التأين

📅 آخر تحديث: ٢٦ يوليو ٢٠٢٦
✍️ نُشر في: ٢٦ 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.
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 .

التأين هو العملية التي تكتسب من خلالها الذرة أو الجزيء شحنة سالبة أو موجبة عن طريق اكتساب أو فقدان الإلكترونات ، وغالبًا ما يصاحب ذلك تغيرات كيميائية أخرى. تُسمى الذرة أو الجزيء الناتج المشحون كهربائيًا بالأيون . يمكن أن ينتج التأين عن فقدان إلكترون بعد تصادمات مع جسيمات دون ذرية ، أو تصادمات مع ذرات أو جزيئات أو إلكترونات أو بوزيترونات [ 1 ] أو بروتونات أو مضادات بروتونات [ 2 ] أو أيونات [ 3 ] [ 4 ] [ 5 ] [6] [ 7 ] [ 8 ] [ 9 ] [ 10 ] أو من خلال التفاعل مع الإشعاع الكهرومغناطيسي [ 11 ] . يمكن أن تؤدي تفاعلات انشطار الروابط غير المتجانسة وتفاعلات الاستبدال غير المتجانسة إلى تكوين أزواج أيونية. يمكن أن يحدث التأين من خلال التحلل الإشعاعي عن طريق عملية التحويل الداخلي ، حيث تقوم النواة المثارة بنقل طاقتها إلى أحد إلكترونات الغلاف الداخلي مما يؤدي إلى طردها.

الاستخدامات

تحدث أمثلة يومية لتأين الغازات داخل المصابيح الفلورية أو مصابيح التفريغ الكهربائي الأخرى . كما يُستخدم في أجهزة الكشف عن الإشعاع مثل عداد جايجر-مولر وغرفة التأين . وتُستخدم عملية التأين على نطاق واسع في العديد من الأجهزة في العلوم الأساسية (مثل مطياف الكتلة ) وفي العلاج الطبي (مثل العلاج الإشعاعي ). كما تُستخدم على نطاق واسع لتنقية الهواء ، على الرغم من أن الدراسات أظهرت آثارًا ضارة لهذا التطبيق. [ 12 ] [ 13 ]

إنتاج الأيونات

تأثير الانهيار الجليدي في مجال كهربائي يتولد بين قطبين كهربائيين. يؤدي حدث التأين الأصلي إلى تحرير إلكترون واحد، وكل تصادم لاحق يحرر إلكترونًا آخر، لذلك ينبثق إلكترونان من كل تصادم: الإلكترون المؤين والإلكترون المحرر.

تتولد الأيونات سالبة الشحنة [ 14 ] عندما يصطدم إلكترون حر بذرة، ثم يُحاصر داخل حاجز الجهد الكهربائي، مُطلقًا أي طاقة زائدة. تُعرف هذه العملية باسم تأين أسر الإلكترون .

تُنتَج الأيونات الموجبة الشحنة بنقل كمية من الطاقة إلى إلكترون مرتبط في تصادم مع جسيمات مشحونة (مثل الأيونات أو الإلكترونات أو البوزيترونات) أو مع الفوتونات. تُعرف كمية الطاقة اللازمة بعتبة طاقة التأين . تُعد دراسة هذه التصادمات ذات أهمية جوهرية فيما يتعلق بمسألة الأجسام القليلة ، وهي إحدى أهم المسائل غير المحلولة في الفيزياء. وقد ساهمت التجارب الحركية الكاملة [ 15 ] ، أي التجارب التي يتم فيها تحديد متجه الزخم الكامل لجميع شظايا التصادم (الجسيم المقذوف، وأيون الهدف المرتد، والإلكترون المنبعث)، في تحقيق تقدم كبير في الفهم النظري لمسألة الأجسام القليلة في السنوات الأخيرة.

التأين الأديباتي

التأين الأديباتي هو شكل من أشكال التأين يتم فيه إزالة إلكترون من ذرة أو جزيء أو إضافته إليه في أدنى حالة طاقة له لتكوين أيون في أدنى حالة طاقة له. [ 16 ]

يُعدّ تفريغ تاونسند مثالًا جيدًا على توليد الأيونات الموجبة والإلكترونات الحرة نتيجةً لتصادم الأيونات. وهو تفاعل متسلسل يشمل الإلكترونات في منطقة ذات مجال كهربائي عالٍ بما يكفي في وسط غازي قابل للتأين، كالهواء . بعد حدث تأين أولي، نتيجةً لإشعاع مؤين مثلاً، ينجرف الأيون الموجب نحو المهبط ، بينما ينجرف الإلكترون الحر نحو المصعد . إذا كان المجال الكهربائي قويًا بما يكفي، يكتسب الإلكترون الحر طاقة كافية لتحرير إلكترون آخر عند اصطدامه بجزيء آخر. ثم ينتقل الإلكترونان الحران نحو المصعد ويكتسبان طاقة كافية من المجال الكهربائي لإحداث تأين تصادمي عند حدوث التصادمات التالية؛ وهكذا. هذا في الواقع تفاعل متسلسل لتوليد الإلكترونات، ويعتمد على اكتساب الإلكترونات الحرة طاقة كافية بين التصادمات للحفاظ على استمرارية التفريغ. [ 17 ]

كفاءة التأين هي نسبة عدد الأيونات المتكونة إلى عدد الإلكترونات أو الفوتونات المستخدمة. [ 18 ] [ 19 ]

طاقة تأين الذرات

طاقات تأين العناصر المتعادلة (متوقعة بما يزيد عن 104)

يُستخدم اتجاه طاقة تأين الذرات غالبًا لتوضيح السلوك الدوري للذرات بالنسبة للعدد الذري ، كما هو مُلخص في ترتيب الذرات في جدول مندليف . تُعد هذه أداة قيّمة لتحديد وفهم ترتيب الإلكترونات في المدارات الذرية دون الخوض في تفاصيل الدوال الموجية أو عملية التأين.

يُقدّم الشكل على اليمين مثالاً على ذلك. فالانخفاض الدوري المفاجئ في جهد التأين بعد ذرات الغازات النبيلة، على سبيل المثال، يُشير إلى ظهور غلاف إلكتروني جديد في الفلزات القلوية . إضافةً إلى ذلك، تُشير القيم القصوى المحلية في مخطط طاقة التأين، التي تتحرك من اليسار إلى اليمين في صف واحد، إلى وجود أغلفة فرعية من نوع s و p و d و f.

وصف شبه كلاسيكي للتأين

يمكن للفيزياء الكلاسيكية ونموذج بور للذرة أن يفسرا نوعيًا التأين الضوئي والتأين الناتج عن التصادم. في هذه الحالات، وخلال عملية التأين، تتجاوز طاقة الإلكترون فرق الطاقة لحاجز الجهد الذي يحاول اختراقه. مع ذلك، لا يستطيع الوصف الكلاسيكي وصف التأين النفقي ، لأن العملية تتضمن مرور الإلكترون عبر حاجز جهد ممنوع كلاسيكيًا.

الوصف الكمي للتأين

يؤدي تفاعل الذرات والجزيئات مع نبضات ليزر قوية بما يكفي أو مع جسيمات مشحونة أخرى إلى تأينها إلى أيونات أحادية أو متعددة الشحنة. ويمكن حساب معدل التأين، أي احتمالية التأين في وحدة الزمن، باستخدام ميكانيكا الكم . (توجد أيضًا طرق كلاسيكية، مثل طريقة مونت كارلو للمسار الكلاسيكي (CTMC) [ 20 ] [ 21 ] ، ولكنها غير مقبولة على نطاق واسع وكثيرًا ما تتعرض لانتقادات من قبل المجتمع العلمي). توجد طريقتان في ميكانيكا الكم: الاضطرابية وغير الاضطرابية. ومن أمثلة الطرق غير الاضطرابية: طريقة القنوات المقترنة المعتمدة على الزمن أو طريقة الاقتران الوثيق غير المعتمد على الزمن [ 22 ] ، حيث يتم توسيع الدالة الموجية في مجموعة أساسية محدودة. وتوجد خيارات عديدة، مثل دوال بي-سبلاين [ 23 ] ، ودوال ستورميان المعممة [ 24 ]، أو حزم موجات كولوم. [ 25 ] [ 26 ] هناك طريقة أخرى غير اضطرابية تتمثل في حل معادلة شرودنغر المقابلة عدديًا بالكامل على شبكة. [ 27 ]

بشكل عام، لا تتوفر حلول تحليلية، والتقريبات اللازمة لإجراء حسابات عددية بسيطة لا تُقدّم نتائج دقيقة مقبولة. مع ذلك، عندما تكون شدة الليزر عالية بما يكفي، يُمكن تجاهل البنية التفصيلية للذرة أو الجزيء، ويُصبح من الممكن إيجاد حل تحليلي لمعدل التأين.

تأين النفق

الجهد المشترك لذرة وحقل ليزر منتظم. عند المسافات r < r₀ ، يمكن إهمال جهد الليزر، بينما عند المسافات r > r₀ ، يكون جهد كولوم ضئيلاً مقارنةً بجهد حقل الليزر. يخرج الإلكترون من تحت الحاجز عند r = Rc . يمثل Eᵢ جهد تأين الذرة.

التأين النفقي هو تأين ناتج عن النفق الكمومي . في التأين الكلاسيكي، يجب أن يمتلك الإلكترون طاقة كافية لتجاوز حاجز الجهد، لكن النفق الكمومي يسمح للإلكترون بالمرور عبر حاجز الجهد فقط بدلاً من تجاوزه بالكامل، وذلك بسبب الطبيعة الموجية للإلكترون. يتناقص احتمال مرور الإلكترون عبر الحاجز بشكل أُسّي مع ازدياد عرض حاجز الجهد. لذلك، يمكن للإلكترون ذي الطاقة الأعلى أن يصل إلى مسافة أبعد داخل حاجز الجهد، تاركًا حاجزًا أرق بكثير للنفق عبره، وبالتالي فرصة أكبر للقيام بذلك. عمليًا، يُمكن ملاحظة التأين النفقي عندما تتفاعل الذرة أو الجزيء مع نبضات ليزر قوية قريبة من الأشعة تحت الحمراء. يُمكن فهم هذه العملية على أنها عملية يتأين فيها إلكترون مُقيد، من خلال امتصاص أكثر من فوتون واحد من مجال الليزر. تُعرف هذه الصورة عمومًا باسم التأين متعدد الفوتونات (MPI).

قام كيلديش [ 28 ] بنمذجة عملية التأين متعدد الجسيمات (MPI) كانتقال الإلكترون من الحالة الأرضية للذرة إلى حالات فولكوف. [ 29 ] في هذا النموذج، تم إهمال اضطراب الحالة الأرضية بفعل مجال الليزر، ولم تُؤخذ تفاصيل البنية الذرية في الاعتبار عند تحديد احتمالية التأين. تمثلت الصعوبة الرئيسية في نموذج كيلديش في إهماله لتأثيرات تفاعل كولوم على الحالة النهائية للإلكترون. وكما هو موضح في الشكل، فإن مجال كولوم ليس صغيرًا جدًا مقارنةً بجهد الليزر عند المسافات الكبيرة من النواة. وهذا يتناقض مع التقريب الذي تم إجراؤه بإهمال جهد الليزر في المناطق القريبة من النواة. وقد أخذ بيريلوموف وآخرون [ 30 ] [ 31 ] تفاعل كولوم في الحسبان عند المسافات بين النوى الأكبر. تم اشتقاق نموذجهم (الذي نسميه نموذج PPT) للجهد قصير المدى، ويتضمن تأثير تفاعل كولوم طويل المدى من خلال تصحيح الرتبة الأولى في الفعل شبه الكلاسيكي. قارن لاروشيل وآخرون [ 32 ] منحنيات الأيونات مقابل الشدة المتوقعة نظريًا لذرات الغازات النادرة المتفاعلة مع ليزر تيتانيوم-ياقوت مع القياسات التجريبية. وقد أظهروا أن معدل التأين الكلي المتوقع بواسطة نموذج PPT يتطابق بشكل جيد جدًا مع عوائد الأيونات التجريبية لجميع الغازات النادرة في النطاق المتوسط ​​لمعامل كيلديش.

معدل التأين متعدد الجسيمات على ذرة ذات جهد تأينهـأنا{\displaystyle E_{i}}في ليزر مستقطب خطيًا بترددω{\displaystyle \omega }يُعطى بواسطة

دبليوPPتي=|جن*ل*|26πولمهـأنا(2F(2هـأنا)32)2ن*-|م|-32(1+γ2)|م2|+34أم(ω،γ)هـ-2F(2هـأنا)32ز(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)}}

أين

  • γ=ω2هـأناF{\displaystyle \gamma ={\frac {\omega {\sqrt {2E_{i}}}}{F}}}هو معامل كيلديش،
  • ن*=2هـأناZ2{\displaystyle n^{*}={\frac {\sqrt {2E_{i}}}{Z^{2}}}}،
  • F{\displaystyle F}يمثل ذروة المجال الكهربائي لليزر و
  • ل*=ن*-1{\displaystyle l^{*}=n^{*}-1}.

المعاملاتولم{\displaystyle f_{lm}}،ز(γ){\displaystyle g(\gamma )}وجن*ل*{\displaystyle C_{n^{*}l^{*}}}يتم تقديمها بواسطة

ولم=(2ل+1)(ل+|م|)!2م|م|!(ل-|م|)!ز(γ)=32γ[(1+12γ2)سينه-1⁡(γ)-1+γ22γ]|جن*ل*|2=22ن*ن*Γ(ن*+ل*+1)Γ(ن*-ل*)\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}}}

المعاملأم(ω،γ){\displaystyle A_{m}(\omega ,\gamma )}يُعطى بواسطة

أم(ω،γ)=43π1|م|!γ21+γ2∑ن>v∞هـ-(ن-v)α(γ)wم(2γ1+γ2(ن-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)}

أين

wم(x)=هـ-x2∫0x(x2-y2)مهـy2دyα(γ)=2(سينه-1⁡(γ)-γ1+γ2)v=هـأناω(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}}}

التأين النفق شبه الساكن

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 إنتاج أيونات بالضرورة. 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. ↑ أبرينس، 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