimiento del carcaj, se pasa al sistema "oscilante" o "Kramers-Henneberger", en el que el electrón clásico está en reposo. Mediante una transformación de factor de fase por conveniencia, se obtiene el hamiltoniano 'traslado al espacio', que es unitariamente equivalente al hamiltoniano de laboratorio, que contiene el potencial original centrado en el punto de oscilación : ${\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)}$ ${\displaystyle -\mathbf {\alpha } (t)}$

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

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 de los electrones son y (a veces llamados "amplitud de excursión", obtenido de ). ${\displaystyle \omega }$ ${\displaystyle \alpha _{0}}$ ${\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)}$

Desde aquí se puede aplicar la teoría de Floquet para calcular soluciones cuasi estacionarias del TDSE. En la teoría de Floquet de alta frecuencia, el orden más bajo del sistema se reduce a la llamada 'ecuación estructural', que tiene la forma de una típica ecuación de Schrödinger con valor propio de energía que contiene el 'potencial vestido' (el promedio del ciclo del potencial oscilante). ). La interpretación de la presencia de es la siguiente: en el marco oscilante, el núcleo tiene un movimiento oscilatorio de trayectoria y puede verse como el potencial de la carga nuclear esparcida 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) en conjunto. con la teoría de Floquet de alta frecuencia. ^[39]

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 evento sutil 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 quedan 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.

Ver también

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

Mesa

Referencias

1. Waring, EM; Siegel, JA (agosto de 2011). "El efecto de un generador de iones sobre la calidad del aire interior en una habitación residencial: efecto de un generador de iones sobre el aire interior de una habitación". Aire interior . 21 (4): 267–276. doi : 10.1111/j.1600-0668.2010.00696.x .
2. Universidad, Estado de Colorado. "Un estudio descubre problemas de seguridad con los purificadores de aire iónicos". phys.org . Consultado el 28 de junio de 2023 .
3. Schulz, Michael (2003). "Imágenes tridimensionales de procesos atómicos de cuatro cuerpos". Naturaleza . 422 (6927): 48–51. Código Bib :2003Natur.422...48S. doi : 10.1038/naturaleza01415. hdl : 11858/00-001M-0000-0011-8F36-A . PMID  12621427. S2CID  4422064.
4. IUPAC , Compendio de terminología química , 2ª ed. (el "Libro de Oro") (1997). Versión corregida en línea: (2006–) "ionización adiabática". doi :10.1351/libro de oro.A00143
5. Glenn F. Knoll. Detección y medición de radiación, tercera edición 2000. John Wiley and sons, ISBN 0-471-07338-5 
6. Todd, JFJ (1991). "Recomendaciones de nomenclatura y simbolismo para espectroscopia de masas (incluido un apéndice de términos utilizados en tecnología de vacío) (Recomendaciones de la IUPAC de 1991)". Pura aplicación. química . 63 (10): 1541-1566. doi : 10.1351/pac199163101541 .
7. IUPAC , Compendio de terminología química , 2ª ed. (el "Libro de Oro") (1997). Versión corregida en línea: (2006–) "eficiencia de ionización". doi :10.1351/libro de oro.I03196
8. Keldysh, LV (1965). "Ionización en el campo de una onda electromagnética fuerte". Médico soviético. JETP . 20 (5): 1307.
9. Volkov DM 1934 Z. Física. 94 250
10. Perelomov, AM; Popov, VS; Terent'ev, MV (1966). "Ionización de átomos en un campo eléctrico alterno". Médico soviético. JETP . 23 (5): 924. Código bibliográfico : 1966JETP...23..924P. Archivado desde el original el 18 de marzo de 2021 . Consultado el 12 de agosto de 2013 .
11. Perelomov, AM; Popov, VS; Terent'ev, MV (1967). "Ionización de átomos en un campo eléctrico alterno: II". Médico soviético. JETP . 24 (1): 207. Código bibliográfico : 1967JETP...24..207P. Archivado desde el original el 3 de marzo de 2021 . Consultado el 12 de agosto de 2013 .
12. Larochelle, S.; Talebpour, A.; Chin, SL (1998). "Efecto Coulomb en la ionización multifotónica de átomos de gases raros" (PDF) . Revista de Física B: Física atómica, molecular y óptica . 31 (6): 1215. Código bibliográfico : 1998JPhB...31.1215L. doi :10.1088/0953-4075/31/6/009. S2CID  250870476. Archivado desde el original (PDF) el 21 de noviembre de 2014.
13. Ammosov, MV; Delone, NB; Krainov, vicepresidente (1986). "Ionización en túnel de átomos complejos y de iones atómicos en un campo electromagnético alterno". Médico soviético. JETP . 64 (6): 1191. Código bibliográfico : 1986JETP...64.1191A. Archivado desde el original el 1 de marzo de 2021 . Consultado el 12 de agosto de 2013 .
14. Sharifi, SM; Talebpour, A; Yang, J.; Chin, SL (2010). "Procesos multifotónicos y de tunelización cuasiestáticos en la ionización de Ar y Xe mediante intensos pulsos de láser de femtosegundos". Revista de Física B: Física atómica, molecular y óptica . 43 (15): 155601. Código bibliográfico : 2010JPhB...43o5601S. doi :10.1088/0953-4075/43/15/155601. ISSN  0953-4075. S2CID  121014268.
15. Krainov, Vladimir P. (1997). "Tasas de ionización y distribuciones angulares y de energía en la ionización por supresión de barreras de átomos complejos e iones atómicos". Revista de la Sociedad Óptica de América B. 14 (2): 425. Código bibliográfico : 1997JOSAB..14..425K. doi :10.1364/JOSAB.14.000425. ISSN  0740-3224.
16. Faisal, FHM (1973). "Absorción múltiple de fotones láser por átomos". Revista de Física B: Física Atómica y Molecular . 6 (4): L89-L92. Código Bib : 1973JPhB....6L..89F. doi :10.1088/0022-3700/6/4/011. ISSN  0022-3700.
17. Reiss, Howard (1980). "Efecto de un intenso campo electromagnético sobre un sistema débilmente ligado". Revisión física A. 22 (5): 1786–1813. Código bibliográfico : 1980PhRvA..22.1786R. doi :10.1103/PhysRevA.22.1786. ISSN  0556-2791.
18. Historia, J.; Duncan, D.; Gallagher, T. (1994). "Tratamiento Landau-Zener de resonancias multifotónicas de potasio de intensidad sintonizada". Revisión física A. 50 (2): 1607–1617. Código bibliográfico : 1994PhRvA..50.1607S. doi :10.1103/PhysRevA.50.1607. ISSN  1050-2947. PMID  9911054.
19. De Boer, M.; Müller, H. (1992). "Observación de grandes poblaciones en estados excitados tras ionización multifotónica de pulso corto". Cartas de revisión física . 68 (18): 2747–2750. Código bibliográfico : 1992PhRvL..68.2747D. doi : 10.1103/PhysRevLett.68.2747. PMID  10045482.
20. Hola, FT; Carrol, CE (1988). "Atrapamiento de población coherente en sistemas cuánticos de nivel N". Revisión física A. 37 (8): 3000–3005. Código bibliográfico : 1988PhRvA..37.3000H. doi :10.1103/PhysRevA.37.3000. PMID  9900034.
21. Talebpour, A.; Chien, CY; Chin, SL (1996). "Población atrapada en gases raros". Revista de Física B: Física atómica, molecular y óptica . 29 (23): 5725. Código bibliográfico : 1996JPhB...29.5725T. doi :10.1088/0953-4075/29/23/015. S2CID  250757252.
22. Morishita, Toru; Lin, CD (2013). "Espectros de fotoelectrones y altos estados de Rydberg de litio generados por láseres intensos en el régimen de ionización sobre la barrera" (PDF) . Revisión física A. 87 (6): 63405. Código bibliográfico : 2013PhRvA..87f3405M. doi : 10.1103/PhysRevA.87.063405. hdl : 2097/16373 . ISSN  1050-2947.
23. L'Huillier, A.; Lompre, LA; Mainfray, G.; Manús, C. (1983). "Iones con carga múltiple inducidos por absorción multifotónica en gases raros a 0,53 μm". Revisión física A. 27 (5): 2503. Código bibliográfico : 1983PhRvA..27.2503L. doi :10.1103/PhysRevA.27.2503.
24. Agosto, 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". Revisión física A. 52 (2): R917–R919. Código bibliográfico : 1995PhRvA..52..917A. doi :10.1103/PhysRevA.52.R917. PMID  9912436.
25. Larochelle, S.; Talebpour, A.; Chin, SL (1998). "Ionización múltiple no secuencial de átomos de gases raros en un campo láser de Ti: zafiro". Revista de Física B: Física atómica, molecular y óptica . 31 (6): 1201. Código bibliográfico : 1998JPhB...31.1201L. doi :10.1088/0953-4075/31/6/008. S2CID  250747225.
26. Ajustehoff, DN; Bolton, PR; Chang, B.; Kulander, KC (1992). "Observación de doble ionización no secuencial de helio con tunelización óptica". Cartas de revisión física . 69 (18): 2642–2645. Código bibliográfico : 1992PhRvL..69.2642F. doi : 10.1103/PhysRevLett.69.2642. PMID  10046547.
27. [1] Kuchiev, M. Yu (1987). "Antena atómica". Médico soviético. JETP Lett . 45 : 404–406.
28. Schäfer, KJ; Yang, B.; DiMauro, LF; Kulander, KC (1992). "Ionización por encima del umbral más allá del límite de armónicos altos". Cartas de revisión física . 70 (11): 1599-1602. Código bibliográfico : 1993PhRvL..70.1599S. doi : 10.1103/PhysRevLett.70.1599. PMID  10053336.
29. Corkum, PB (1993). "Perspectiva del plasma sobre la ionización multifotónica de campo fuerte". Cartas de revisión física . 71 (13): 1994–1997. Código bibliográfico : 1993PhRvL..71.1994C. doi : 10.1103/PhysRevLett.71.1994. PMID  10054556. S2CID  29947935.
30. Becker, Andrés; Faisal, Farhad HM (1996). "Mecanismo de doble ionización de helio inducida por láser". Revista de Física B: Física atómica, molecular y óptica . 29 (6): L197–L202. Código bibliográfico : 1996JPhB...29L.197B. doi :10.1088/0953-4075/29/6/005. ISSN  0953-4075. S2CID  250808704.
31. [2] Faisal, FHM; Becker, A. (1997). "Doble ionización no secuencial: mecanismo y fórmula modelo". Física láser . 7 : 684.
32. Caminante, B.; Sheehy, B.; Dimauro, LF; Agostini, P.; Schafer, KJ; Kulander, KC (1994). "Medición de precisión de la doble ionización de helio en campo fuerte". Cartas de revisión física . 73 (9): 1227-1230. Código bibliográfico : 1994PhRvL..73.1227W. doi : 10.1103/PhysRevLett.73.1227. PMID  10057657.
33. Becker, A.; Faisal, FHM (1999). "Análisis de matriz S de los rendimientos de ionización de átomos de gases nobles en el foco de pulsos de láser de Ti: zafiro". Revista de Física B: Física atómica, molecular y óptica . 32 (14): L335. Código Bib : 1999JPhB...32L.335B. doi :10.1088/0953-4075/32/14/101. S2CID  250766534.
34. Talebpour, A.; Bandrauk, AD; Yang, J; Chin, SL (1999). "Ionización multifotónica de electrones de valencia internos y fragmentación de etileno en un intenso pulso de láser de Ti: zafiro" (PDF) . Letras de Física Química . 313 (5–6): 789. Código bibliográfico : 1999CPL...313..789T. doi :10.1016/S0009-2614(99)01075-1. Archivado desde el original (PDF) el 21 de noviembre de 2014.
35. Talebpur, A; Bandrauk, AD; Vijayalakshmi, K; Chin, SL (2000). "Ionización disociativa de benceno en intensos pulsos láser ultrarrápidos". Revista de Física B: Física atómica, molecular y óptica . 33 (21): 4615. Código bibliográfico : 2000JPhB...33.4615T. doi :10.1088/0953-4075/33/21/307. S2CID  250738396.
36. Mehdi Sharifi, S.; Talebpour, A.; Chin, SL (2008). "Los pulsos láser ultrarrápidos proporcionan una fuente de iones para espectroscopia de masas altamente selectiva". Física Aplicada B. 91 (3–4): 579. Código bibliográfico : 2008ApPhB..91..579M. doi :10.1007/s00340-008-3038-y. S2CID  122546433.
37. Peng, Jiahui; Puskas, Noé; Corkum, Paul B.; Rayner, David M.; Loboda, Alejandro V. (2012). "Espectrometría de masas por ionización láser de femtosegundo en fase gaseosa de alta presión". Química analítica . 84 (13): 5633–5640. doi :10.1021/ac300743k. ISSN  0003-2700. PMID  22670784. S2CID  10780362.
38. 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.
39. 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.