Ionization
「イオン化」は楽曲にイオニザシオン（ヴァレーゼ）をご覧
イオン化またはイオン化は、原子または分子が電子を獲得または喪失することによって、多くの場合他の化学変化と関連して、負または正の電荷を獲得するプロセスです。結果として生じる帯電した原子または分子は、イオンと呼ばれます。イオン化は、亜原子粒子との衝突、他の原子、分子、イオンとの衝突後、または電磁放射との相互作用によって電子が失われることで発生する可能性がヘテロリシス結合開裂およびヘテロリシス置換反応イオンペアの形成をもたらす可能性がイオン化は、内部転換プロセスによる放射性崩壊によって発生する可能性がこのプロセスでは、励起された原子核がそのエネルギーを内殻電子の1つに移動し、放出されます。
コンテンツ
1 用途
2 イオンの生成
2.1 断熱イオン化
3 原子のイオン化エネルギー
4 イオン化の半古典的な説明
5 イオン化の量子力学的記述
5.1 トンネルイオン化
5.1.1 準静的トンネルイオン化
6 イオン化率の強磁場近似
6.1 原子安定化/人口トラッピング 6.2 非シーケンシャルマルチプルイオン化 6.3 内部価電子の多光子イオン化と多原子分子のフラグメンテーション
7 Kramers-Hennebergerフレームおよびイオン化位相効果
8 解離–区別
9 も参照してください
10 テーブル
11 参考文献
12 外部リンク
用途
ガスイオン化の日常的な例は、蛍光灯やその他の放電ランプ内などです。また、ガイガーミュラーカウンターや電離箱などの放射線検出器にも使用されます。イオン化プロセスは、基礎科学（質量分析など）や産業（放射線治療など）のさまざまな機器で広く使用されています。
イオンの生成
2つの電極間に生成された電界におけるアバランシェ効果。元のイオン化イベントは1つの電子を解放し、その後の各衝突はさらに別の電子を解放するため、各衝突から2つの電子（電離電子と解放された電子）が出現します。
負に帯電したイオンは、自由電子が原子と衝突したときに生成され、その後、電位障壁の内側に閉じ込められて、余分なエネルギーを放出します。このプロセスは、電子捕獲イオン化として知られています。
正に帯電したイオンは、荷電粒子（イオン、電子、陽電子など）または光子との衝突で結合した電子に一定量のエネルギーを移動させることによって生成されます。必要なエネルギーのしきい値は、イオン化ポテンシャルとして知られています。このような衝突の研究は、物理学における主要な未解決の問題の1つである少数体問題に関して基本的に重要です。運動学的に完全な実験 、つまり、すべての衝突フラグメント（散乱した発射体、反跳するターゲットイオン、および放出された電子）の完全な運動量ベクトルが決定される実験は、少数の理論的理解の大きな進歩に貢献しました。 -近年の身体の問題。
断熱イオン化
断熱イオン化は、最低エネルギー状態の原子または分子から電子が除去または追加されて、最低エネルギー状態のイオンを形成するイオン化の一形態です。
タウンゼント放電は、イオンの衝撃による陽イオンと自由電子の生成の良い例です。これは、空気などのイオン化できるガス状媒体内の十分に高い電界を持つ領域の電子が関与するカスケード反応です。電離放射線などによる元の電離イベントに続いて、正イオンは陰極に向かってドリフトし、自由電子はデバイスの陽極に向かってドリフトします。電場が十分に強い場合、自由電子は、次に別の分子と衝突したときに、さらに電子を解放するのに十分なエネルギーを獲得します。次に、2つの自由電子がアノードに向かって移動し、電場から十分なエネルギーを得て、次の衝突が発生したときに衝突電離を引き起こします。等々。これは事実上、電子生成の連鎖反応であり、衝突の間に雪崩を維持するのに十分なエネルギーを獲得する自由電子に依存しています。
イオン化効率は、使用される電子または光子の数に対する形成されるイオンの数の比率です。
原子のイオン化エネルギー
中性元素のイオン化エネルギー（104を超えて予測）
原子のイオン化エネルギーの傾向は、メンデレーエフの表で原子の順序付けによって要約されているように、原子番号に対する原子の周期的な振る舞いを示すためによく使用されます。これは、波動関数やイオン化プロセスの詳細に立ち入ることなく、原子軌道における電子の秩序を確立して理解するための貴重なツールです。右の図に例を示します。たとえば、希ガス原子の後のイオン化ポテンシャルの周期的な急激な減少は、アルカリ金属の新しいシェルの出現を示しています。さらに、イオン化エネルギープロットの極大値は、左から右に連続して移動し、s、p、d、およびfサブシェルを示します。
イオン化の半古典的な説明
古典物理学と原子のボーア模型は、光イオン化と衝突媒介イオン化を定性的に説明することができます。これらの場合、イオン化プロセス中に、電子のエネルギーは、通過しようとしているポテンシャル障壁のエネルギー差を超えます。ただし、このプロセスには、古典的に禁止されているポテンシャル障壁を通過する電子の通過が含まれるため、半古典的な記述ではトンネルイオン化を記述できません。
イオン化の量子力学的記述
原子および分子と十分に強いレーザーパルスとの相互作用により、単一または複数の荷電イオンへのイオン化が発生します。イオン化率、つまり単位時間でのイオン化確率は、量子力学を使用してのみ計算できます。一般に、分析ソリューションは利用できず、管理可能な数値計算に必要な近似では、十分に正確な結果が得られません。ただし、レーザー強度が十分に高い場合は、原子または分子の詳細な構造を無視して、イオン化率の解析解を得ることができます。
トンネルイオン化
原子と均一なレーザー場の複合ポテンシャル。距離
r < r0では、レーザーの電位は無視できますが、 r > r 0の距離で
は、レーザー場の電位と比較してクーロン電位は無視できます。電子は、 r = Rcでバリアの下から出てき Eiは原子のイオン化ポテンシャルです トンネルイオン化は、量子トンネリングによるイオン化です。古典的なイオン化では、電子はポテンシャル障壁を越えるのに十分なエネルギーを持っている必要がありますが、量子トンネリングでは、電子の波の性質により、電子がポテンシャル障壁を完全に通過するのではなく、単に通過することができます。電子が障壁をトンネリングする確率は、ポテンシャル障壁の幅とともに指数関数的に低下します。したがって、より高いエネルギーを持つ電子は、ポテンシャル障壁をさらに上に上げることができ、トンネルを通過するためのはるかに薄い障壁を残し、したがって、そうする可能性が高くなります。実際には、原子または分子が近赤外線の強力なレーザーパルスと相互作用しているときに、トンネルイオン化が観察されます。このプロセスは、レーザーフィールドからの複数の光子の吸収によって、境界のある電子がイオン化されるプロセスとして理解できます。この画像は、一般に多光子イオン化（MPI）として知られています。
Keldysh は、原子の基底状態からボルコフ状態への電子の遷移としてMPIプロセスをモデル化しました。このモデルでは、レーザー場による基底状態の摂動は無視され、イオン化確率を決定する際の原子構造の詳細は考慮されKeldyshのモデルの主な問題は、電子の最終状態に対するクーロン相互作用の影響を無視したことでした。図からわかるように、クーロン場は、原子核から遠い距離にあるレーザーの電位と比較して、大きさがそれほど小さくありません。これは、核の近くの領域でのレーザーの電位を無視することによって行われた近似とは対照的です。Perelomovetal。 には、より大きな核間距離でのクーロン相互作用が含まれていました。それらのモデル（PPTモデルと呼びます）は、短距離ポテンシャルのために導出され、準古典的アクションの1次補正による長距離クーロン相互作用の効果を含みます。Larochelleetal。は、実験的測定により、Ti：サファイアレーザーと相互作用する希ガス原子の理論的に予測されたイオン対強度曲線を比較しました。彼らは、PPTモデルによって予測された総イオン化率が、ケルディッシュパラメータの中間領域におけるすべての希ガスの実験的イオン収量に非常によく適合することを示しました。
イオン化ポテンシャルを持つ原子のMPIの割合E I
{ E_ {i}}
周波数の直線偏光レーザーで ω { omega}
によって与えられますW P P T = |
Cn ∗ l ∗
|2 6π f l m E I（（ 2 F （（ 2E I
）。3 2
）。2 ∗ − | m | −3 2（（1+ γ 2 ）。| m 2 |+3 4A m（（ ω γ
）。e − 2 F（（ 2E I
）。3 2 g （（ γ ）。 { 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）}}
どこ
γ= ω 2 E I F
{ gamma = { frac { omega { sqrt {2E_ {i}}}} {F}}}
Keldyshの断熱パラメータです。n ∗ = 2 E I 2
{ n ^ {*} = { frac { sqrt {2E_ {i}}} {Z ^ {2}}}}
、 F
{ F}
はレーザーのピーク電界であり、l ∗ = n ∗ − 1
{ l ^ {*} = n ^ {*}-1}
。
係数f l m
{ f_ {lm}}
、 g （（ γ ）。 { g（ gamma）}
とC n
∗ l ∗
{ C_ {n ^ {*} l ^ {*}}}
によって与えられますf l m =（（ 2l + 1 ）。 （（ l+ | m | ）。 ！2 | m | ！（（ l − |m |
）。！ g（（ γ）。=3 2 γ （（ 1+1 γ 2
シン− 1（（ γ
）。− 1 +
γ 2 γ ）。| C n ∗ l ∗ | 2 =2 2 ∗ n
∗ Γ （（ n + l ∗+ 1
）。 Γ （（ n ∗ − ）。 { { 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}}}
係数A m（（ ω γ ）。 { A_ {m}（ omega、 gamma）}
によって与えられますA m（（ ω γ ）。 =4 π 1 | m | ！
γ2 1+ γ
2 ∑ n
>>v ∞
e − （（ n− v
）。 α （（ γ
）。w m（（2 γ 1+ γ 2 （（ n− v ）。 ）。
{ 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）}
v}^{infty }e^{-(n-v)alpha (gamma )}w_{m}left({sqrt {{frac {2gamma }{sqrt {1+gamma ^{2}}}}(n-v)}}right)}””> どこw m（（ X
）。= e −X 2
∫0 （（ X 2 − 2
）。m e y 2 d y α （（ γ）。= 2（（ シン− 1（（ γ
）。− γ 1 + γ 2 ）。v = E I ω（（ 1+2 2 ）。 { { 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}}}
準静的トンネルイオン化
準静的トンネリング（QST）はイオン化であり、その速度はADKモデルによって十分に予測できます。つまり、次の場合のPPTモデルの限界です。 γ { gamma}
ゼロに近づきます。 QSTのレートは次の式で与えられます。W A D K = |
Cn ∗ l ∗
|2 6π f l m E I（（ 2 F （（ 2E I
）。3 2
）。2 ∗ − | m | −3 2 e −2 3 F （（ 2E I
）。3 2
{ 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}}} }
と比較してW P P T
{ W_ {PPT}}
しきい値を超えるイオン化（ATI）ピークの違いを表す、nを超える合計がないことは注目に値します。
イオン化率の強磁場近似
PPTの計算は、Eゲージで行われます。つまり、レーザーフィールドは電磁波と見なされます。イオン化率は、光の粒子の性質を強調するAゲージで計算することもできます（イオン化中に複数の光子を吸収します）。このアプローチは、Faisal とReissの初期の作品に基づいたKrainovモデルによって採用されました。結果のレートは次の式で与えられます。W K R A = ∑
n= N ∞ 2 π ω
2 p （（n− n o s c
）。2 ∫ d
Ω | F T （（ 私K A R Ψ （（ r）。
）。 2J n 2（（ nf n o s c 2 ）。 { 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）}
どこ：n I = E I /
ω { n_ {i} = E_ {i} / omega、}
n o s c = U p / ω
{ n _ { mathrm {osc}} = U_ {p} / omega}
と
U p { U_ {p}}
驚異的なエネルギーであり、N =
[ nI + n o s c ]
{ N = [n_ {i} + n _ { mathrm{osc}}]}
は、原子をイオン化するために必要な光子の最小数です。J n（（ u v ）。 { J_ {n}（u、v）}
は二重ベッセル関数であり、p = 2 ω（（ n− n o s c − n
私）。 { p = { sqrt {2 omega（n-n _ { mathrm {osc}} -n_ {i}）}}、}
n f = 2 n o s c /ω p cos（（ θ ）。 { textstyle n_ {f} = 2 { sqrt {n _ { mathrm {osc}} / omega}} p cos（ theta）}
と θ
{ theta}
電子の運動量pとレーザーの電場Fの間の角度、
FTは3次元フーリエ変換であり、I K A R =（（ 2
Z2 2 r ）。 n { I_ {KAR} = left（{ frac {2Z ^ {2}} {n ^ {2} Fr}} right）^ {n}}
SFAモデルにクーロン補正を組み込みます。
原子安定化/人口トラッピング
原子のMPIの割合を計算する際には、連続体状態への遷移のみが考慮されます。このような近似は、基底状態といくつかの励起状態の間に多光子共鳴がない限り許容されます。しかし、パルスレーザーとの相互作用の実際の状況では、レーザー強度の変化中に、基底状態と励起状態の異なるシュタルクシフトのために、いくつかの励起状態が基底状態と多光子共鳴に入る可能性が服を着た原子の写真の中で、 m { m}
光子と共鳴状態は、共鳴強度での交差を回避しますI r
{ I_ {r}}
。最小距離、V m
{ V_ {m}}
、回避された交差点では、一般化されたラビ周波数に比例します。 Γ （（ t
）。= Γ m I （（ t
）。m / 2
{ Gamma（t）= Gamma _ {m} I（t）^ {m / 2}}
2つの状態を結合します。Story et al。によると、基底状態にとどまる確率は、P g
{ P_ {g}}
、 によって与えられますP g = exp（（ −2 π W m2 W /
d t ）。
{ P_ {g} = exp left（-{ frac {2 pi W_ {m} ^ {2}} { mathrm {d} W / mathrm {d} t}} right）}
どこ W { W}
は、2つの服を着た状態の間の時間依存のエネルギー差です。短いパルスとの相互作用において、パルスの上昇部分または下降部分で動的共鳴に到達した場合、集団は実質的に基底状態のままであり、多光子共鳴の影響は無視される可能性がただし、状態がパルスのピークで共振する場合、ここでd W /
dt = 0
{ mathrm {d} W / mathrm {d} t = 0}
、次に励起状態が入力されます。注入後、励起状態のイオン化ポテンシャルが小さいため、電子が瞬時にイオン化されることが期待されます。
1992年、de Boer and Muller は、短いレーザーパルスにさらされたXe原子が、高度に励起された状態4f、5f、および6fで生き残ることができることを示しました。これらの状態は、レーザーパルスの立ち上がり部分でのフィールドとの多光子共鳴へのレベルの動的シュタルクシフトによって励起されたと考えられていました。その後のレーザーパルスの進化は、これらの状態を完全にイオン化せず、いくつかの高度に励起された原子を残しました。この現象を「人口トラッピング」と呼びます。
ラムダタイプのポピュレーショントラッピングの概略図。Gは原子の基底状態です。1と2は2つの縮退した励起状態です。多光子共鳴により集団が状態に移行した後、これらの状態は連続体cを介して結合され、集団はこれらの状態の重ね合わせに閉じ込められます。
イオン化損失を伴う共通レベルへの並列共鳴励起があるときはいつでも、不完全なイオン化が発生するという理論計算に言及します。レーザー帯域幅の範囲内の7つの準デグネレートレベルからなるXeの6fのような状態を考えます。これらのレベルは、連続体とともにラムダシステムを構成します。ラムダ型トラッピングのメカニズムを図に模式的に示します。パルスの立ち上がり部分（a）では、励起状態（2つの縮退レベル1と2）は基底状態と多光子共鳴し電子は、連続体との多光子結合によってイオン化されます。パルスの強度が増加すると、励起状態と連続体のエネルギーがシュタルクシフトによってシフトします。パルスのピーク（b）で、励起状態は基底状態と多光子共鳴に入ります。強度が減少し始めると（c）、2つの状態は連続体を介して結合され、母集団は2つの状態のコヒーレントな重ね合わせに閉じ込められます。同じパルスの後続のアクションでは、ラムダシステムの遷移振幅の干渉により、フィールドは母集団を完全にイオン化できず、母集団の一部が準縮退レベルのコヒーレントな重ね合わせにトラップされます。この説明によると、角運動量が高く、サブレベルが多い状態では、人口をトラップする可能性が高くなります。一般に、トラッピングの強度は、連続体を介した準縮退レベル間の2光子結合の強度によって決定されます。1996年に、非常に安定したレーザーを使用し、強度の増加に伴う焦点領域の拡大のマスキング効果を最小限に抑えることにより、Talebpouretal。 Xe、KrおよびArの一価イオンの曲線上で観察された構造。これらの構造は、強力なレーザー場での電子トラップに起因していました。T.MorishitaとCDLinによって、人口トラッピングのより明確なデモンストレーションが報告されています。
非シーケンシャルマルチプルイオン化
強力なレーザー場にさらされた原子の非順次イオン化（NSI）の現象は、1983年以来、多くの理論的および実験的研究の対象となっています。先駆的な研究は、Xe2 +イオン信号の「膝」構造の観察から始まりました。 L’Huillierらによる強度曲線に対する対。実験の観点から、NS二重イオン化とは、一価イオンの飽和強度よりも低い強度で、二価イオンの生成速度を大幅に向上させるプロセスを指します。一方、多くの人は、NSIを2つの電子がほぼ同時にイオン化されるプロセスとして定義することを好みます。この定義は、シーケンシャルチャネルとは別にA + L −
>>A ++L −
>>A + +
{ A + L-> A ^ {+} + L-> A ^ {++}}
A^{+}+L->A^{{++}}””>
別のチャンネルがありますA + L −
>>A + +
{ A + L-> A ^ {++}}
A^{{++}}””>
これは、低強度での二重荷電イオンの生成への主な貢献です。1 µmレーザーと相互作用する アルゴン中のトリプルNSIの最初の観測は、Augstetalによって報告されました。その後、すべての希ガス原子のNSIを体系的に研究したところ、Xeの4倍のNSIが観察されました。この研究の最も重要な結論は、任意の電荷状態に対するNSIの速度と、以前の電荷状態に対するトンネルイオン化の速度（ADK式によって予測される）との間の次の関係の観察でした。W N S（（ An +
）。= ∑
I= 1 n − 1 α n （（ λ）。W A D K（（ A
I + ）。
{ W_ {NS}（A ^ {n +}）= sum _ {i = 1} ^ {n-1} alpha _ {n} left（ lambda right）W_ {ADK} left（ A ^ {i +} right）}
どこW A D K（（ AI + ）。 { W_ {ADK} left（A ^ {i +} right）}
は、i番目の電荷状態への準静的トンネリングの速度です。α n（（ λ ）。 { alpha _ {n}（ lambda）}
は、レーザーの波長に応じた定数です（ただし、パルス幅には依存しません）。
非順次イオン化を説明するために、2つのモデルが提案されています。シェイクオフモデルと電子再散乱モデル。Fittinghoff et al。によって最初に提案されたシェイクオフ（SO）モデルは、SOプロセスが多重イオン化の原因となる主要なメカニズムの1つであるX線および電子発射体による原子のイオン化の分野から採用されています。原子の。SOモデルは、NSプロセスを、1つの電子がレーザー場によってイオン化され、この電子の放出が非常に速いため、残りの電子が新しいエネルギー状態に順応するのに十分な時間がないメカニズムとして説明しています。したがって、最初の電子のイオン化後、2番目の電子がより高いエネルギー（シェイクアップ）またはイオン化（シェイクオフ）の状態に励起される可能性がこれまで、SOモデルに基づく定量的な計算はなく、モデルは依然として定性的であることに注意して
電子再散乱モデルは、Kuchiev、 Schafer et al、 Corkum、 Becker and Faisal 、およびFaisalandBeckerによって独自に開発されました。モデルの主な特徴は、Corkumのバージョンから簡単に理解できます。Corkumのモデルは、NSイオン化を、電子がトンネルイオン化されるプロセスとして説明しています。次に、電子はレーザー場と相互作用し、そこで核コアから離れて加速されます。電子が電界の適切な位相でイオン化されている場合、電子は半サイクル後に残りのイオンの位置を通過し、電子の衝撃によって追加の電子を解放することができます。電子が適切な相で放出される時間の半分だけで、残りの半分は核コアに戻ることはありません。戻ってくる電子が持つことができる最大の運動エネルギーは、ポンデロモーティブポテンシャルの3.17倍です（ U p { U_ {p}}
）レーザーの。Corkumのモデルは、最小強度にカットオフ制限を設定します（ U p { U_ {p}}
強度に比例します）再散乱によるイオン化が発生する可能性が
再散乱メカニズムによる原子の二重イオン化のプロセスのファインマン図
クチエフのバージョン（クチエフのモデル）の再散乱モデルは量子力学です。モデルの基本的な考え方は、図aのファインマン図に示されています。まず、両方の電子が原子の基底状態にaとbのマークが付いた線は、対応する原子状態を示しています。次に、電子aがイオン化されます。イオン化プロセスの開始は、傾斜した破線との交点で示されます。MPIが発生する場所。他の光子（ATI）を吸収するレーザー場でのイオン化電子の伝播は、太い線で示されています。この電子と親原子イオンとの衝突は、電子間のクーロン相互作用を表す垂直の点線で示されています。cでマークされた状態は、離散状態または連続状態へのイオン励起を表します。図bは、交換プロセスを示しています。Kuchievのモデルは、Corkumのモデルとは異なり、NSイオン化の発生のしきい値強度を予測し
Kucievには、イオン化された電子のダイナミクスに対するクーロン効果は含まれていませんでした。その結果、二重イオン化率が大幅に過小評価されていました。明らかに、ベッカーとファイサル（精神的にはクチエフのモデルに相当）のアプローチでは、この欠点は存在しません。実際、彼らのモデルはより正確であり、Kuchievによって行われた多数の近似の影響を受けません。彼らの計算結果は、ウォーカーらの実験結果と完全に一致しています。 Becker and Faisal は、モデルを使用して、希ガス原子の複数のNSIに関する実験結果を適合させることができました。結果として、電子の再散乱は、NSIプロセスの発生の主なメカニズムと見なすことができます。
内部価電子の多光子イオン化と多原子分子のフラグメンテーション
内部価電子のイオン化は、強力なレーザー場での多原子分子のフラグメンテーションの原因です。定性的モデル によると、分子の解離は3段階のメカニズムで発生します。
分子の内部軌道からの電子のMPI。これにより、励起された電子状態の回転振動レベルで分子イオンが生成されます。
より低い電子状態の高位の回転振動レベルへの急速な無放射遷移。と
その後、さまざまなフラグメンテーションチャネルを介してイオンがさまざまなフラグメントに解離します。
短パルス誘導分子フラグメンテーションは、高性能質量分析のイオン源として使用できます。短パルスベースのソースによって提供される選択性は、従来の電子イオン化ベースのソースを使用する場合、特に光学異性体の同定が必要な場合に予想されるものよりも優れています。
Kramers-Hennebergerフレームおよびイオン化位相効果
いわゆるKramers-Henneberger（KH）フレームで原子の強電界イオン化を研究すると、イオン化効率は電離パルスの時間的詳細に強く依存しますが、必ずしも電界強度と総エネルギーには依存しないという結論に至ります。原子に注入されたイオン化パルスの。 Kramers-Hennebergerフレームは、高調波レーザーパルスの影響下で自由電子とともに移動する非慣性フレームです。調和レーザー場の一次元の電子のニュートン方程式の自由電子解d 2X d t 2 = F
sin （（ ω t ）。
{ { frac { mathrm {d} ^ {2} x} { mathrm {d} t ^ {2}}} = F sin（ omega t）}
高調波にもなりますX（（ t
）。= − F 2
sin （（ ω t ）。= − a
sin （（ ω t ）。
{ x（t）=-{ frac {F} { omega ^ {2}}} sin（ omega t）=-a sin（ omega t）}
この電子と共動するフレームは、座標変換によって得られますXX + a
sin （（ ω t ）。
{ x to x + a sin（ omega t）}
追加されたクーロンポテンシャルは V （（ X
）。= − 1 X + a
sin （（ ω t ）。 | { V（x）=-{ frac {1} { left | x + a sin（ omega t） right |}}}
フルサイクル時間-そのポテンシャルの平均V A V =
−1 |X + a 2
| 1 |X − a 2 |
{ V_ {AV} =-{ frac {1} {2 left | x + { frac {a} { sqrt {2}}} right |}}-{ frac {1} {2 left | x-{ frac {a} { sqrt {2}}} right |}}}
の偶関数になりますX
{ x}
したがって、X= 0
{ x = 0}
その初期条件では、解決策は次のようになります。X（（ t
）。= 0
{ x（t）= 0}
KHでは、したがって、実験室フレームの自由電子溶液と同じになります。一方、電子速度は、電界強度と電子位置の両方に位相シフトされます。dX d t = − F ω cos （（ ω t ）。
{ { frac { mathrm {d} x} { mathrm {d} t}} =-{ frac {F} { omega}} cos（ omega t）}
したがって、ウェーブレットパルスを考慮し、イオン化を長さ2rの線分からの（または3次元の球形領域からの）完全な脱出として定義すると、完全なイオン化は時間の経過後に古典的なモデルで発生しますr /（（ a ω ）。
{ r /（a omega）}
または、高調波フィールドウェーブレットがゼロ最小速度または最大速度でカットされているかどうかに応じて、イオン化がまったく発生しません。
解離–区別
物質は、必ずしもイオンを生成せずに解離する可能性が一例として、テーブルシュガーの分子は水中で解離します（砂糖は溶解します）が、無傷の中性物質として存在します。もう1つの微妙なイベントは、塩化ナトリウム（食卓塩）のナトリウムイオンと塩素イオンへの解離です。イオン化のように見えるかもしれませんが、実際にはイオンは結晶格子内にすでに存在しています。塩が解離すると、その構成イオンは単に水分子に囲まれ、その効果が見えます（たとえば、溶液が電解質になります）。ただし、電子の移動や変位は発生しません。
も参照してください
しきい値を超えるイオン化
電離箱–ガス電離を検出するための機器で、電離放射線測定に使用されます
イオン源
光イオン化
熱イオン化
電子イオン化
化学イオン化
タウンゼント雪崩–ガス中で発生するイオン化と電界の連鎖反応
テーブル
物質の相転移（ vt e ）。 から
個体 液体 ガス プラズマ
個体
溶融 昇華 液体 凍結 気化 ガス
沈着 結露
イオン化
プラズマ
組換え
参考文献
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外部リンク
ウィクショナリーでのイオン化の辞書定義”