Ionization

📅 آخر تحديث: ٢٥ يوليو ٢٠٢٦
✍️ نُشر في: ٢٥ يوليو ٢٠٢٦
📷 يحتوي على 57 صور
الموسوعة الحرة
تؤدي الرياح الشمسية التي تتحرك عبر الغلاف المغناطيسي إلى تغيير حركات الجسيمات المشحونة في الغلاف الحراري أو الغلاف الخارجي للأرض، ويتسبب تأين هذه الجسيمات الناتج في انبعاث ضوء بألوان مختلفة، مما يؤدي إلى تكوين الشفق القطبي بالقرب من المناطق القطبية.
The solar wind moving through the magnetosphere alters the movements of charged particles in the Earth's thermosphere or exosphere, and the resulting ionization of these particles causes them to emit light of varying color, thus forming auroras near the polar regions.

Ionization or ionisation is the process by which an atom or a molecule acquires a negative or positive charge by gaining or losing electrons, often in conjunction with other chemical changes. The resulting electrically charged atom or molecule is called an ion. Ionization can result from the loss of an electron after collisions with subatomic particles, collisions with other atoms, molecules, electrons, positrons,[1]protons, antiprotons,[2] and ions,[3][4][5][6][7][8][9][10] or through the interaction with electromagnetic radiation.[11]Heterolytic bond cleavage and heterolytic substitution reactions can result in the formation of ion pairs. Ionization can occur through radioactive decay by the internal conversion process, in which an excited nucleus transfers its energy to one of the inner-shell electrons causing it to be ejected.

Uses

Everyday examples of gas ionization occur within a fluorescent lamp or other electrical discharge lamps. It is also used in radiation detectors such as the Geiger-Müller counter or the ionization chamber. The ionization process is widely used in a variety of equipment in fundamental science (e.g., mass spectrometry) and in medical treatment (e.g., radiation therapy). It is also widely used for air purification, though studies have shown harmful effects of this application.[12][13]

Production of ions

Avalanche effect in an electric field created between two electrodes. The original ionization event liberates one electron, and each subsequent collision liberates a further electron, so two electrons emerge from each collision: the ionizing electron and the liberated electron.

Negatively charged ions[14] are produced when a free electron collides with an atom and is subsequently trapped inside the electric potential barrier, releasing any excess energy. The process is known as electron capture ionization.

Positively charged ions are produced by transferring an amount of energy to a bound electron in a collision with charged particles (e.g. ions, electrons or positrons) or with photons. The threshold amount of the required energy is known as ionization energy. The study of such collisions is of fundamental importance with regard to the few-body problem, which is one of the major unsolved problems in physics. Kinematically complete experiments,[15] i.e. experiments in which the complete momentum vector of all collision fragments (the scattered projectile, the recoiling target-ion, and the ejected electron) are determined, have contributed to major advances in the theoretical understanding of the few-body problem in recent years.

Adiabatic ionization

Adiabatic ionization is a form of ionization in which an electron is removed from or added to an atom or molecule in its lowest energy state to form an ion in its lowest energy state.[16]

The Townsend discharge is a good example of the creation of positive ions and free electrons due to ion impact. It is a cascade reaction involving electrons in a region with a sufficiently high electric field in a gaseous medium that can be ionized, such as air. Following an original ionization event, due to such as ionizing radiation, the positive ion drifts towards the cathode, while the free electron drifts towards the anode of the device. If the electric field is strong enough, the free electron gains sufficient energy to liberate a further electron when it next collides with another molecule. The two free electrons then travel towards the anode and gain sufficient energy from the electric field to cause impact ionization when the next collisions occur; and so on. This is effectively a chain reaction of electron generation, and is dependent on the free electrons gaining sufficient energy between collisions to sustain the avalanche.[17]

Ionization efficiency is the ratio of the number of ions formed to the number of electrons or photons used.[18][19]

Ionization energy of atoms

Ionization energies of neutral elements (predicted beyond 104)

The trend in the ionization energy of atoms is often used to demonstrate the periodic behavior of atoms with respect to the atomic number, as summarized by ordering atoms in Mendeleev's table. This is a valuable tool for establishing and understanding the ordering of electrons in atomic orbitals without going into the details of wave functions or the ionization process.

An example is presented in the figure to the right. The periodic abrupt decrease in ionization potential after rare gas atoms, for instance, indicates the emergence of a new shell in alkali metals. In addition, the local maximums in the ionization energy plot, moving from left to right in a row, are indicative of s, p, d, and f sub-shells.

Semi-classical description of ionization

Classical physics and the Bohr model of the atom can qualitatively explain photoionization and collision-mediated ionization. In these cases, during the ionization process, the energy of the electron exceeds the energy difference of the potential barrier it is trying to pass. The classical description, however, cannot describe tunnel ionization since the process involves the passage of electron through a classically forbidden potential barrier.

Quantum mechanical description of ionization

The interaction of atoms and molecules with sufficiently strong laser pulses or with other charged particles leads to the ionization to singly or multiply charged ions. The ionization rate, i.e. the ionization probability in unit time, can be calculated using quantum mechanics. (There are classical methods available also, like the Classical Trajectory Monte Carlo Method (CTMC),[20][21] but it is not overall accepted and often criticized by the community.). Two quantum mechanical methods exist: perturbative and non-perturbative. Methods like time-dependent coupled-channel or time independent close coupling[22] – where the wave function is expanded in a finite basis set – are examples of non-perturbative methods and numerous options exist e.g. B-splines,[23] generalized Sturmians[24] or Coulomb wave packets.[25][26] Another non-perturbative method is to solve the corresponding Schrödinger equation fully numerically on a lattice.[27]

In general, analytic solutions are not available, and the approximations required for manageable numerical calculations do not provide acceptably accurate results. However, when the laser intensity is sufficiently high, the detailed structure of the atom or molecule can be ignored and an analytic solution for the ionization rate is possible.

Tunnel ionization

Combined potential of an atom and a uniform laser field. At distances r < r0, the potential of the laser can be neglected, while at distances with r > r0 the Coulomb potential is negligible compared to the potential of the laser field. The electron emerges from under the barrier at r = Rc. Ei is the ionization potential of the atom.

Tunnel ionization is ionization due to quantum tunneling. In classical ionization, an electron must have enough energy to make it over the potential barrier, but quantum tunneling allows the electron simply to go through the potential barrier instead of going all the way over it because of the wave nature of the electron. The probability of an electron's tunneling through the barrier drops off exponentially with the width of the potential barrier. Therefore, an electron with a higher energy can make it further up the potential barrier, leaving a much thinner barrier to tunnel through and thus a greater chance to do so. In practice, tunnel ionization is observable when the atom or molecule is interacting with near-infrared strong laser pulses. This process can be understood as a process by which a bounded electron, through the absorption of more than one photon from the laser field, is ionized. This picture is generally known as multiphoton ionization (MPI).

Keldysh[28] modeled the MPI process as a transition of the electron from the ground state of the atom to the Volkov states.[29] In this model the perturbation of the ground state by the laser field is neglected and the details of atomic structure in determining the ionization probability are not taken into account. The major difficulty with Keldysh's model was its neglect of the effects of Coulomb interaction on the final state of the electron. As it is observed from figure, the Coulomb field is not very small in magnitude compared to the potential of the laser at larger distances from the nucleus. This is in contrast to the approximation made by neglecting the potential of the laser at regions near the nucleus. Perelomov et al.[30][31] included the Coulomb interaction at larger internuclear distances. Their model (which we call the PPT model) was derived for short range potential and includes the effect of the long range Coulomb interaction through the first order correction in the quasi-classical action. Larochelle et al.[32] have compared the theoretically predicted ion versus intensity curves of rare gas atoms interacting with a Ti:Sapphire laser with experimental measurement. They have shown that the total ionization rate predicted by the PPT model fit very well the experimental ion yields for all rare gases in the intermediate regime of the Keldysh parameter.

The rate of MPI on atom with an ionization potential Ei{\displaystyle E_{i}} in a linearly polarized laser with frequency ω{\displaystyle \omega } is given by

WPPT=|Cn∗l∗|26πflmEi(2F(2Ei)32)2n∗−|m|−32(1+γ2)|m2|+34Am(ω,γ)e−2F(2Ei)32g(γ){\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)}}

where

  • γ=ω2EiF{\displaystyle \gamma ={\frac {\omega {\sqrt {2E_{i}}}}{F}}} is the Keldysh parameter,
  • n∗=2EiZ2{\displaystyle n^{*}={\frac {\sqrt {2E_{i}}}{Z^{2}}}},
  • F{\displaystyle F} is the peak electric field of the laser and
  • l∗=n∗−1{\displaystyle l^{*}=n^{*}-1}.

The coefficients flm{\displaystyle f_{lm}}, g(γ){\displaystyle g(\gamma )} and Cn∗l∗{\displaystyle C_{n^{*}l^{*}}} are given by

flm=(2l+1)(l+|m|)!2m|m|!(l−|m|)!g(γ)=32γ[(1+12γ2)sinh−1⁡(γ)−1+γ22γ]|Cn∗l∗|2=22n∗n∗Γ(n∗+l∗+1)Γ(n∗−l∗)\begin{aligned}f_{lm}&={\frac {(2l+1)(l+|m|)!}{2^{m}|m|!(l-|m|)!}}\\g(\gamma )&={\frac {3}{2\gamma }}\left[\left(1+{\frac {1}{2\gamma ^{2}}}\right)\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}}}

The coefficient Am(ω,γ){\displaystyle A_{m}(\omega ,\gamma )} is given by

Am(ω,γ)=43π1|m|!γ21+γ2∑n>v∞e−(n−v)α(γ)wm(2γ1+γ2(n−v)){\displaystyle A_{m}(\omega ,\gamma )={\frac {4}{3\pi }}{\frac {1}{|m|!}}{\frac {\gamma ^{2}}{1+\gamma ^{2}}}\sum _{n>v}^{\infty }e^{-(nv)\alpha (\gamma )}w_{m}\left({\sqrt {{\frac {2\gamma }{\sqrt {1+\gamma ^{2}}}}(nv)}}\right)}

where

wm(x)=e−x2∫0x(x2−y2)mey2dyα(γ)=2(sinh−1⁡(γ)−γ1+γ2)v=Eiω(1+12γ2)\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 {1}{2\gamma ^{2}}}\right)\end{aligned}}}

Quasi-static tunnel ionization

النفق شبه الساكن (QST) هو التأين الذي يمكن التنبؤ بمعدله بشكل مُرضٍ بواسطة نموذج ADK، [ 33 ] أي حد نموذج PPT عندماγ{\displaystyle \gamma }يقترب من الصفر. [ 34 ] يُعطى معدل QST بواسطة

دبليوأدك=|جن*ل*|26πولمهـأنا(2F(2هـأنا)32)2ن*-|م|-32هـ-23F(2هـأنا)32{\displaystyle W_{ADK}=\left|C_{n^{*}l^{*}}\right|^{2}{\sqrt {\frac {6}{\pi }}}f_{lm}E_{i}\left({\frac {2}{F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}\right)^{2n^{*}-|m|-{\frac {3}{2}}}e^{-{\frac {2}{3F}}\left(2E_{i}\right)^{\frac {3}{2}}}}

بالمقارنة معدبليوPPتي{\displaystyle W_{PPT}}إن غياب الجمع على n، والتي تمثل قمم التأين المختلفة فوق العتبة (ATI)، أمر ملحوظ.

تقريب المجال القوي لمعدل التأين

تُجرى حسابات PPT في مقياس E ، ما يعني اعتبار مجال الليزر موجات كهرومغناطيسية. ويمكن أيضًا حساب معدل التأين في مقياس A ، الذي يُبرز الطبيعة الجسيمية للضوء (امتصاص فوتونات متعددة أثناء التأين). وقد اعتمد نموذج كراينوف [ 35 ] هذا النهج استنادًا إلى أعمال سابقة لكل من فيصل [ 36 ] وريس [ 37 ] . ويُعطى المعدل الناتج بالمعادلة التالية:

دبليوكRأ=∑ن=شمال∞2πω2ص(ن-نosج)2∫دΩ|Fتي(أناكأRΨ(ر))|2جن2(نو،نosج2){\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)}

أين:

  • نأنا=هـأنا/ω،{\displaystyle n_{i}=E_{i}/\omega ,}
  • نosج=يوص/ω{\displaystyle n_{\mathrm {osc} }=U_{p}/\omega }معيوص{\displaystyle U_{p}}كونها الطاقة الحركية،
  • شمال=[نأنا+نosج]{\displaystyle N=[n_{i}+n_{\mathrm {osc} }]}يمثل الحد الأدنى لعدد الفوتونات اللازمة لتأيين الذرة،
  • جن(u،v){\displaystyle J_{n}(u,v)}هي دالة بيسل المزدوجة،
  • ص=2ω(ن-نosج-نأنا)،{\displaystyle p={\sqrt {2\أوميغا (n-n_{\mathrm {osc} }-n_{i})}},}
  • نو=2نosج/ωصكوس⁡(θ){\textstyle n_{f}=2{\sqrt {n_{\mathrm {osc} }/\omega }}p\cos(\theta )}معθ{\displaystyle \theta }الزاوية بين زخم الإلكترون، p ، والمجال الكهربائي لليزر، F ،
  • FT هو تحويل فورييه ثلاثي الأبعاد، و
  • أناكأR=(2Z2ن2Fر)ن{\displaystyle I_{KAR}=\left({\frac {2Z^{2}}{n^{2}Fr}}\right)^{n}}يتضمن نموذج SFA تصحيح كولوم.

اصطياد السكان

عند حساب معدل التفاعل متعدد الفوتونات للذرات، تُؤخذ في الاعتبار فقط الانتقالات إلى حالات الطيف المستمر. يُعد هذا التقريب مقبولًا طالما لا يوجد رنين متعدد الفوتونات بين الحالة الأرضية وبعض الحالات المثارة. مع ذلك، في حالة التفاعل الحقيقية مع الليزر النبضي، وأثناء تطور شدة الليزر، ونظرًا لاختلاف إزاحة ستارك بين الحالة الأرضية والحالات المثارة، فمن المحتمل أن تدخل بعض الحالات المثارة في رنين متعدد الفوتونات مع الحالة الأرضية. ضمن نموذج الذرة المُعدَّلة، تُعدّ الحالة الأرضية مُعدَّلة بواسطةم{\displaystyle m}تخضع الفوتونات والحالة الرنانة لتقاطع متجنب عند شدة الرنينأنار{\displaystyle I_{r}}المسافة الدنيا،Vم{\displaystyle V_{m}}، عند نقطة التقاطع المتجنبة تتناسب مع تردد رابي المعمم،Γ(ت)=Γمأنا(ت)م/2{\displaystyle \Gamma (t)=\Gamma _{m}I(t)^{m/2}}ربط الحالتين. وفقًا لستوري وآخرون، [ 38 ] فإن احتمال البقاء في الحالة الأرضية،Pز{\displaystyle P_{g}}، يتم تحديده بواسطة

Pز=خبرة⁡(-2πدبليوم2ددبليو/دت){\displaystyle P_{g}=\exp \left(-{\frac {2\pi W_{m}^{2}}{\mathrm {d} W/\mathrm {d} t}}\right)}

أيندبليو{\displaystyle W}يمثل فرق الطاقة المتغير مع الزمن بين حالتي التجهيز. عند التفاعل مع نبضة قصيرة، إذا تم الوصول إلى الرنين الديناميكي في الجزء الصاعد أو الهابط من النبضة، فإن عدد الجسيمات يبقى عمليًا في الحالة الأرضية، ويمكن إهمال تأثير رنين الفوتونات المتعددة. مع ذلك، إذا وصلت الحالات إلى حالة الرنين عند ذروة النبضة، حيثددبليو/دت=0{\displaystyle \mathrm {d} W/\mathrm {d} t=0}ثم يتم ملء الحالة المثارة. بعد ذلك، ونظرًا لأن جهد تأين الحالة المثارة صغير، فمن المتوقع أن يتأين الإلكترون على الفور.

في عام ١٩٩٢، أظهر دي بوير ومولر [ ٣٩ ] أن ذرات الزينون المعرضة لنبضات ليزر قصيرة يمكنها البقاء في حالات الإثارة العالية ٤f و٥f و٦f. ويُعتقد أن هذه الحالات قد أُثيرت بفعل انزياح ستارك الديناميكي للمستويات إلى رنين متعدد الفوتونات مع المجال خلال الجزء الصاعد من نبضة الليزر. ولم يؤين التطور اللاحق لنبضة الليزر هذه الحالات بشكل كامل، تاركًا وراءه بعض الذرات المثارة بشدة. وسنشير إلى هذه الظاهرة باسم "احتجاز التعداد".

عرض تخطيطي لآلية احتجاز الإلكترونات من نوع لامدا. G هي الحالة الأرضية للذرة. 1 و2 حالتان مثارتان متساويتان في الطاقة. بعد انتقال الإلكترونات إلى هاتين الحالتين نتيجةً للرنين متعدد الفوتونات، ترتبط هاتان الحالتان عبر الطيف المتصل c، وتُحتجز الإلكترونات في تراكب هاتين الحالتين.

نشير إلى الحساب النظري الذي يُفيد بحدوث تأين غير كامل عند وجود إثارة رنينية متوازية إلى مستوى مشترك مع فقدان في التأين. [ 40 ] ندرس حالة مثل 6f لذرة الزينون، والتي تتكون من 7 مستويات شبه متحللة ضمن نطاق عرض نطاق الليزر. تُشكل هذه المستويات، بالإضافة إلى الطيف المتصل، نظام لامدا. آلية احتجاز الإلكترونات من نوع لامدا موضحة تخطيطيًا في الشكل. في الجزء الصاعد من النبضة (أ)، لا تكون الحالة المثارة (بمستويين متحللين 1 و2) في حالة رنين متعدد الفوتونات مع الحالة الأرضية. يتأين الإلكترون من خلال اقتران متعدد الفوتونات مع الطيف المتصل.

مع ازدياد شدة النبضة، ينزاح مستوى الطاقة لكل من الحالة المثارة والطيف المتصل نتيجةً لانزياح ستارك. عند ذروة النبضة (ب)، تدخل الحالات المثارة في رنين متعدد الفوتونات مع الحالة الأرضية. ومع بدء انخفاض الشدة (ج)، تقترن الحالتان عبر الطيف المتصل، ويُحصر عدد الجسيمات في تراكب متماسك للحالتين. تحت تأثير النبضة نفسها لاحقًا، وبسبب التداخل في سعات انتقال نظام لامدا، لا يستطيع المجال تأيين عدد الجسيمات بشكل كامل، ويُحصر جزء منها في تراكب متماسك للمستويات شبه المتساوية. وفقًا لهذا التفسير، فإن الحالات ذات الزخم الزاوي الأعلى - والتي تحتوي على مستويات فرعية أكثر - لديها احتمالية أكبر لحصر عدد الجسيمات. وبشكل عام، تتحدد قوة الحصر بقوة اقتران الفوتونين بين المستويات شبه المتساوية عبر الطيف المتصل. في عام 1996، وباستخدام ليزر شديد الاستقرار، ومن خلال تقليل تأثيرات حجب تمدد منطقة التركيز مع زيادة شدة الليزر، لاحظ طالب بور وآخرون [ 41 ] بنىً على منحنيات الأيونات أحادية الشحنة لعناصر الزينون والكريبتون والأرجون. وقد نُسبت هذه البنى إلى احتجاز الإلكترونات في مجال الليزر القوي. وقد قدم ت. موريشيتا وسي دي لين [ 42 ] برهانًا أكثر وضوحًا على احتجاز الإلكترونات .

التأين المتعدد غير المتسلسل

شكّلت ظاهرة التأين غير المتسلسل للذرات المعرضة لحقول ليزرية شديدة موضوعًا للعديد من الدراسات النظرية والتجريبية منذ عام 1983. بدأ العمل الرائد بملاحظة بنية "ركبة" على منحنى إشارة أيون Xe²⁺ مقابل شدة الإشارة بواسطة لويلييه وآخرون [ 43 ] . من وجهة النظر التجريبية، يشير التأين المزدوج غير المتسلسل إلى عمليات تُعزز معدل إنتاج الأيونات ثنائية الشحنة بشكل كبير عند شدات أقل من شدة تشبع الأيون أحادي الشحنة. من ناحية أخرى، يُفضل الكثيرون تعريف التأين غير المتسلسل على أنه عملية يتم فيها تأيين إلكترونين بشكل شبه متزامن. هذا التعريف يعني أنه بصرف النظر عن المسار المتسلسل،أ+ل->أ++ل->أ++{\displaystyle A+L->A^{+}+L->A^{++}}هناك قناة أخرىأ+ل->أ++{\displaystyle A+L->A^{++}}وهو ما يُعدّ المساهمة الرئيسية في إنتاج الأيونات ثنائية الشحنة عند الشدات المنخفضة. وقد أبلغ أوغست وآخرون [ 44 ] عن أول رصد للتأين النووي الثلاثي في ​​الأرجون المتفاعل مع ليزر بطول موجي 1 ميكرومتر . وفي وقت لاحق، ومن خلال دراسة منهجية للتأين النووي لجميع ذرات الغازات النادرة، لوحظ التأين النووي الرباعي للزينون [ 45 ] . وكان أهم استنتاج لهذه الدراسة هو ملاحظة العلاقة التالية بين معدل التأين النووي إلى أي حالة شحنة ومعدل التأين النفقي (المتوقع بواسطة صيغة ADK) إلى حالات الشحنة السابقة؛ 

دبليوشمالS(أن+)=∑أنا=1ن-1αن(λ)دبليوأدك(أأنا+){\displaystyle W_{NS}(A^{n+})=\sum _{i=1}^{n-1}\alpha _{n}\left(\lambda \right)W_{ADK}\left(A^{i+}\right)}

أيندبليوأدك(أأنا+){\displaystyle W_{ADK}\left(A^{i+}\right)}يمثل معدل النفق شبه الساكن إلى حالة الشحنة رقم i وαن(λ){\displaystyle \alpha _{n}(\lambda )}هناك بعض الثوابت التي تعتمد على الطول الموجي لليزر (ولكن ليس على مدة النبضة).

طُرح نموذجان لتفسير التأين غير المتسلسل: نموذج التفكك الإلكتروني ونموذج إعادة تشتت الإلكترونات. نموذج التفكك الإلكتروني (SO)، الذي اقترحه فيتينغهوف وآخرون [ 46 ] ، مُستمد من مجال تأين الذرات بواسطة الأشعة السينية وقذائف الإلكترونات، حيث تُعد عملية التفكك الإلكتروني إحدى الآليات الرئيسية المسؤولة عن التأين المتعدد للذرات. يصف نموذج التفكك الإلكتروني عملية التأين غير المتسلسل كآلية يتم فيها تأين إلكترون واحد بواسطة مجال الليزر، ويكون انفصال هذا الإلكترون سريعًا جدًا لدرجة أن الإلكترونات المتبقية لا تملك الوقت الكافي للتكيف مع مستويات الطاقة الجديدة. لذلك، ثمة احتمال معين أن يتم، بعد تأين الإلكترون الأول، إثارة إلكترون ثانٍ إلى مستويات طاقة أعلى (التفكك الإلكتروني) أو حتى تأينه (التفكك الإلكتروني). تجدر الإشارة إلى أنه حتى الآن، لم تُجرَ أي حسابات كمية استنادًا إلى نموذج التفكك الإلكتروني، ولا يزال النموذج وصفيًا.

طُوِّر نموذج إعادة تشتت الإلكترون بشكل مستقل من قِبَل كوتشيف [ 47 ] ، وشافر وآخرون [ 48 ] ، وكوركوم [ 49 ] ، وبيكر وفيصل [ 50 ] ، وفيصل وبيكر [ 51 ] . ويمكن فهم السمات الرئيسية للنموذج بسهولة من خلال نسخة كوركوم. يصف نموذج كوركوم تأين النواة النيوترونية كعملية يتم فيها تأين الإلكترون نفقياً. ثم يتفاعل الإلكترون مع مجال الليزر حيث يتسارع بعيداً عن النواة. إذا تأين الإلكترون في طور مناسب من المجال، فسيمر بموقع الأيون المتبقي بعد نصف دورة، حيث يمكنه تحرير إلكترون إضافي عن طريق اصطدام الإلكترون. في نصف الحالات فقط، يُحرَّر الإلكترون بالطور المناسب، وفي النصف الآخر لا يعود أبداً إلى النواة. تبلغ الطاقة الحركية القصوى التي يمكن أن يمتلكها الإلكترون العائد 3.17 ضعف الجهد البوندروموتيفي (يوص{\displaystyle U_{p}}) لليزر. يضع نموذج كوركوم حدًا أقصى لشدة الليزر الدنيا (يوص{\displaystyle U_{p}}(يتناسب مع الشدة) حيث يمكن أن يحدث التأين بسبب إعادة التشتت.

مخطط فاينمان لعملية التأين المزدوج في الذرة من خلال آلية إعادة التشتت

نموذج إعادة التشتت في نسخة كوتشيف (نموذج كوتشيف) هو نموذج كمي. تُوضَّح الفكرة الأساسية للنموذج بواسطة مخططات فاينمان في الشكل (أ). في البداية، يكون كلا الإلكترونين في الحالة الأرضية للذرة. يصف الخطان المُشار إليهما بـ (أ) و(ب) الحالتين الذريتين المتناظرتين. ثم يتأين الإلكترون (أ). يُشار إلى بداية عملية التأين بتقاطع الخط المتقطع المائل، حيث يحدث التأين متعدد الفوتونات. يُشار إلى انتشار الإلكترون المتأين في مجال الليزر، حيث يمتص فوتونات أخرى (ATI)، بالخط السميك الكامل. يُشار إلى تصادم هذا الإلكترون مع الأيون الذري الأصلي بخط منقط رأسي يُمثل تفاعل كولوم بين الإلكترونات. تصف الحالة المُشار إليها بـ (ج) إثارة الأيون إلى حالة منفصلة أو متصلة. يصف الشكل (ب) عملية التبادل. على عكس نموذج كوركوم، لا يتنبأ نموذج كوتشيف بأي شدة عتبة لحدوث تأين NS.

لم يُدرج كوتشيف تأثيرات كولوم على ديناميكيات الإلكترون المتأين، مما أدى إلى التقليل بشكل كبير من معدل التأين المزدوج. من الواضح أن هذا العيب غير موجود في منهج بيكر وفيصل (المكافئ لنموذج كوتشيف من حيث المبدأ). في الواقع، نموذجهما أكثر دقة ولا يعاني من كثرة التقريبات التي استخدمها كوتشيف. تتطابق نتائج حساباتهما تمامًا مع النتائج التجريبية لووكر وآخرون [ 52 ] . تمكن بيكر وفيصل [ 53 ] من مطابقة النتائج التجريبية للتأين غير المتناظر المتعدد لذرات الغازات النبيلة باستخدام نموذجهما. ونتيجة لذلك، يمكن اعتبار إعادة تشتت الإلكترون الآلية الرئيسية لحدوث عملية التأين غير المتناظر.

إطار كرامرز-هينبيرغر

المصادر: [ 54 ] [ 55 ]

إطار كرامرز-هينبيرغر (KF) هو الإطار غير العطالي الذي يتحرك مع الإلكترون الحر تحت تأثير نبضة الليزر التوافقية، ويتم الحصول عليه بتطبيق إزاحة على إطار المختبر تساوي حركة اهتزاز الإلكترون الكلاسيكي في إطار المختبر. بعبارة أخرى، يكون الإلكترون الكلاسيكي ساكنًا في إطار كرامرز-هينبيرغر. [ 56 ] بدءًا من إطار المختبر (مقياس السرعة)، يمكننا وصف الإلكترون باستخدام الهاميلتوني:

حلأب=12(P+1جأ(ت))2+V(ر){\displaystyle H_{lab}={\frac {1}{2}}(\mathbf {P} +{\frac {1}{c}}\mathbf {A} (t))^{2}+V(r)}

في تقريب ثنائي القطب، يمكن الحصول على حركة الارتعاش للإلكترون الكلاسيكي في الإطار المختبري لحقل عشوائي من الجهد الشعاعي للحقل الكهرومغناطيسي:

α(ت)≡1ج∫0تأ(ت′)دت′=(α0/هـ0)هـ(ت){\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)\equiv {\frac {1}{c}}\int _{0}^{t}\mathbf {A} (t')dt'=(\alpha _{0}/E_{0})\mathbf {E} (t)}

أينα0≡هـ0ω-2{\displaystyle \alpha _{0}\equiv E_{0}\omega ^{-2}}لموجة مستوية أحادية اللون.

بتطبيق تحويل على إطار المختبر يساوي حركة الجعبةα(ت){\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)}ينتقل المرء إلى الإطار "المتذبذب" أو "إطار كرامرز-هينبيرغر"، حيث يكون الإلكترون الكلاسيكي في حالة سكون. ومن خلال تحويل عامل الطور للتبسيط، نحصل على الهاميلتوني "المُزاح مكانيًا"، وهو مكافئ وحدويًا لهاميلتوني إطار المختبر، الذي يحتوي على الجهد الأصلي المتمركز حول النقطة المتذبذبة.-α(ت){\displaystyle -\mathbf {\alpha } (t)}:

حكح=12P2+V(ر+α(ت)){\displaystyle H_{KH}={\frac {1}{2}}\mathbf {P} ^{2}+V(\mathbf {r} +\mathbf {\alpha } (t))}

تكمن فائدة إطار KH في حقيقة أنه في هذا الإطار يمكن اختزال تفاعل الليزر مع الذرة إلى شكل طاقة كامنة متذبذبة، حيث تكون المعلمات الطبيعية التي تصف ديناميكيات الإلكترون هيω{\displaystyle \omega }وα0{\displaystyle \alpha _{0}}(يُطلق عليه أحيانًا اسم "سعة الحركة"، ويتم الحصول عليه منα(ت){\displaystyle \mathbf {\alpha } (t)}).

من هنا يمكن تطبيق نظرية فلوكي لحساب الحلول شبه المستقرة لمعادلة شرودنغر المعتمدة على الزمن. في نظرية فلوكي عالية التردد، إلى أدنى رتبة فيω-1{\displaystyle \omega ^{-1}}يختزل النظام إلى ما يسمى "معادلة البنية"، والتي لها شكل معادلة شرودنغر النموذجية للطاقة والقيمة الذاتية التي تحتوي على "الجهد الملبس".V0(α0،ر){\displaystyle V_{0}(\alpha _{0},\mathbf {r} )}(متوسط ​​دورة الجهد المتذبذب). تفسير وجودV0{\displaystyle V_{0}}وهو كما يلي: في الإطار المتذبذب، تتحرك النواة حركة تذبذبية في مسارها-α(ت){\displaystyle -\mathbf {\alpha } (t)}وV0{\displaystyle V_{0}}يمكن اعتبارها بمثابة طاقة كامنة للشحنة النووية المنتشرة على طول مسارها.

وبالتالي، يُستخدم إطار KH في الدراسات النظرية لتأين المجال القوي واستقرار الذرات (وهي ظاهرة متوقعة حيث ينخفض ​​احتمال تأين الذرة في مجال عالي الكثافة والتردد فعليًا عند شدات أعلى من عتبة معينة) بالاقتران مع نظرية فلوكي عالية التردد. [ 57 ]

تم تطبيق إطار KF بنجاح على مشاكل مختلفة أيضًا، على سبيل المثال لتوليد التوافقيات الأعلى من سطح معدني في مجال ليزر قوي [ 58 ].

الانفصال – التمييز

قد تتفكك المادة دون أن تُنتج بالضرورة أيونات. على سبيل المثال، تتفكك جزيئات سكر المائدة في الماء (يذوب السكر) لكنها تبقى سليمة كجزيئات متعادلة. ومن الظواهر الدقيقة الأخرى تفكك كلوريد الصوديوم (ملح الطعام) إلى أيونات الصوديوم والكلور. مع أن الأمر قد يبدو كحالة تأين، إلا أن الأيونات موجودة بالفعل داخل الشبكة البلورية. عندما يتفكك الملح، تُحاط أيوناته المكونة له بجزيئات الماء، وتظهر آثارها (كأن يصبح المحلول إلكتروليتيًا ). ومع ذلك، لا يحدث انتقال أو إزاحة للإلكترونات.

طاولة

التحولات الطورية للمادة (
  • v
  • ت
  • هـ
)
ل
من
صلبسائلالغازبلازما
صلب
الذوبانالتسامي
سائلالتجميد
تبخير
الغازالترسيبالتكثيف
التأين
بلازماإعادة التركيب

انظر أيضاً

مراجع

  1. ↑ ماتشاك، جيه آر؛ ماك إيشران، آر بي؛ ستوفر، إيه دي (2023). "تصادمات البوزيترون". دليل سبرينغر للفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية. سلسلة أدلة سبرينغر . سبرينغر. doi : 10.1007/978-3-030-73893-8_51 . ISBN 978-3-030-73892-1.
  2. ↑ كيرشنر، توم؛ كنودسن، هيلج (2011). "الوضع الحالي لتأين الذرات والجزيئات بواسطة اصطدام البروتونات المضادة: منظورات نظرية وتجريبية" . مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 44 (12) 122001. رمز Bibcode : 2011JPhB...44l2001K . doi : 10.1088/0953-4075/44/12/122001 .
  3. ^ براندسن، بي إتش (1970). نظرية الاصطدام الذري . بنيامين. رقم ISBN 978-0-8053-1180-8.
  4. ^ ستولترفوهت، ن؛ دوبوا، أردي؛ ريفارولا، آر دي (1997). انبعاث الإلكترون في الاصطدامات الثقيلة بين الذرات والأيونات . سبرينغر-فيرلاغ. رقم ISBN 978-3-642-08322-8.
  5. ↑ ماكغواير، جيه إتش (1997). ديناميكيات ترابط الإلكترونات في التصادمات الذرية . مطبعة جامعة كامبريدج. ISBN 978-0-521-48020-8.
  6. ↑ إيخلر، ج. (2005). محاضرات حول تصادمات الأيونات والذرات: من السرعات غير النسبية إلى السرعات النسبية . إلسيفير. ISBN 978-0-444-52047-0.
  7. ↑ برانسدن، بي إتش؛ ماكدويل، إم آر سي (1992). تبادل الشحنات ونظرية تصادمات الأيونات والذرات . مطبعة كلارندون؛ مطبعة جامعة أكسفورد. ISBN 978-0-19-852020-7.
  8. ↑ جانيف، آر كيه؛ بريسنياكوف، إل بي؛ شيفيلكو، في بي (1985). فيزياء الأيونات عالية الشحنة . سبرينغر. ISBN 978-3-642-69197-3.
  9. ↑ شولز، مايكل (2019). شولز، مايكل (محرر). تصادمات الأيونات والذرات: مسألة الأجسام القليلة في الأنظمة الديناميكية . دي جرويتر. doi : 10.1515/9783110580297 . ISBN 978-3-11-057942-0.
  10. ↑ د. بيلكيتش (2009). النظرية الكمية لتصادمات الأيونات والذرات عالية الطاقة . مطبعة سي آر سي. رقم ISBN 978-1-58488-728-7.
  11. ^ شميلشر، ص. شفايتزر، دبليو (2002). الذرات والجزيئات في المجالات الخارجية القوية . كولفر الأكاديمية للنشر. رقم ISBN 0-306-45811-X.
  12. ↑ وارينغ، إم إس؛ سيغل، جيه إيه (أغسطس 2011). "تأثير مولد الأيونات على جودة الهواء الداخلي في غرفة سكنية: تأثير مولد الأيونات على الهواء الداخلي في غرفة" . الهواء الداخلي . 21 (4): 267-276 . doi : 10.1111/j.1600-0668.2010.00696.x . PMID 21118308 . 
  13. ↑ جامعة ولاية كولورادو. "دراسة تكشف عن مخاوف تتعلق بالسلامة في أجهزة تنقية الهواء الأيونية" . phys.org . تاريخ الاطلاع: 28 يونيو 2023 .
  14. ↑ أندرسن، ت. (2004). "الأيونات السالبة الذرية: البنية، والديناميكا، والتصادمات". تقارير الفيزياء . 394 ( 4-5 ): 157-313 . Bibcode : 2004PhR...394..157A . doi : 10.1016/j.physrep.2004.01.001 – عبر 157-313.
  15. ↑ شولز، مايكل (2003). "التصوير ثلاثي الأبعاد لعمليات الأجسام الأربعة الذرية" . مجلة نيتشر . 422 (6927): 48-51 . Bibcode : 2003Natur.422...48S . doi : 10.1038/nature01415 . hdl : 11858 / 00-001M-0000-0011-8F36-A . PMID 12621427. S2CID 4422064 .  
  16. ↑ الاتحاد الدولي للكيمياء البحتة والتطبيقية (IUPAC )، موسوعة المصطلحات الكيميائية ، الطبعة الخامسة (الكتاب الذهبي) (2025). النسخة الإلكترونية: (2006 – ) " التأين الأديباتي ". doi : 10.1351/goldbook.A00143
  17. ↑ غلين ف. نول. الكشف عن الإشعاع وقياسه، الطبعة الثالثة 2000. جون وايلي وأولاده، ISBN 0-471-07338-5
  18. ↑ تود، جيه إف جيه (1991). "توصيات بشأن التسمية والرموز المستخدمة في مطياف الكتلة (بما في ذلك ملحق بالمصطلحات المستخدمة في تقنية الفراغ) (توصيات الاتحاد الدولي للكيمياء البحتة والتطبيقية 1991)" . الكيمياء البحتة والتطبيقية . 63 (10): 1541-1566 . doi : 10.1351/pac199163101541 .
  19. ↑ الاتحاد الدولي للكيمياء البحتة والتطبيقية (IUPAC )، موسوعة المصطلحات الكيميائية ، الطبعة الخامسة (الكتاب الذهبي) (2025). النسخة الإلكترونية: (2006 – ) " كفاءة التأين ". doi : 10.1351/goldbook.I03196
  20. ↑ أبرينيس، ر.؛ بيرسيفال، آي سي (1966). "النظرية الكلاسيكية لانتقال الشحنة وتأين ذرات الهيدروجين بواسطة البروتونات" . وقائع الجمعية الفيزيائية . 88 (4): 861-872 . Bibcode : 1966PPS....88..861A . doi : 10.1088/0370-1328/88/4/306 .
  21. ↑ شولتز، د. ر. (1989). "مقارنة عمليات إزالة الإلكترون المفرد في تصادمات الإلكترونات والبوزيترونات والبروتونات والبروتونات المضادة مع الهيدروجين والهيليوم" . مجلة الفيزياء أ . 41 (5): 2330-2334 . رمز Bibcode : 1989PhRvA..40.2330S . doi : 10.1103/PhysRevA.40.2330 . PMID 9902408 . 
  22. ↑ عبد الرحمنوف، إي. بي.؛ بلاومان، سي.؛ قديروف، إيه. إس.؛ براي، آي.؛ محمدجانوف، إيه. إم. (2020). "نهج الاقتران الوثيق أحادي المركز لتصادمات إعادة الترتيب ثنائية المركز" . مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 53 (14): 145201. رمز Bibcode : 2020JPhB...53n5201A . doi : 10.1088/1361-6455/ab894a . OSTI 1733342 . 
  23. ↑ مارتن، فرناندو (1999). "التأين والتفكك باستخدام دوال بي-سبلاين: التأين الضوئي لجزيء الهيدروجين" . مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 32 (16): R197– R231. doi : 10.1088/0953-4075/32/16/201 .
  24. ↑ أفيري، ج. (2006). ستورميان المعمم والأطياف الذرية . دار النشر العالمية العلمية. ISBN 981-256-806-9.
  25. ↑ بارنا، آي إف؛ غرون، ن.؛ شيد، دبليو. (2003). "دراسة القنوات المقترنة باستخدام حزم موجات كولوم لتأين الهيليوم في تصادمات الأيونات الثقيلة" . المجلة الأوروبية للفيزياء D. 25 ( 3): 239-246 . Bibcode : 2003EPJD...25..239B . doi : 10.1140/epjd/e2003-00206-6 .
  26. ↑ عبد الرحمنوف، إ.ب.؛ قديروف، أ.س.؛ براي، إ.؛ بارتشات، ك. (2017). "نهج التجزئة المستمرة لحزمة الموجات لتأين الهيليوم الأحادي بواسطة البروتونات المضادة والبروتونات النشطة" . مجلة الفيزياء أ . 96 (2) 022702. رمز Bibcode : 2017PhRvA..96b2702A . doi : 10.1103/PhysRevA.96.022702 . hdl : 10072/409310 .
  27. ↑ شولتز، د. ر.؛ كرستيك، ب. س. (2003). "تأين الهيليوم بواسطة البروتونات المضادة: نهج شبكي رباعي الأبعاد مترابط بالكامل" . مجلة Physical Review A. 67 ( 2) 022712. Bibcode : 2003PhRvA..67b2712S . doi : 10.1103/PhysRevA.67.022712 .
  28. ↑ كيلديش، إل في (1965). "التأين في مجال موجة كهرومغناطيسية قوية" . الفيزياء السوفيتية. JETP . 20 (5): 1307.
  29. ^ فولكوف مارك ألماني 1934 ز. فيز. 94250
  30. ↑ بيريلوموف، أ.م.؛ بوبوف، ف.س.؛ تيرينتيف، م.ف. (1966). "تأين الذرات في مجال كهربائي متناوب" . مجلة الفيزياء السوفيتية JETP . 23 (5): 924. رمز Bibcode : 1966JETP...23..924P . مؤرشف من الأصل بتاريخ 18 مارس 2021. تم الاطلاع عليه بتاريخ 12 أغسطس 2013 .
  31. ↑ بيريلوموف، أ.م.؛ بوبوف، ف.س.؛ تيرينتيف، م.ف. (1967). "تأين الذرات في مجال كهربائي متناوب: الجزء الثاني" . مجلة الفيزياء السوفيتية JETP . 24 (1): 207. رمز Bibcode : 1967JETP...24..207P . مؤرشف من الأصل بتاريخ 2021-03-03 . تم الاطلاع عليه بتاريخ 2013-08-12 .
  32. ↑ لاروشيل، س.؛ طالب بور، أ.؛ تشين، س. ل. (1998). "تأثير كولوم في التأين متعدد الفوتونات لذرات الغازات النادرة" (ملف PDF) . مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 31 (6): 1215. رمز Bibcode : 1998JPhB...31.1215L . doi : 10.1088/0953-4075/31/6/009 . S2CID 250870476. مؤرشف من الأصل (ملف PDF) في 21 نوفمبر 2014. 
  33. ↑ أموسوف، إم. في.؛ ديلون، إن. بي.؛ كراينوف، في. بي. (1986). "تأين النفق للذرات المعقدة والأيونات الذرية في مجال كهرومغناطيسي متناوب" . الفيزياء السوفيتية. JETP . 64 (6): 1191. رمز Bibcode : 1986JETP...64.1191A . مؤرشف من الأصل في 2021-03-01 . تم الاسترجاع في 2013-08-12 .
  34. ↑ شريفي، إس إم؛ طالب بور، أ؛ يانغ، ج؛ تشين، إس إل (2010). "النفق شبه الساكن وعمليات الفوتونات المتعددة في تأين الأرجون والزينون باستخدام نبضات ليزرية مكثفة من نوع الفيمتو ثانية". مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 43 (15) 155601. رمز Bibcode : 2010JPhB...43o5601S . doi : 10.1088/0953-4075/43/15/155601 . ISSN 0953-4075 . S2CID 121014268 .  
  35. ↑ كراينوف، فلاديمير ب. (1997). "معدلات التأين وتوزيعات الطاقة والزاوية عند تأين كبح الحاجز للذرات المعقدة والأيونات الذرية". مجلة الجمعية البصرية الأمريكية ب . 14 (2): 425. Bibcode : 1997JOSAB..14..425K . doi : 10.1364/JOSAB.14.000425 . ISSN 0740-3224 . 
  36. ↑ فيصل، ف.ح.م. (1973). "الامتصاص المتعدد لفوتونات الليزر بواسطة الذرات". مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية . 6 (4): L89– L92. Bibcode : 1973JPhB....6L..89F . doi : 10.1088/0022-3700/6/4/011 . ISSN 0022-3700 . 
  37. ↑ ريس، هوارد (1980). "تأثير مجال كهرومغناطيسي مكثف على نظام ضعيف الارتباط". مجلة Physical Review A. 22 ( 5): 1786–1813 . Bibcode : 1980PhRvA..22.1786R . doi : 10.1103/PhysRevA.22.1786 . ISSN 0556-2791 . 
  38. ↑ ستوري، ج.؛ دنكان، د.؛ غالاغر، ت. (1994). "معالجة لانداو-زينر للرنين متعدد الفوتونات المضبوط الشدة للبوتاسيوم". مجلة Physical Review A. 50 ( 2): 1607–1617 . Bibcode : 1994PhRvA..50.1607S . doi : 10.1103/PhysRevA.50.1607 . ISSN 1050-2947 . PMID 9911054 .  
  39. ↑ دي بوير، م.؛ مولر، هـ. (1992). "ملاحظة وجود أعداد كبيرة من الجسيمات في حالات الإثارة بعد التأين متعدد الفوتونات بنبضات قصيرة". رسائل المراجعة الفيزيائية . 68 (18): 2747-2750 . Bibcode : 1992PhRvL..68.2747D . doi : 10.1103/PhysRevLett.68.2747 . PMID 10045482 . 
  40. ↑ هيوي، ف. ت.؛ كارول، س. إ. (1988). "احتجاز التعداد المتماسك في الأنظمة الكمومية ذات المستويات المتعددة". مجلة Physical Review A. 37 ( 8): 3000–3005 . Bibcode : 1988PhRvA..37.3000H . doi : 10.1103/PhysRevA.37.3000 . PMID 9900034 . 
  41. ↑ طالب بور، أ.؛ تشين، سي واي؛ تشين، إس إل (1996). "احتجاز السكان في الغازات النادرة". مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 29 (23): 5725. Bibcode : 1996JPhB...29.5725T . doi : 10.1088/0953-4075/29/23/015 . S2CID 250757252 . 
  42. ↑ موريشيتا، تورو؛ لين، سي دي (2013). "أطياف الإلكترونات الضوئية وحالات ريدبيرغ العالية لليثيوم المتولدة بواسطة الليزر المكثف في نظام التأين فوق الحاجز" (ملف PDF) . مجلة Physical Review A. 87 ( 6) 63405. Bibcode : 2013PhRvA..87f3405M . doi : 10.1103/PhysRevA.87.063405 . hdl : 2097/16373 . ISSN 1050-2947 . 
  43. ↑ لويلييه، أ.؛ لومبر، ل. أ.؛ مينفري، ج.؛ مانوس، س. (1983). "الأيونات متعددة الشحنات الناتجة عن امتصاص الفوتونات المتعددة في الغازات النادرة عند 0.53 ميكرومتر". مجلة Physical Review A. 27 ( 5): 2503. Bibcode : 1983PhRvA..27.2503L . doi : 10.1103/PhysRevA.27.2503 .
  44. ↑ أوغست، س.؛ طالب بور، أ.؛ تشين، س. ل.؛ بودوان، ي.؛ شاكر، م. (1995). "التأين الثلاثي غير المتسلسل لذرات الأرجون في مجال ليزر عالي الكثافة". مجلة Physical Review A. 52 ( 2): R917– R919. Bibcode : 1995PhRvA..52..917A . doi : 10.1103/PhysRevA.52.R917 . PMID 9912436 . 
  45. ↑ لاروشيل، س.؛ طالب بور، أ.؛ تشين، س. ل. (1998). "التأين المتعدد غير المتسلسل لذرات الغازات النادرة في مجال ليزر تيتانيوم: ياقوت". مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 31 (6): 1201. رمز Bibcode : 1998JPhB...31.1201L . doi : 10.1088/0953-4075/31/6/008 . S2CID 250747225 . 
  46. ↑ فيتينغهوف، دي إن؛ بولتون، بي آر؛ تشانغ، بي؛ كولاندر، كي سي (1992). "ملاحظة التأين المزدوج غير المتسلسل للهيليوم باستخدام النفق البصري" . رسائل المراجعة الفيزيائية . 69 (18): 2642-2645 . رمز Bibcode : 1992PhRvL..69.2642F . doi : 10.1103/PhysRevLett.69.2642 . PMID 10046547 . 
  47. ↑كوتشيف، م. يو (1987). "الهوائي الذري". رسائل الفيزياء السوفيتية JETP . 45 : 404-406 .
  48. ↑ شيفر، كيه جيه؛ يانغ، بي؛ ديماورو، إل إف؛ كولاندر، كيه سي (1992). "التأين فوق العتبة بعد قطع التوافقيات العالية". رسائل المراجعة الفيزيائية . 70 (11): 1599-1602 . Bibcode : 1993PhRvL..70.1599S . doi : 10.1103/PhysRevLett.70.1599 . PMID 10053336 . 
  49. ↑ كوركوم، بي. بي. (1993). "منظور البلازما حول التأين متعدد الفوتونات في المجال القوي" . رسائل المراجعة الفيزيائية . 71 (13): 1994-1997 . رمز Bibcode : 1993PhRvL..71.1994C . doi : 10.1103/PhysRevLett.71.1994 . PMID 10054556. S2CID 29947935 .  
  50. ↑ بيكر، أندرياس؛ فيصل، فرهاد ح.م. (1996). "آلية التأين المزدوج للهيليوم المُستحث بالليزر". مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 29 (6): L197– L202. رمز Bibcode : 1996JPhB...29L.197B . doi : 10.1088/0953-4075/29/6/005 . ISSN 0953-4075 . S2CID 250808704 .  
  51. ↑فيصل، إف إتش إم؛ بيكر، أ. (1997). "التأين المزدوج غير المتسلسل: الآلية والصيغة النموذجية". فيزياء الليزر 7 : 684.
  52. ↑ ووكر، ب.؛ شيهي، ب.؛ ديمورو، ل. ف.؛ أغوستيني، ب.؛ شيفر، ك. ج.؛ كولاندر، ك. س. (1994). "قياس دقيق للتأين المزدوج للهيليوم في مجال قوي". رسائل المراجعة الفيزيائية . 73 (9): 1227-1230 . Bibcode : 1994PhRvL..73.1227W . doi : 10.1103/PhysRevLett.73.1227 . PMID 10057657 . 
  53. ↑ بيكر، أ.؛ فيصل، ف.ح.م. (1999). "تحليل مصفوفة التشتت لعوائد تأين ذرات الغازات النبيلة عند بؤرة نبضات ليزر التيتانيوم: الياقوت". مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 32 (14): L335. رمز Bibcode : 1999JPhB...32L.335B . doi : 10.1088/0953-4075/32/14/101 . S2CID 250766534 . 
  54. ↑ كرامرز، هـ. أ. (1956). الأوراق المجمعة . نورث هولاند.
  55. ↑ هينبرغر، دبليو سي (1968). "طريقة الاضطراب للذرات في حزم الضوء المكثفة" . رسائل المراجعة الفيزيائية . 21 (12): 838. Bibcode : 1968PhRvL..21..838H . doi : 10.1103/PhysRevLett.21.838 .
  56. ↑ غافريلا، ميهاي (28-09-2002). "الاستقرار الذري في حقول الليزر فائقة الشدة" . مجلة الفيزياء ب: الفيزياء الذرية والجزيئية والبصرية . 35 (18): R147– R193. doi : 10.1088/0953-4075/35/18/201 . ISSN 0953-4075 . 
  57. ↑ غافريلا، ميهاي. "البنية الذرية والتحلل في المجالات عالية التردد." الذرات في مجالات الليزر المكثفة، حرره ميهاي غافريلا، أكاديميك برس، 1992، ص 435-508.
  58. ↑ فارو، س.؛ إهلوتزكي، ف. (1994). "توليد التوافقيات العليا من سطح معدني في مجال ليزر قوي" . مجلة Physical Review A. 49 ( 3): 3106. Bibcode : 1994PhRvA..49.3106V . doi : 10.1103/PhysRevA.49.3106 . PMID 9910600 . 
  • شعار ويكشنريتعريف التأين في قاموس ويكشنري