Файл: Райзер Ю.П. Лазерная искра и распространение разрядов.pdf

Г л а в а 5

РАЗРЕЖЕННЫЕ ГАЗЫ

В сильно разреженных газах ионизация электронным ударом роли не играет и единственной причиной пробоя является непо­ средственное вырывание электронов из атомов под действием интенсивного светового поля. В разделе 3 было показано, что в ус­ ловиях экспериментов с гигантскими лазерными импульсами этот процесс, как правило, имеет характер многоквантового фото­ эффекта. Лишь в исключительно сильных полях выше 108 в/см процесс занимает некое промежуточное положение между много­ квантовым эффектом и туннельным эффектом — противополож­ ным предельным случаем вырывания электронов из атомов ста­ тическим электрическим полем.

Фактически и эксперимент и теория в отношении оптического пробоя разреженных газов сводятся к измерению и вычислению вероятностей вырывания электронов из атомов под действием светового поля. Что касается теории, то по существу это совершен­ но особая, самостоятельная тема, некий весьма сложный раздел квантовой механики, который к настоящему времени разработан лишь в общих чертах. Тема эта стоит в стороне от общего направ­ ления книги, и мы затронем ее очень кратко. Вопросы теории и эксперимента в области многофотонной ионизации атомов рас­ смотрены в обзоре Н. Б. Делоне и Л. В. Келдыша [1], который был использован при написании главы. Раньше работы на эту тему рассматривались в обзорах 1965 г. [2, 3].

18.Многоквантовый фотоэффект

18.1.Эксперимент. О первых опытах Г. С. Воронова и Н. Б. Делоне [4], в которых была измерена вероятность многоквантового

фотоэффекта в ксеноне, было рассказано в подразделе 3.2. Постановка этих опытов и методика эксперимента типичны и

для последующих работ. Во всех опытах исследуются сильно раз­ реженные газы при давлениях порядка 10~4 тор, что полностью исключает влияние столкновений частиц на ионизацию. Образован­ ные в области фокуса ионы вытягиваются приложенным полем, разделяются по массам и детектируются электронным умножите­ лем или цилиндром Фарадея. Это дает абсолютное число образо­ вавшихся ионов Ж 1 за все время светового импульса. Мощность светового излучения, падающего на фокусирующую линзу, изме­ няют в широких пределах путем применения соответствующих ос­ лабителей. В каждом опыте калориметрическим методом измеря­ ется полное] число фотонов прошедших через фокус за вре­ мя импульса. Зная длительность импульса t1 и радиус кружка

139

где N а— плотность атомов, V— объем области фокуса, где происходит ио­ низация.

Разумеется, есть некоторая неопределенность в задании вели­ чин объема и длительности импульса tv Но здесь возникает и еще более существенная неопределенность, связанная с вопросом, ка­ кому значению плотности потока F приписать данную вероят­ ность w; ведь задача эксперимента — определить функцию w (F). Дело в том, что распределение поля в области фокуса при работе с многомодовым лазером крайне неравномерно. Измерение числа Ж у позволяет определить средний по области фокуса поток F. Но оп­ ределяемая из опыта по формуле (5.1) средняя вероятность w про­ порциональна не п-й степени среднего потока, Рп, а среднему по

объему значению п-й степени потока, Fn. При очень неравномер­ ном распределении интенсивности и большом п эти величины могут существенно различаться.

Простой пример: пусть интенсивность имеет гауссово распре­

о

фективный радиус кружка фокусировки г0. «Средней» интенсив­ ностью является величина F = Plnr\ — F0. Фактическая вероят-

МО

йость ионизации пропорциональна

ос

Fn2nrdrjnrl = K /n = Гп/й.

о

Эта величина в п раз меньше, чем Fn, так как ионизация идет преи­ мущественно в области максимального ноля. Факт резкой неодно­ родности поля в луче многомодового лазера был установлен еще в работах А. М. Леонтовича и А. П. Ведута [5] и Брэдли [6]. В слу­ чае большого числа мод световое поле лазера не является когерент­ ным, флуктуации поля можно приближенно считать подобными флуктуациям теплового характера, для которых справедлив гаус­

сов закон распределения. При этом Р 1 = п\ Fn, т. е. вероятность перехода увеличивается в п\ ^ (nle)n раз при той же самой средней интенсивности светового потока F.

Структура поля излучения в области фокуса изучалась в рабо­ те Т. М. Бархударовой, Г. С. Воронова, В. М. Горбункова и Н. Б. Делоне [7] как раз в связи с поставленным вопросом. Луч лазера фокусировался линзами без сферической аберрации. Выделенное сечение луча отображалось при помощи микрообъектива на фото­ пленку, чем и фиксировалось распределение освещенности в сече­ нии. Оказалось, что минимальное сечение луча немного сдвинуто дальше от фокуса, распределение интенсивности по сечению крайне неравномерно и локальные освещенности в 30—50 раз превышают

локальными полями чрезвычайно малы по сравнению с попереч­ ными размерами всего луча.

С учетом этого обстоятельства в опытах по измерению вероят­ ности многофотонного поглощения света часть исходного луча всегда отводится, фокусируется линзой, тождественной той, кото­ рая фокусирует излучение в газ, и сечение фокуса отображается на фотопленку. Так в каждом опыте определяется максимальная локальная интенсивность излучения Fтах.

Оценки показывают, что в силу чрезвычайной резкости зави­ симости w — Fn при большом числе квантов п атомы преиму­ щественно ионизуются в местах максимального локального поля Fmax, поэтому определенную из опыта вероятность w следует от­ носить именно к этому наибольшему, а не к среднему значению потока. Так и делается при обработке экспериментальных данных.

Кроме результатов, полученных Г. С. Вороновым, Н. Б. Делоне и др. [4, 7—15, 45], большинство других результатов по многокванто­ вому фотоэффекту получено в работе Агостини и др. [16,46]. Бэтой работе изучалась фотоионизация инертных газов и водорода. По­ становка и методика опытов были близки к описанной выше. Ис­ пользовался неодимовый лазер мощностью 400 Мет и длитель­ ностью импульса tx = 25 нсек. Луч фокусировался в вакуумную камеру, наполняемую газами при давлении 10_3 тор (плотность

141

Т а б л и ц а 2

•107. В случае гелия, например, при небольшой мощности вытяги­ валось 5• 105 ионов, что соответствует степени ионизации 1,4%.

Результаты всех измерений сведены в табл. 2, заимствованной из обзора [1] и немного дополненной нами. Измерения сделаны на частотах рубинового и неодимового лазеров (Йсо = 1,78; 1,18 эв) и на второй гармонике неодима (Нсо = 2,36 эв). В табл. 2 приводятся экспериментальные значения «числа квантов» п с соответствующей погрешностью и те значения п0, которые следуют из величин по­ тенциала ионизации I и энергии кванта. Значения п определены по наклонам прямых lg от lg Ж„. Приводятся абсолютные ве­ личины вероятности фотоионизации для какого-нибудь определен­ ного значения амплитуды Е0 поля, что позволяет найти коэффи­

циент А в зависимости w = АЕ20п. Дана также величина параметра

у = со У 2 гпНеЕо, соответствующего данному полю (физический смысл этого параметра объяснен в подразделе 3.1). Превышение у над 1 характеризует степень приближения процесса вырывания электрона из атома к эффекту многоквантового поглощения (у 1 соответствует туннельному эффекту — вырыванию электрона ста­ тическим полем).

142