이온화

Ionization
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 colour, thus forming Auroras near the polar regions.
자기권을 통과하는 태양풍지구열권이나 외기권에서 하전된 입자의 움직임을 변화시키고, 그 결과 발생하는 이온화로 인해 입자들이 다양한 색의 빛을 방출하게 되어 극지방 근처에서 오로라를 형성합니다.

이온화 또는 이온화는 원자 또는 분자가 전자를 얻거나 잃음으로써 음전하 또는 양전하를 획득하는 과정이며, 종종 다른 화학적 변화와 함께 이루어집니다.전기적으로 대전된 원자 또는 분자를 이온이라고 합니다.이온화는 아원자 입자와의 충돌, 다른 원자, 분자 및 이온과의 충돌 또는 전자파 방사와의 상호작용으로 인해 발생할 수 있습니다.이종분해결합분열반응이종분해치환반응은 이온쌍을 형성할 수 있다.이온화는 내부 변환 과정에 의해 방사성 붕괴를 통해 발생할 수 있으며, 이 과정에서 들뜬 핵이 에너지를 내부 껍질 전자 중 하나로 전달하여 방출됩니다.

사용하다

가스 이온화의 일상적인 예로는 형광등이나 다른 방전등 내부가 있습니다.Geiger-Müler 카운터 또는 이온화 챔버와 같은 방사선 검출기에도 사용됩니다.이온화 과정은 기초과학(예: 질량분석) 및 산업(예: 방사선 치료)의 다양한 장비에 널리 사용된다.

이온 생성

두 전극 사이에 생긴 전기장에서의 눈사태 효과.원래의 이온화 이벤트는 하나의 전자를 해방시키고, 이후의 충돌은 더 많은 전자를 해방시키므로, 각각의 충돌에서 두 개의 전자가 나온다: 이온화 전자와 해방된 전자.

음전하 이온은 자유 전자가 원자와 충돌할 때 생성되며, 이후 전위 장벽 안에 갇히면서 잉여 에너지를 방출합니다.이 과정은 전자 포획 이온화라고 알려져 있습니다.

양의 하전 이온은 하전 입자(예를 들어 이온, 전자 또는 양전자) 또는 광자와 충돌할 때 결합 전자에 에너지를 전달함으로써 생성됩니다.필요한 에너지의 역치는 이온화 전위라고 불립니다.이러한 충돌에 대한 연구는 물리학의 주요 미해결 문제 중 하나인 소수의 신체 문제에 관해 근본적으로 중요하다.운동학적으로 완전한 실험,[1] 즉 모든 충돌 조각의 완전한 운동량 벡터(산란 발사체, 반동 표적 이온 및 방출된 전자)가 결정되는 실험은 최근 몇 년 동안 소수의 물체 문제에 대한 이론적 이해에 큰 진보에 기여했다.

단열 이온화

단열 이온화는 가장 낮은 에너지 상태에서 원자나 분자에서 전자가 제거되거나 첨가되어 가장 낮은 에너지 [2]상태에서 이온을 형성하는 이온화의 한 형태입니다.

타운젠드 방전은 이온 충격으로 인해 양이온과 자유 전자가 생성되는 좋은 예입니다.이는 공기와 같이 이온화될 수 있는 가스 매체에서 전장이 충분히 높은 영역의 전자를 포함하는 캐스케이드 반응입니다.이온화 방사 등의 원래 이온화 이벤트에 이어 양이온은 음극 쪽으로 이동하고 자유 전자는 소자의 양극 쪽으로 이동한다.만약 전장이 충분히 강하다면, 자유 전자는 다음에 다른 분자와 충돌할 때 더 많은 전자를 해방시킬 수 있는 충분한 에너지를 얻는다.두 개의 자유 전자는 양극을 향해 이동하고 다음 충돌이 발생할 때 충격 이온화를 일으키기 위해 전기장으로부터 충분한 에너지를 얻습니다.이는 효과적으로 전자 발생의 연쇄 반응이며 충돌 사이에 충분한 에너지를 얻어 [3]눈사태를 지속시키는 자유 전자에 의존합니다.

이온화 효율은 사용된 [4][5]전자 또는 광자의 수에 대해 형성된 이온 수의 비율입니다.

원자의 이온화 에너지

중성 원소의 이온화 에너지(104개 이상 예상)

원자의 이온화 에너지의 경향은 멘델레예프의 표에 있는 원자의 순서로 요약되어 있듯이 원자 번호에 대한 원자의 주기적인 행동을 보여주는 데 종종 사용된다.이것은 파동함수나 이온화 과정에 대한 세부사항 없이 원자궤도에서 전자의 순서를 설정하고 이해하는 데 유용한 도구입니다.오른쪽 그림에 예가 나와 있습니다.예를 들어 희가스 원자 이후 이온화 잠재력이 주기적으로 급격히 감소하는 것은 알칼리 금속에 새로운 껍질이 출현했음을 나타냅니다.또한 일렬로 왼쪽에서 오른쪽으로 이동하는 이온화 에너지 플롯의 로컬 최대값은 s, p, d 및 f 서브셸을 나타냅니다.

이온화에 대한 반고전적 설명

고전 물리학과 원자의 Bohr 모델은 광이온화와 충돌 매개 이온화를 정성적으로 설명할 수 있다.이러한 경우, 이온화 과정 동안 전자의 에너지는 전자가 통과하려는 전위 장벽의 에너지 차이를 초과합니다.그러나 반고전적 설명은 터널 이온화를 설명할 수 없다. 왜냐하면 이 과정은 고전적으로 금지된 전위 장벽을 통과하는 전자를 포함하기 때문이다.

이온화에 대한 양자역학적 설명

충분히 강한 레이저 펄스와 원자와 분자의 상호작용은 이온화를 유도하여 하전 이온을 단독 또는 증식시킵니다.이온화율, 즉 단위시간에서의 이온화 확률은 양자역학을 사용해서만 계산할 수 있다.일반적으로 분석 솔루션을 사용할 수 없으며, 관리 가능한 수치 계산에 필요한 근사치가 충분히 정확한 결과를 제공하지 못한다.그러나 레이저 강도가 충분히 높으면 원자 또는 분자의 상세한 구조를 무시할 수 있어 이온화율에 대한 해석해법이 가능하다.

터널 이온화

원자의 전위와 균일한 레이저장의 결합.거리 r < r에서는0 레이저 전위를 무시할 수 있지만 거리 r > r에서는0 레이저 전위에 비해 쿨롱 전위는 무시할 수 있습니다.전자는 장벽 아래에서 r = Rc 나타납니다. Ei 원자의 이온화 전위입니다.

터널 이온화는 양자 터널링에 의한 이온화입니다.고전적인 이온화에서, 전자는 전위 장벽을 넘을 수 있는 충분한 에너지를 가지고 있어야 하지만, 양자 터널링은 전자의 파동 특성 때문에 전위 장벽을 끝까지 통과하는 대신 전자가 단순히 전위 장벽을 통과할 수 있게 해준다.전자가 장벽을 통과할 확률은 잠재적 장벽의 폭에 따라 기하급수적으로 감소합니다.그러므로, 더 높은 에너지를 가진 전자는 그것을 잠재적 장벽 위로 더 많이 만들 수 있고, 터널을 통과하는 데 훨씬 더 얇은 장벽을 남길 수 있고, 따라서 그렇게 할 수 있는 더 큰 기회를 남길 수 있습니다.실제로 터널 이온화는 원자 또는 분자가 근적외선 강한 레이저 펄스와 상호작용할 때 관찰할 수 있다.이 과정은 레이저장으로부터 하나 이상의 광자를 흡수함으로써 경계가 있는 전자가 이온화되는 과정으로 이해될 수 있다.이 그림은 일반적으로 Multiphoton Ionization(MPI; 멀티호톤 이온화)로 알려져 있습니다.

Keldysh는[6] MPI 과정을 원자의 기본 상태에서 볼코프 [7]상태로 전자가 이행하는 것으로 모델링했습니다.이 모델에서는 레이저장에 의한 지면 상태의 섭동은 무시되며 이온화 확률을 결정할 때 원자 구조의 세부 사항은 고려되지 않는다.Keldysh 모델의 가장 큰 어려움은 전자의 최종 상태에 대한 쿨롱 상호작용의 영향을 무시했다는 것입니다.그림에서 볼 수 있듯이 쿨롱 장은 핵에서 더 먼 거리에 있는 레이저의 전위에 비해 크기가 매우 작지 않습니다.이는 핵 근처 영역에서 레이저의 전위를 무시함으로써 이루어지는 근사치와 대조됩니다.페렐로모프 [8][9]등은 더 큰 핵간 거리에서의 쿨롱 상호작용을 포함했다.이들의 모델(PPT 모델이라고 함)은 단거리 전위를 위해 도출되었으며 준 고전적 작용의 1차 보정을 통한 장거리 쿨롱 상호작용의 효과를 포함한다.라로셸 [10]이론적으로 예측된 이온 대 Ti와 상호작용하는 희가스 원자의 강도 곡선을 비교했다.실험적인 측정이 가능한 사파이어 레이저.그들은 PPT 모델에 의해 예측된 총 이온화 속도가 Keldysh 매개 변수의 중간 영역에서 모든 희가스에 대해 실험 이온 산출량에 매우 적합하다는 것을 보여주었다.

주파수가인 직선 편광 레이저에서 이온화 가진 원자에서의 MPI 속도는 다음과 같습니다.

어디에

  • 2 ( \ \ display style \ displays ( { { { i }}} )는 Keldysh의 단열 파라미터입니다.
  • E ({ n^ { * } =({ {
  • {\ F 레이저의 피크 전계입니다.
  • l^{*}=

m{ f { } , ( ) { g ( \ ) } n{\ l { C _ { ^ { * } { * } } are are are are 。

m ( , 다음과 같이 구할 수 있습니다.

어디에

준정적 터널 이온화

준정적 터널링(QST)은 ADK [11]모델에서 속도를 충분히 예측할 수 있는 이온화입니다. 즉, { [12]0에 가까워졌을 때 PPT 모델의 한계입니다.QST 환율은 다음과 같습니다.

P T W_{PPT 비교하면 서로 다른 임계값 이상의 이온화(ATI) 피크를 나타내는 over n의 합계가 현저합니다.

이온화 속도에 대한 강한 필드 근사

PPT의 계산은 E 게이지에서 이루어집니다. 즉, 레이저 장은 전자파로 간주됩니다.이온화 속도는 빛의 입자 성질을 강조하는 A 게이지로 계산할 수도 있습니다(이온화 중에 여러 광자를 흡수).이 접근방식은 파이잘과[14] [15]레이스의 초기 작품에 기초한 크리노프[13] 모델에 의해 채택되었다.결과 환율은 다음과 같습니다.

여기서:

  • c / { n{ \ { osc } =_ { } / \ (p \ _ { })는 무거운 에너지입니다.
  • [ i + c N=[ 원자 이온화에 필요한 광자의 최소 수이다.
  • n (u ,) { ,)는 이중 베셀 함수입니다.
  • f c / p cos ( ) { _ { f } ={ n _ { \ osc } / \ cos(\ {\ {\ {\ {\ {\ \ n n n 、 p, f, f, f, f, f, f, f, f, f, f의 전자의 운동량과 전자의 운동량 사이의 각도
  • FT는 3차원 푸리에 변환입니다.
  • SFA 모델에 쿨롱 보정을 통합합니다.

원자 안정화/인구 포획

원자의 MPI 비율을 계산할 때 연속체 상태로의 전이만 고려된다.이러한 근사치는 지면 상태와 일부 들뜬 상태 사이에 다광자 공명이 없는 한 허용된다.그러나 펄스 레이저와 상호작용하는 실제 상황에서는 레이저 강도가 진화하는 동안 지면의 다른 스타크 이동과 들뜬 상태로 인해 일부 들뜬 상태가 지반 상태와 다광자 공명 상태가 될 가능성이 있다.드레싱된 원자 그림 내에서 m m 광자에 차려진 지면 상태와 공명 상태는 공명 {\에서 교차를 회피합니다.회피된 교차로에서의 최소 거리 m은 두 상태를 결합하는 일반화 라비 주파수인 ( I ( / t)=\ _ 비례합니다.Story [16]등에 따르면 그라운드 P 가 유지될 확률은 다음과 같다.

서 W W 두 드레싱 상태 간의 시간 의존 에너지 차이입니다.단펄스와의 상호작용에서 펄스의 상승부 또는 하강부에서 동적 공명에 도달하면 모집단은 실질적으로 접지 상태에 머물러 멀티호톤 공명의 영향을 무시할 수 있다.그러나 펄스의 피크에서 d / t 가 공진 상태가 되면 들뜬 상태가 채워집니다.충전 후에는 들뜬 상태의 이온화 전위가 작기 때문에 순식간에 전자가 이온화될 것으로 예상된다.

1992년 de Boer와 Muller는 짧은 레이저 펄스를 받는 Xe 원자가 매우 들뜬 상태 4f, 5f, 6f에서 생존할 수 있다는 것을 보여주었다.이러한 상태는 레이저 펄스의 상승 부분 동안 필드와의 다광자 공명으로 레벨의 동적 스타크에 의해 흥분된 것으로 생각되었습니다.레이저 펄스의 후속 진화는 이러한 상태를 완전히 이온화하지 않고 일부 매우 들뜬 원자를 남겼습니다.우리는 이 현상을 "인구 포획"이라고 부른다.

람다 유형 모집단 포집 개략도 표시.G는 원자의 접지 상태이며, 1과 2는 2개의 퇴화 들뜸 상태입니다.다광자 공명에 의해 모집단이 상태로 이동한 후, 이러한 상태는 연속체 c를 통해 결합되고 모집단은 이러한 상태의 중첩에 갇힙니다.

우리는 이온화 [18]손실과 공통 레벨로 병렬 공진 들뜸이 있을 때마다 불완전한 이온화가 발생한다는 이론적 계산을 언급한다.레이저 대역폭 범위에서 7개의 준디그네레이트 레벨로 구성된 6f of Xe와 같은 상태를 고려한다.이러한 레벨은 연속체와 함께 람다 시스템을 구성합니다.람다 타입 트래핑의 메커니즘은 도식적으로 그림에 나타나 있다.(a) 펄스의 상승부에서는 (2개의 퇴화레벨 1, 2) 들뜸상태가 접지상태와 다광자공진상태가 아니다.전자는 연속체와 다광자 결합을 통해 이온화된다.펄스의 강도가 증가하면 들뜬 상태와 연속체는 스타크 이동으로 인해 에너지가 변화합니다.펄스의 피크(b)에서는 들뜸 상태가 접지 상태와 함께 다광자 공명이 된다.강도가 감소하기 시작하면(c), 두 상태는 연속체를 통해 결합되고 모집단은 두 상태의 일관된 중첩에 갇힌다.동일한 펄스의 후속 작용에서는 람다 시스템의 전이 진폭 간섭으로 인해 자기장은 모집단을 완전히 이온화할 수 없으며 모집단의 일부는 준퇴화 수준의 일관된 중첩에 갇히게 된다.이 설명에 따르면 각운동량이 높은 상태(하위 수준)가 더 높을수록 모집단을 가둘 확률이 더 높아진다.일반적으로 트랩의 강도는 연속체를 통한 준퇴화 수준 사이의 두 광자 결합 강도에 의해 결정된다.1996년 Talebour [19]등은 매우 안정적인 레이저를 사용하여 증가하는 강도로 초점 영역 확대의 마스킹 효과를 최소화함으로써 Xe, Kr 및 Ar의 단일 하전 이온 곡선에 대한 구조를 관찰했다.이러한 구조는 강한 레이저 영역에서 전자 포획에 기인했습니다.T는 개체군 포획에 대한 보다 명확한 설명을 보고했다.모리시타와 C.D.[20] 린.

비순차 다중 이온화

강렬한 레이저 장에 노출된 원자의 비순차 이온화(NSI) 현상은 1983년부터 많은 이론 및 실험 연구의 대상이 되어 왔다.선구적인 연구는 L'Huillier 등에 [21]의한 Xe2+ 이온 신호 대 강도 곡선의 "무릎" 구조를 관찰하는 것으로 시작되었다.실험적인 관점에서 볼 때 NS 이중 이온화는 단일 전하 이온의 포화 강도보다 낮은 강도로 이중 전하 이온의 생성 속도를 어떻게든 증가시키는 과정을 말한다.반면, 많은 사람들은 NSI를 두 개의 전자가 거의 동시에 이온화되는 과정으로 정의하는 것을 선호합니다.이 정의는 순차 + -+ + ->+ ++ + L - > A + + L - { + } + -> {+ + + + ++ ( \ + L - > ^ { + + + + + L - > A ^ { + + + + + + + + } }의 생산에 기여하는 것을 의미합니다.1µm 레이저와 상호작용하는 아르곤의 트리플 NSI에 대한 첫 번째 관찰은 Augst [22]등에 의해 보고되었다.이후 모든 희가스 원자의 NSI를 체계적으로 연구한 결과 Xe의 4배 NSI가 [23]관측됐다.이 연구의 가장 중요한 결론은 충전 상태에 대한 NSI 속도와 이전 충전 상태에 대한 터널 이온화 속도(ADK 공식에 의해 예측됨) 사이의 다음과 같은 관계를 관찰한 것이다.

서 W A K i+ W_ i번째 충전 상태에 대한 준정적 터널링 이며, n _ 레이저의 파장에 따라 달라지는 상수입니다(펄스 지속 시간은 아님).

비순차 이온화를 설명하기 위해 셰이크오프 모델과 전자 재산란 모델의 두 가지 모델이 제안되었다.Fittinghoff 등에 의해 처음 제안된 흔들림(SO) 모델은 X선과 전자 발사체에 의한 원자의 이온화 분야에서 채택되었으며, SO 프로세스는 원자의 다중 이온화를 담당하는 주요 메커니즘 중 하나이다.[24]SO 모델은 NS 프로세스를 하나의 전자가 레이저장에 의해 이온화되는 메커니즘으로 설명하고 이 전자의 이탈이 너무 빨라서 나머지 전자가 새로운 에너지 상태에 적응할 시간이 충분하지 않습니다.따라서, 첫 번째 전자의 이온화 후, 두 번째 전자가 더 높은 에너지(흔들림) 또는 심지어 이온화(흔들림)된 상태로 들뜨게 될 가능성이 있습니다.지금까지 SO모델에 근거한 정량적 계산은 없었고, 그 모델은 아직 질적 계산이라는 것을 언급해야 한다.

전자 재캐터링 모델은 쿠치예프,[25] 샤퍼 외 연구진,[26] 코쿰,[27] 베커와 파이살[28], 파이살과 베커에 [29]의해 독립적으로 개발되었다.모델의 주요 특징은 Corkum 버전을 통해 쉽게 이해할 수 있습니다.코쿰의 모델은 NS 이온화를 전자가 터널 이온화되는 과정으로 설명합니다.그리고 나서 전자는 레이저장과 상호작용을 하고, 그곳에서 핵핵에서 가속된다.만약 전자가 전기장의 적절한 단계에서 이온화 되어 있다면, 그것은 반주기 후에 나머지 이온의 위치를 통과하게 될 것이고, 여기서 전자충격에 의해 추가적인 전자를 해방시킬 수 있다.전자가 적절한 상으로 방출되는 시간은 절반에 불과하고 나머지 절반은 핵으로 돌아오지 않는다.돌아오는 전자가 가질 수 있는 최대 운동 에너지는 레이저의 광전위(p \ 의 3.17배입니다.Corkum 모델은 재산란으로 인한 이온화가 발생할 수 있는 최소 강도( p\ 강도에 비례함)에 컷오프 한계를 설정합니다.

재산란 메커니즘을 통한 원자 내 이중 이온화 과정을 위한 파인만 다이어그램

Kuchiev 버전(Kuchiev 모델)의 재산란 모델은 양자역학입니다.모델의 기본 개념은 그림 a의 파인만 다이어그램에 설명되어 있습니다.우선 두 전자는 모두 원자의 접지 상태에 있다.a와 b로 표시된 선은 대응하는 원자 상태를 나타냅니다.그러면 전자 a가 이온화된다.이온화 프로세스의 시작은 경사 파선이 있는 교차점으로 표시됩니다.MPI가 발생하는 장소입니다.레이저 영역에서 이온화된 전자의 전파는 다른 광자(ATI)를 흡수하는 동안 굵은 선으로 나타납니다.이 전자와 모원자 이온의 충돌은 전자 사이의 쿨롱 상호작용을 나타내는 수직 점선으로 나타납니다.c로 표시된 상태는 이산 또는 연속체 상태에 대한 이온 들뜸을 나타냅니다.그림 b는 교환 프로세스를 나타내고 있습니다.코쿰의 모형과는 달리 쿠키예프의 모형은 NS 이온화의 발생에 대한 역치 강도를 예측하지 않는다.

쿠시예프는 이온화된 전자의 역학에 쿨롱 효과를 포함시키지 않았다.이로 인해 이중 이온화율이 큰 요인에 의해 과소평가되었다.분명히, Becker와 Faisal(정신적으로 Kuchiev의 모델에 상당)의 접근법에서는, 이 단점은 존재하지 않는다.사실, 그들의 모델은 더 정확하고 Kuchiev에 의해 만들어진 많은 수의 근사치 때문에 어려움을 겪지 않는다.이들의 계산 결과는 워커 [30]등의 실험 결과와 완벽하게 일치한다.Becker와[31] Faisal은 그들의 모델을 사용하여 희가스 원자의 다중 NSI에 대한 실험 결과를 맞출 수 있었다.그 결과, 전자 재산란을 NSI 공정의 발생의 주요 기구로 할 수 있다.

내부 원자가 전자의 다광자 이온화 및 다원자 분자의 파편화

내부 원자가 전자의 이온화는 강한 레이저 영역에서 다원자 분자의 분해를 일으킨다.정성적[32][33] 모델에 따르면 분자의 해리는 3단계 메커니즘을 통해 발생합니다.

  • 분자 내부 궤도로부터 들뜬 전자 상태의 회전 진동 수준에서 분자 이온을 발생시키는 전자의 MPI
  • 낮은 전자 상태의 높은 회전 진동 수준으로 빠르게 무방사선 전환
  • 다양한 단편화 채널을 통해 이온을 다른 단편으로 분리하는 것.

단펄스에 의해 유도되는 분자 조각화는 고성능 질량 분석의 이온원으로 사용될 수 있다.단펄스 기반 선원에 의해 제공되는 선택성은 기존의 전자 이온화 기반 선원을 사용할 때, 특히 광학 이성질체의 식별이 [34][35]필요할 때 기대했던 것보다 우수하다.

Kramers-Henneberger 프레임 및 이온화 위상 효과

이른바 Kramers-Henneberger(K-H[36]) 프레임에서 원자의 강한 전계 이온화를 연구하면 이온화 효율은 이온화 펄스의 시간적 세부 사항에 따라 크게 달라지지만 반드시 전계 강도와 [37]원자에 주입된 이온화 펄스의 총 에너지에 따라 달라지는 것은 아니라는 결론을 도출할 수 있습니다.Kramers-Henneberger 프레임은 고조파 레이저 펄스의 영향을 받아 자유 전자와 함께 이동하는 비간섭 프레임입니다.고조파 레이저장의 1차원 전자에 대한 뉴턴 방정식의 자유 전자해

또한 조화될 것이다.

이 전자와 결합된 프레임은 좌표 변환을 통해 얻을 수 있습니다.

반면 쿨롱 전위는

전체 사이클 시간의 평균은 다음과 같습니다.

x x 짝수 함수가 되므로 x (\ x에서 최대값을 가지며, 초기 조건의 용액은 K-H에서 x (\x(t)=이므로 실험실 프레임의 자유 전자용액과 동일합니다.반면, 전자 속도는 전계 강도와 전자 위치 모두에 위상 이동됩니다.

따라서 웨이브릿 펄스를 고려하여 이온화를 길이 2r의 선분(또는 3차원 구면 영역)으로부터의 완전한 탈출로 정의하면 완전한 이온화는 시간 /( ) \ / ( \ 또는 고조파 fiel에 따라 전혀 이온화가 발생하지 않는다.d 웨이브릿은 0 최소 또는 최대 속도로 절단된다.

분리 – 구별

물질은 이온을 생성하지 않고 분해될 수 있다.예를 들어, 테이블 설탕의 분자는 물에서 해리되지만(설탕은 용해됨) 온전한 중성 실체로 존재한다.또 다른 미묘한 현상은 염화나트륨(식탁염)이 나트륨과 염소 이온으로 분해되는 것이다.이온화의 경우처럼 보일 수 있지만 실제로는 이온이 이미 결정 격자 안에 존재합니다.소금이 분해되면, 소금의 구성 이온은 단순히 물 분자에 둘러싸여 그 효과가 눈에 띈다(예: 용액이 전해가 된다).그러나 전자의 이동이나 변위는 일어나지 않습니다.

「 」를 참조해 주세요.

테이블

물질의 상전이()
로.
부터
단단한 액체. 가스 플라즈마
단단한 녹는 승화
액체. 냉동 기화
가스 퇴적 응축 이온화
플라즈마 재결합

레퍼런스

  1. ^ Schulz, Michael (2003). "Three-Dimensional Imaging of Atomic Four-Body Processes". Nature. 422 (6927): 48–51. Bibcode:2003Natur.422...48S. doi:10.1038/nature01415. hdl:11858/00-001M-0000-0011-8F36-A. PMID 12621427. S2CID 4422064.
  2. ^ IUPAC, 화학 용어집, 제2판('골드북') (1997).온라인 수정판: (2006–) "단열 이온화".doi:10.1351/goldbook.A00143
  3. ^ 글렌 F 놀방사선 검출 및 측정, 제3판 2000.존 와일리와 아들들, ISBN 0-471-07338-5
  4. ^ Todd, J. F. J. (1991). "Recommendations for Nomenclature and Symbolism for Mass Spectroscopy (including an appendix of terms used in vacuum technology)(IUPAC Recommendations 1991)". Pure Appl. Chem. 63 (10): 1541–1566. doi:10.1351/pac199163101541.
  5. ^ IUPAC, 화학 용어집, 제2판('골드북') (1997).온라인 수정판: (2006–) "이온화 효율"doi: 10.1351/goldbook.I03196
  6. ^ Keldysh, L. V. (1965). "Ionization in the Field of a Strong Electromagnetic Wave". Soviet Phys. JETP. 20 (5): 1307.
  7. ^ 볼코프 D M 1934 Z물리 94 250
  8. ^ Perelomov, A. M.; Popov, V. S.; Terent'ev, M. V. (1966). "Ionization of Atoms in an Alternating Electric Field". Soviet Phys. JETP. 23 (5): 924. Bibcode:1966JETP...23..924P.
  9. ^ Perelomov, A. M.; Popov, V. S.; Terent'ev, M. V. (1967). "Ionization of Atoms in an Alternating Electric Field: II". Soviet Phys. JETP. 24 (1): 207. Bibcode:1967JETP...24..207P.
  10. ^ Larochelle, S.; Talebpour, A.; Chin, S. L. (1998). "Coulomb effect in multiphoton ionization of rare-gas atoms" (PDF). Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. 31 (6): 1215. Bibcode:1998JPhB...31.1215L. doi:10.1088/0953-4075/31/6/009. Archived from the original (PDF) on November 21, 2014.
  11. ^ Ammosov, M. V.; Delone, N. B.; Krainov, V. P. (1986). "Tunnel ionization of complex atoms and of atomic ions in an alternating electromagnetic field". Soviet Phys. JETP. 64 (6): 1191. Bibcode:1986JETP...64.1191A.
  12. ^ Sharifi, S. M.; Talebpour, A; Yang, J.; Chin, S. L. (2010). "Quasi-static tunnelling and multiphoton processes in the ionization of Ar and Xe using intense femtosecond laser pulses". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. 43 (15): 155601. Bibcode:2010JPhB...43o5601S. doi:10.1088/0953-4075/43/15/155601. ISSN 0953-4075. S2CID 121014268.
  13. ^ Krainov, Vladimir P. (1997). "Ionization rates and energy and angular distributions at the barrier-suppression ionization of complex atoms and atomic ions". Journal of the Optical Society of America B. 14 (2): 425. Bibcode:1997JOSAB..14..425K. doi:10.1364/JOSAB.14.000425. ISSN 0740-3224.
  14. ^ Faisal, F. H. M. (1973). "Multiple absorption of laser photons by atoms". Journal of Physics B: Atomic and Molecular Physics. 6 (4): L89–L92. Bibcode:1973JPhB....6L..89F. doi:10.1088/0022-3700/6/4/011. ISSN 0022-3700.
  15. ^ Reiss, Howard (1980). "Effect of an intense electromagnetic field on a weakly bound system". Physical Review A. 22 (5): 1786–1813. Bibcode:1980PhRvA..22.1786R. doi:10.1103/PhysRevA.22.1786. ISSN 0556-2791.
  16. ^ Story, J.; Duncan, D.; Gallagher, T. (1994). "Landau-Zener treatment of intensity-tuned multiphoton resonances of potassium". Physical Review A. 50 (2): 1607–1617. Bibcode:1994PhRvA..50.1607S. doi:10.1103/PhysRevA.50.1607. ISSN 1050-2947. PMID 9911054.
  17. ^ De Boer, M.; Muller, H. (1992). "Observation of large populations in excited states after short-pulse multiphoton ionization". Physical Review Letters. 68 (18): 2747–2750. Bibcode:1992PhRvL..68.2747D. doi:10.1103/PhysRevLett.68.2747. PMID 10045482.
  18. ^ Hioe, F. T.; Carrol, C. E. (1988). "Coherent population trapping in N-level quantum systems". Physical Review A. 37 (8): 3000–3005. Bibcode:1988PhRvA..37.3000H. doi:10.1103/PhysRevA.37.3000. PMID 9900034.
  19. ^ Talebpour, A.; Chien, C. Y.; Chin, S. L. (1996). "Population trapping in rare gases". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. 29 (23): 5725. Bibcode:1996JPhB...29.5725T. doi:10.1088/0953-4075/29/23/015.
  20. ^ Morishita, Toru; Lin, C. D. (2013). "Photoelectron spectra and high Rydberg states of lithium generated by intense lasers in the over-the-barrier ionization regime" (PDF). Physical Review A. 87 (6): 63405. Bibcode:2013PhRvA..87f3405M. doi:10.1103/PhysRevA.87.063405. hdl:2097/16373. ISSN 1050-2947.
  21. ^ L’Huillier, A.; Lompre, L. A.; Mainfray, G.; Manus, C. (1983). "Multiply charged ions induced by multiphoton absorption in rare gases at 0.53 μm". Physical Review A. 27 (5): 2503. Bibcode:1983PhRvA..27.2503L. doi:10.1103/PhysRevA.27.2503.
  22. ^ Augst, S.; Talebpour, A.; Chin, S. L.; Beaudoin, Y.; Chaker, M. (1995). "Nonsequential triple ionization of argon atoms in a high-intensity laser field". Physical Review A. 52 (2): R917–R919. Bibcode:1995PhRvA..52..917A. doi:10.1103/PhysRevA.52.R917. PMID 9912436.
  23. ^ Larochelle, S.; Talebpour, A.; Chin, S. L. (1998). "Non-sequential multiple ionization of rare gas atoms in a Ti:Sapphire laser field". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. 31 (6): 1201. Bibcode:1998JPhB...31.1201L. doi:10.1088/0953-4075/31/6/008.
  24. ^ Fittinghoff, D. N.; Bolton, P. R.; Chang, B.; Kulander, K. C. (1992). "Observation of nonsequential double ionization of helium with optical tunneling". Physical Review Letters. 69 (18): 2642–2645. Bibcode:1992PhRvL..69.2642F. doi:10.1103/PhysRevLett.69.2642. PMID 10046547.
  25. ^ [1]Kuchiev, M. Yu (1987). "Atomic antenna". Soviet Phys. JETP Lett. 45: 404–406.
  26. ^ Schafer, K. J.; Yang, B.; DiMauro, L.F.; Kulander, K.C. (1992). "Above threshold ionization beyond the high harmonic cutoff". Physical Review Letters. 70 (11): 1599–1602. Bibcode:1993PhRvL..70.1599S. doi:10.1103/PhysRevLett.70.1599. PMID 10053336.
  27. ^ Corkum, P. B. (1993). "Plasma perspective on strong field multiphoton ionization". Physical Review Letters. 71 (13): 1994–1997. Bibcode:1993PhRvL..71.1994C. doi:10.1103/PhysRevLett.71.1994. PMID 10054556.
  28. ^ Becker, Andreas; Faisal, Farhad H M (1996). "Mechanism of laser-induced double ionization of helium". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. 29 (6): L197–L202. Bibcode:1996JPhB...29L.197B. doi:10.1088/0953-4075/29/6/005. ISSN 0953-4075.
  29. ^ [2]Faisal, F. H. M.; Becker, A. (1997). "Nonsequential double ionization: Mechanism and model formula". Laser Phys. 7: 684.
  30. ^ Walker, B.; Sheehy, B.; Dimauro, L. F.; Agostini, P.; Schafer, K. J.; Kulander, K. C. (1994). "Precision Measurement of Strong Field Double Ionization of Helium". Physical Review Letters. 73 (9): 1227–1230. Bibcode:1994PhRvL..73.1227W. doi:10.1103/PhysRevLett.73.1227. PMID 10057657.
  31. ^ Becker, A.; Faisal, F. H. M. (1999). "S-matrix analysis of ionization yields of noble gas atoms at the focus of Ti:sapphire laser pulses". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. 32 (14): L335. Bibcode:1999JPhB...32L.335B. doi:10.1088/0953-4075/32/14/101.
  32. ^ Talebpour, A.; Bandrauk, A. D.; Yang, J; Chin, S. L. (1999). "Multiphoton ionization of inner-valence electrons and fragmentation of ethylene in an intense Ti:sapphire laser pulse" (PDF). Chemical Physics Letters. 313 (5–6): 789. Bibcode:1999CPL...313..789T. doi:10.1016/S0009-2614(99)01075-1. Archived from the original (PDF) on November 21, 2014.
  33. ^ Talebpour, A; Bandrauk, A D; Vijayalakshmi, K; Chin, S L (2000). "Dissociative ionization of benzene in intense ultra-fast laser pulses". Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. 33 (21): 4615. Bibcode:2000JPhB...33.4615T. doi:10.1088/0953-4075/33/21/307.
  34. ^ Mehdi Sharifi, S.; Talebpour, A.; Chin, S. L. (2008). "Ultra-fast laser pulses provide an ion source for highly selective mass spectroscopy". Applied Physics B. 91 (3–4): 579. Bibcode:2008ApPhB..91..579M. doi:10.1007/s00340-008-3038-y. S2CID 122546433.
  35. ^ Peng, Jiahui; Puskas, Noah; Corkum, Paul B.; Rayner, David M.; Loboda, Alexandre V. (2012). "High-Pressure Gas Phase Femtosecond Laser Ionization Mass Spectrometry". Analytical Chemistry. 84 (13): 5633–5640. doi:10.1021/ac300743k. ISSN 0003-2700. PMID 22670784. S2CID 10780362.
  36. ^ Henneberger, Walther C. (1968). "Perturbation method for atoms in intense laser beams". Physical Review Letters. 21 (12): 838–841. Bibcode:1968PhRvL..21..838H. doi:10.1103/physrevlett.21.838.
  37. ^ Mathur, D.; Dota, K.; Dharmadhikari, A.K.; Dharmadhikari, J.A. (2013). "Carrier-envelope-phase effects in ultrafast strong-field ionization dynamics of multielectron systems: Xe and CS2". Physical Review Letters. 110 (8): 083602–083605. arXiv:1301.3639. Bibcode:2013PhRvL.110h3602M. doi:10.1103/PhysRevLett.110.083602. PMID 23473143. S2CID 26048508.

외부 링크

  • Wiktionary에서의 이온화의 사전적 정의