杨玉军[1]2004年在《一维模型原子的强场高次谐波发射和动力学稳定性》文中进行了进一步梳理近几年来，由于超短超强激光技术的飞速发展，尤其是飞秒激光技术的发展，激光电场的峰值场强已经达到甚至超过基态氢原子内部的库仑场强。利用这样的强激光与原子相互作用，产生了许多新的强场物理现象，如阈上电离、隧穿电离、高次谐波发射、原子的动力学稳定等。面对这些崭新的强场物理现象，传统的微扰理论已经无能为力，因此需要建立和发展非微扰理论来研究和分析这些现象。 运用非微扰理论描述原子在强激光场中的动力学行为，最终都可以归结为求解相应的含时薛定谔方程。目前人们对这个方程的求解通常采用纯数值积分方法和Floquet方法，除此以外，原子本征态展开方法由于其自身的物理透明性和计算结果的可靠性也逐渐被人们采用。然而，原子在强激光场作用下发生电离，电离电子的连续态布居在低能区的分布往往比高能区分布复杂得多。因此采用原子本征态展开方法计算，若想获得一个收敛的结果，需要把能量步长取得很小以适应电离电子在小能量区的复杂分布，同时该方法本身的特点是在时间演化的每一步都包含了大量的关于能量的积分运算，所以利用该方法来计算是十分耗时的。为了解决这个耗时问题，我们采用了从能量E到q=(2E)~(1/(2E)的表象变换，这样大幅度地增加了小能量区的连续态密度，从而在保证计算准确性的同时，极大地节省了计算资源。关于改进方法的可靠性则通过两类计算结果的比较得到了严格的验证：(一)利用改进的本征吉林大学博士学位论文态展开方法计算得到的长度形式和加速度形式的谐波发射谱的比较:(二)分别用改进本征态展开方法和Crank一Nicholson数泣积分方法计算得到的加速度形式谐波谱的比较。此外，为了验证我们改进的方法并从多角度研究强场物理现象，我们独立地编制了用Crank一Nieholson方法直接数值积分求解含时Sehr6dinger方程的程序。 在本论文，利用这两种非微扰的理论处理方法，我们系统地研究了一维模型原子在强场中的动力学稳定和高次谐波发射的问题。 原子的动力学稳定性(或称电离抑制)是指当峰值场强足够大(一般大于几个原子单位)且光学频率足够高(一般大于原子的最大束缚能)的激光脉冲辐照原子后，电子不仅仍有一定的儿率滞留在原子束缚态上而没被完全电离，而且该几率竟然随着峰值场强的进一步增强而增加的反直觉现象。这个现象自从Gersten以及Gavrila等人在研究激光场作用下的氢原子时提出后，又被许多实验和理论所证实。我们注意到，当前人们对动力学稳定性(DS)的解释主要基于高频Floquet理论给出，而与此相反的是，相关的计算却集中在各种波包方法。那么，能不能从波包本身出发对动力学稳定性做出合理的解释呢?为了解决这个问题，我们首先分别用原子本征态展开方法和直接数值积分方法独立地计算了在高频超强场下一个模型原子(修正的P一T势)的电离。由两种方法计算结果的高度一致性，在本文所做近似下实证了DS的物理实在性(迄今，这一争论并没有停息)。然后，提出并证明直接用波包动力学的观点来解释DS将更有助于澄清这一现象背后的物理机制。通过细致观察电离波包在坐标空间和能量空间中随时间演化的动力学过程，发现电离波包在坐标空间的分布大体可以分成两部分:漂移波包(在坐标空间远离束缚态的布居区，它是激光结束时电离产额的全部)和核区附近波包(这部分波包能够同核区进行有效的交换)，而在 电离抑制区(在激光脉冲结束时，原子的电离几率随峰值场强增加而减小吉林大学博士学位论文的一段场强区域)的演化过程中，可以清晰地观察到一个‘死期’的存在，且‘死期’随着激光峰值场强的增强在整个激光脉冲持续时间内所占的比例越来越大，在这个时期内基本没有新的漂移波包产生，即‘死期’对原子的最终电离是没有贡献的。同电离波包在坐标空间的分布相对应，其在能量空间的分布也大体分成两部分，其中一部分分布较宽(我们称之为宽台布居)，对应于坐标空间上核区附近的电离波包，另一部分分布较窄(我们称之为窄峰布居，它在半个光学周期内分成左移分支和右移分支)，对应于坐标空间上远离核区的漂移波包。通过进一步观察电离波包在能量空间的动力学演化过程发现:决定最终电离产额多少的唯一因素是电离能量波包中窄峰布居的面积，而该面积的大小取决于窄峰中左移分支在每半个光学周期内同基态交换获得的‘净’的电子布居的总和(窄峰的右移分支在这半个光学周期内面积基本不发生改变)。为此，针对电离能量波包中的窄峰左移分支，我们重点考察了它的面积在不同峰值场强的激光脉冲各个时段(本文选择在脉冲的峰值附近和下降沿)的任意半个光学周期内的消长规律，并依据决定电离产额的叁个因素，即基态和奇宇称连续态的祸合强度、在该时段内激光场的强度以及在该时段内各能态(尤其是基态)电子的布居特征，阐明了产生该消长规律的原因。 最后，通过对电离能量波包的动力学演化过程的深入分析，给出了导致原子DS的原因:在电离抑制区，随着峰值场强的逐渐增加，在激光脉冲峰值附近的时刻(光学场为零，总电离为1的时刻)，电离的能量波包中的宽台布
郭福明[2]2006年在《一维模型原子在组合脉冲辐照下的高次谐波发射平台的抬高》文中进行了进一步梳理本文主要研究了一维势模型原子在高、低频组合激光脉冲辐照下的高次谐波发射效率的提高问题,具体工作如下:第一,研究了一维情况下模型原子在强激光辐照下电离电子的动力学行为的SMT结果与量子计算结果的一致性问题。第二,利用SMT分析强场高次谐波发射的平台结构,并以此为基础提出提高高次谐波发射效率的有效方案。
朱红玉[3]2007年在《啁啾脉冲辐照下始于原子迭加态的高次谐波发射》文中研究表明本论文研究了初态为迭加态(由基态与第一激发态等权线性迭加而成)的单电子模型原子在正啁啾脉冲辐照下,其高次谐波谱的展宽机制,具体工作如下:一、将单电子原子的初态置为基态与第一激发态的迭加态,然后比较在不同啁啾系数的入射激光场下原子的高次谐波发射功率谱,发现谐波谱平台随啁啾系数的增大大幅度的展宽。二、利用SMT,我们计算出了一维模型原子在不同啁啾系数的激光场辐照下,其电离电子复合时从激光场中获得的动能。同时,利用小波分析的方法给出了谐波谱平台随啁啾系数增大而展宽物理解释。叁、固定啁啾系数,通过选择不同的激发态与基态等权线性迭加作为原子的初态,可以控制主电离发生时间。通过SMT分析方法结合控制电离发生的主要时间,实现高次谐波谱平台的展宽。
朱巍[4]2006年在《始于原子迭加态的高次谐波发射的选频提高》文中研究指明本论文研究了初态为迭加态(该迭加态由基态与激发态等权线性迭加而成)的单电子原子体系的高次谐波发射机制,具体的工作如下:一、对于基态原子,计算同一频率不同入射激光强度下的高次谐波发射功率谱,发现在特定波段的高次谐波发射功率存在一个优化的激光场强。二、在该优化场强下计算原子的初态为基态与第十激发态等权线性迭加态的谐波发射谱,发现谐波发射平台上某些谐波次数的发射功率要比同一场强下基态情况的发射功率高一到两个数量级。本文利用小波分析方法分析两种情况下的电离波包在核区概率密度的不同,对这些波次发射功率的提高给出了合理的物理解释。叁、通过选择不同的激发态与基态等权线性迭加,发现了迭加态情况的谐波发射功率的选频提高行为。利用经典的SMT理论结合迭加态情况的波包动力学说明了选频提高的物理机制。注:如无特殊说明,本文中所用单位一律为原子单位(a.u.)。
刘俊星[5]2006年在《联合双原子的高次谐波发射》文中进行了进一步梳理在本论文中,首先简要回顾了高次谐波(HHG)研究的新进展,分析了借助组合脉冲辐照联合双原子模型产生高次谐波的机制,获得了发射效率很高的能量为I_p + 8U_p的高次谐波发射。第一部分,在分析单原子高次谐波产生机制的基础上,给出了拓宽谐波发射平台的新机制,即采用联合双原子模型。在利用经典的“叁步”模型对电离电子动力学行为的分析后,选取合适的模型原子核间距,获得了截止位置为I_p + 8U_p的高次谐波。着重分析了电离产额对谐波发射效率的影响,进而提出了采用特殊设计的组合脉冲辐照联合双原子模型的方案,将截止位置为I_p +8U_p的高次谐波发射效率提高到10~(-9)。第二部分,分别从准经典的“叁步”模型和波包动力学出发,对本文谐波发射功率谱进行了详细的讨论,从而对谐波形成机制有了深入的了解。
翟振[6]2009年在《双色场作用下原子的高次谐波发射和孤立阿秒脉冲的产生》文中认为本文通过数值求解激光与原子相互作用的含时薛定谔方程,深入研究了初态分别为基态和迭加态(由基态与第一激发态等权线性迭加而成)的一维模型氦离子在双色场作用下的高次谐波发射以及阿秒脉冲的产生,讨论了谐波平台展宽和谐波发射效率提高的物理机制,并提出了一种获得超短孤立阿秒脉冲的有效方案。具体工作包括两部分:第一,利用分裂算符方法研究了初态为基态的氦离子在单色场和双色场作用下的高次谐波发射,证实了原子在单色场作用下的普遍截止规律。另外,结合半经典叁步模型理论和小波时频分析,给出了双色场能够有效展宽谐波平台以及谐波谱呈现双平台结构的物理解释。通过改变双色激光场光强实现了电子运动轨道的相干控制,获得了63阿秒孤立脉冲。第二,制备氦离子初态为基态与第一激发态的等权迭加,在双色场辐照下,不仅实现了谐波平台的展宽,而且谐波发射效率得到大幅度提高。通过调节双色场相对相位,谐波谱第二个平台被抬高了叁个数量级,并且在平台截止区附近形成了较宽的超连续谱。由于超连续谱来源于单一(短)电子轨道的贡献,从而获得了宽度为45阿秒的孤立的极紫外脉冲。
马霞红[7]2008年在《阈上电离与高次谐波的产生》文中进行了进一步梳理近年来,随着强激光技术的发展,激光与原子相互作用的研究已经成为原子物理学中的一个热点。随着激光强度的增加,会出现一系列的新现象,例如多光子电离,隧穿电离,阈上电离(ATI)和稳定化电离等现象。同时电离后的电子在强激光场的作用下,可能会回到核附近,与核发生相互作用从而放出高能光子,产生高次谐波(HHG)等现象。阈上电离是人们观察到的第一个不能用微扰论解释的非线性效应;而高次谐波则因为其极有潜力的应用前景成为目前研究较为活跃的一项内容。两者同属强场物理中的重要现象,其产生密切相关。本文分为了以下几个部分:对阈上电离和高次谐波的相关理论及研究方法等加以评述;给出了电偶极近似下的含时Schr(?)dinger方程的具体形式,并详细地介绍了在本篇论文中采用的Crank-Nicholson数值积分方法;评述阈上电离和高次谐波的主要研究成果;进行数值计算,得出在同一频率,不同激光强度下的谐波谱和电离率,并与有代表性的文献进行比较分析,得出相符的结果。
参考文献：
[1]. 一维模型原子的强场高次谐波发射和动力学稳定性[D]. 杨玉军. 吉林大学. 2004
[2]. 一维模型原子在组合脉冲辐照下的高次谐波发射平台的抬高[D]. 郭福明. 吉林大学. 2006
[3]. 啁啾脉冲辐照下始于原子迭加态的高次谐波发射[D]. 朱红玉. 吉林大学. 2007
[4]. 始于原子迭加态的高次谐波发射的选频提高[D]. 朱巍. 吉林大学. 2006
[5]. 联合双原子的高次谐波发射[D]. 刘俊星. 吉林大学. 2006
[6]. 双色场作用下原子的高次谐波发射和孤立阿秒脉冲的产生[D]. 翟振. 吉林大学. 2009
[7]. 阈上电离与高次谐波的产生[D]. 马霞红. 长春理工大学. 2008