Ionización

La ionización adiabática es una forma de ionización en la que se elimina o se agrega un electrón a un átomo o molécula en su estado de energía más bajo para formar un ion en su nivel energético más bajo. [2]

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 ser ionizado, 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 un electrón adicional cuando choca con otra molécula. Luego, los dos electrones libres viajan hacia el ánodo y obtienen suficiente energía del campo eléctrico para causar la ionización por impacto cuando ocurran las próximas colisiones; etcétera. Esto es efectivamente una reacción en cadena de generación de electrones y depende de que los electrones libres obtengan suficiente energía entre colisiones para sostener la avalancha.[3]

La eficiencia de ionización es la relación entre el número de iones formados y el número de electrones o fotones utilizados.[4][5]

Potencial combinado de un átomo y un campo láser uniforme. A distancias r < r₀, el potencial del láser puede despreciarse, mientras que a distancias con r > r₀ el potencial de Coulomb es despreciable comparado con el potencial del campo láser. El electrón emerge de debajo de la barrera a r = R_c. E_i es el potencial de ionización del átomo

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La ionización túnel es la ionización debida al efecto túnel. En la ionización clásica, un electrón debe tener suficiente energía para superar la barrera de potencial, pero la tunelización cuántica permite que el electrón simplemente atraviese la barrera de potencial en lugar de superarla completamente debido a la naturaleza ondulatoria del electrón. La probabilidad de que un electrón atraviese la barrera disminuye exponencialmente con la anchura 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 fina para atravesar por túnel y, por lo tanto, una mayor probabilidad de hacerlo. En la práctica, la ionización túnel es observable cuando el átomo o la molécula interactúan con impulsos láser intensos en el infrarrojo cercano. Este proceso puede entenderse como un proceso mediante el cual un electrón ligado, 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[6] modeló el proceso MPI como una transición del electrón desde el estado fundamental del átomo a los estados Volkov. [7] En este modelo se desprecia la perturbación del estado básico por el campo láser y no se tienen en cuenta los detalles de la estructura atómica en la determinación de la probabilidad de ionización. La mayor dificultad del modelo de Keldysh era que no tenía en cuenta 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 mayores distancias del núcleo. Esto contrasta con la aproximación realizada despreciando el potencial del láser en regiones cercanas al núcleo. Perelomov et al.[8][9] incluía la interacción de Coulomb a distancias internucleares mayores. Su modelo (que llamamos modelo PPT) se derivó para un 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.[10] han comparado las curvas de ionización frente a intensidad predichas teóricamente de átomos de gases raros que interactúan con un láser Ti:Sapphire con mediciones experimentales. Han demostrado que la tasa de ionización total predicha por el modelo PPT se ajusta muy bien a los rendimientos experimentales de iones 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 ${\displaystyle E_{i}}$ en un láser polarizado linealmente con frecuencia ${\displaystyle \omega }$ viene dada por

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

donde

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

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

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

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

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

donde

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