Резонансная интерференционная стабилизация ридберговских атомов в сильном лазерном поле тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1. V-стабилизация: природа, характеристические поля, основные отличия от Л-стабилизации

ГЛАВА 2. Существование в режиме V-стабилизации суперпозиций ридберговских состояний с высокой степенью устойчивости по отношению к фотоионизационному распаду

ГЛАВА 3. Ионизация атома, находящегося в суперпозиции ридберговских состояний, лазерным полем в режиме V-стабилизации

ГЛАВА 4. Управление степенью фотоионизации ридберговского атома двумя лазерными импульсами (импульсом накачки и пробным импульсом)

ГЛАВА 5. Когерентный контроль степени фотоионизации ридберговского атома лазерными импульсами с гладкой огибающей

Стабилизация атома в сильном лазерном поле - явление, на которое впервые обратили внимание более десятилетия назад [1, 2]. Тем не менее, явление стабилизации оказалось настолько физически богатым и актуальным, что интерес к нему не угасает и по настоящее время.

Качественно стабилизацию атома определяют как увеличение устойчивости атома по отношению к фотоионизационному распаду с ростом интенсивности лазерного поля. Что касается более строгих определений, то здесь различные авторы несколько расходятся в формулировках. Так, авторы работ [3-4] определяет порог стабилизации как значение, начиная с которого увеличение напряженности поля приводит к росту времени жизни атома. Схожее определение использует автор работ [5-7], с тем отличием, что порог стабилизации определяется как максимум скорости фотоионизационного распада атома в континуум. В работах других авторов, например, в [8-10], встречается и другое определение: под стабилизацией они понимают такую ситуацию, когда, начиная с определенного порогового значения напряженности, вероятность ионизации атома лазерным импульсом (то есть, вероятность обнаружить атомный электрон в континууме по выключении поля) является убывающей функцией напряженности лазерного поля либо выходит на постоянное значение, меньшее единицы.

Различаются не только определения стабилизации, но и механизмы ее возникновения. Так, стабилизация атома в сильном (превышающем атомное) поле обусловлена тем, что электрон оказывается эффективно удален от атомного остатка и тем самым менее склонен к поглощению фотона, необходимого для того, чтобы перевести электрон из связанного состояния в континуум [1-7, 1115].

Еще одна интерпретация эффекта стабилизации атома в сильном поле оказывается доступна в рамках так называемого метода Крамерса-Хеннебергера. Метод, предложенный впервые Хеннебергером [16-19], заключается в том, что для расчета эволюции атомного электрона в лазерном поле используется система отсчета, связанная с полем (то есть, в отсутствие атомного остатка электрон в такой системе отсчета покоится). В системе Крамерса-Хеннебергера потенциал атомного остатка перестает быть стационарным, и зависит от времени периодически: кнМ = U(r - ао cos(coO), (1) где U(>) - потенциал атомного остатка в отсутствие внешнего поля, ос0 = £о/со - амплитуда осцилляций свободного электрона в периодическом лазерном поле вида £0 cos(octf)

Потенциал Крамерса-Хеннебергера (1) может быть разложен в ряд Фурье:

UKH(r,t) = X U(r, а0) expOwO. (2)

Индекс суммирования 5 в (2) пробегает значения от нуля до бесконечности.

Приближение Крамерса-Хеннебергера основано на предположении, что в сумме (2) доминирующую роль играет стационарное слагаемое, отвечающее s = 0, а все прочие члены с s Ф 0 могут рассматриваться как возмущение. Возмущение это оказывается тем меньше, чем сильнее поле. Соответственно, с ростом напряженности поля электрон все с меньшей вероятностью переходит в состояния континуума гамильтониана Крамерса-Хеннебергера.

Детальное исследование задачи о стабилизации атома в системе Крамерса-Хеннебергера провела группа ученых из МГУ [20-26]. В рамках и аналитических, и численных расчетов было убедительно показано возникновение эффекта стабилизации атома в сильном поле. Также было проведено сравнение результатов, получающихся в рамках подхода Крамерса-Хеннебергера, с результатами прямого численного интегрирования нестационарного уравнения Шредингера, описывающего эволюцию состояния атомного электрона в присутствие сильного лазерного поля.

Авторами работ [20-26] были также сформулированы условия, при которых возникает стабилизация Крамерса-Хеннебергера. Как показано ими, стабилизация Крамерса-Хеннебергера имеет место при выполнении условий: а0 » Лго, 80» £bsi- (3)

В (3) Лг0 суть характерный размер локализации невозмущенного электрона, a 8Bsi - пороговое поле в модели надъбарьерной ионизации атома (Barrier Suppression Ionization, В SI). (Для атома водорода £bsi составляет 1/16 атомной напряженности о поля, или 310 В/см). Физический смысл условий (3) довольно прозрачен. Первое из условий (3) означает, что амплитуда осцилляций электрона в поле должна превосходить характерный размер атомного потенциала - с тем, чтобы последний мог рассматриваться как возмущение. Второе из условий (3) говорит о том, что атомный электрон должен иметь возможность покинуть область локализации, в которой находился до начала взаимодействия с лазерным полем - такая возможность появляется только при превышении амплитудой напряженности поля значения £bsi

Интерференционная стабилизация возбужденных атомов принципиально отличается от стабилизации атомов в сильных полях физическим механизмом, лежащим в основе явления. Интерференционная стабилизация наступает в силу интерференции переходов между соседними атомными уровнями, возникающей при превышении напряженностью лазерного поля определенного порогового значения. За счет интерференции переходы атомного электрона из связанного состояния в континуум оказываются существенно подавленными.

Таким образом, можно сформулировать основные отличия интерференционной стабилизации от открытой ранее стабилизации атома в сильных полях. Если для наблюдения последней не является принципиальным начальное состояние атома - стабилизация в сильных полях может иметь место, даже если в момент начала взаимодействия с полем атом находится в основном состоянии,- то возникновение эффекта интерференционной стабилизации с необходимостью требует, чтобы в момент включения взаимодействия атом находился в возбужденном состоянии. Как правило, исследуются высоковозбужденные, ридберговские состояния, для которых хорошо известны спектр и матричные элементы [27-31].

Кроме того, теория интерференционной стабилизации требует, чтобы лазерное поле обеспечивало возможность однофотонного выхода электрона в континуум. Таким образом, для того, чтобы интерференционная стабилизация имела место, частота лазерного поля со должна превышать энергию связи электрона I. Для высоковозбужденного атомного состояния, отвечающего главному квантовому числу п, это условие имеет вид: со >1

2 п

4)

Отметим, что стабилизация атома в сильных полях не накладывает каких-либо специальных условий на частоту лазерного поля [7].

О том, насколько глубоки отличия между интерференциионной стабилизацией атома и стабилизацией в сильных полях, можно судить хотя бы по интерпретации этих двух эффектов. Если стабилизация атома в сильных полях наступает благодаря эффективному отдалению электрона от атомного остатка и, как следствие, уменьшению вероятности поглощения электроном фотона, то в случае интерференционной стабилизации расстояния между электроном и атомным остатком не играют вовсе никакои роли. Более того, как будет показано ниже в настоящей работе, в определенных случаях в режиме интерференционной стабилизации атом демонстрирует максимальную устойчивость по отношению к фотоионизационному распаду, когда находится на минимальном расстоянии от ядра.

Перезаселение атомных уровней в процессе взаимодействия с лазерным полем может происходить благодаря двум различным механизмам. Во-первых, ридберговские уровни могут перезаселяться за счет виртуальных рамановских переходов (так называемые переходы Л-типа) через состояния континуума. Во-вторых, переходы возможны за счет возникновения резонансов с атомными уровнями меньшей энергии (так называемые переходы V-типа). В соответствии с тем, имеет место резонансное перемешивание или нет, различают интерференционную стабилизацию V-типа (резонансную стабилизацию) [8-10, 32-43] и Л-типа [1,2, 44-56], соответственно.

Принципиальным отличием стабилизации V-типа является, во-первых, более низкий порог стабилизации. (В зависимости от конфигурации квантовой системы - первоначально заселенного состояния ридберговского атома и частоты лазерного поля -интенсивность, при которой возникает V-стабилизация, на 1-3 порядка меньше пороговой интенсивности А-стабилизации, имеющей место в аналогичных условиях в отсутствие резонансного канала переходов.) Во-вторых, в режиме V-стабилизации оказывается возможным возникновение состояний-суперпозиций волновых функций свободного атома, аномально устойчивых к фотоионизационному распаду [9, 10, 32-38]. Данное свойство V-стабилизации, как будет показано в настоящей работе, имеет ряд важных и интересных следствий. В частности, оно позволяет управлять фотоионизационным выходом электрона из ридберговского атома в режиме V-стабилизации путем задания специфического начального состояния атома-суперпозиции ридберговских функций.

Явление интерференционной стабилизации возбужденных атомов получило подтверждение в ряде экспериментальных работ [57-65]. Так, в работе [59] исследовался помещенный во внешнее лазерное поле атом бария, возбужденный до начала взаимодействия в состояние 27D. На рис. 1 изображена зависимость вероятности ионизации атома 7Ve от длительности лазерного импульса т при фиксированном значении энергии импульса (F = /тах т = const, где Лпах - пиковое значение интенсивности импульса), полученная в эксперименте [59]. Согласно предсказаниям теории возмущений, вероятность ионизации представляет собой функцию произведения F = ImaxX и, таким образом, при фиксированном значении F не должна зависеть от т. В то же время, как это видно из рис. 1, в области малых т (и, соответственно, больших /тах) вероятность ионизации оказывается существенно ниже предсказаний теории возмущений. Таким образом, эксперимент [59] впрямую указывает на явление интерференционной стабилизации.

Однако, в основном экспериментально исследовалось явление Л-стабилизации, в то время как V-стабилизации внимания уделялось гораздо меньше. Экспериментально перераспределение населенности на стационарных атомных уровнях в режиме V-стабилизации наблюдалось в работе [62], где исследовалась динамика изменения населенностей ридбеговских уровней. В работе [62] был сделан вывод, что F-переходы не играют роли в перераспределении населенностей. Данный вывод довольно спорен, и вот почему: как показал эксперимент, изменение частоты поля не вызывало изменений в картине перезаселения уровней. Однако изменение частоты происходило на столь малом масштабе (порядка расстояния между соседними ридберговскими уровнями энергии), что, как следует из теоретических расчетов [34], никаких существенных изменений в перезаселении уровней произойти не могло. и

Стоит отметить, что в настоящей диссертационной работе впервые проведено исследование явления ионизации лазерным импульсом атома, в момент начала взаимодействия с полем находящегося в сложной суперпозиции связанных атомных состояний. Несмотря на то, что в настоящее время разработана и успешно развивается техника как создания [66], так и измерения [67] таких состояний, ионизация из данных состояний в режиме V-стабилизации исследована недостаточно. Изучались другие свойства подобных квантовых систем - например, в работе [68] теоретически исследовалось перезаселение ридберговских уровней в режиме V-стабилизации,- однако вопрос об ионизации атома и управлении степенью его ионизации в работе [68] не ставился.

Целями настоящей диссертационной работы являлись:

1) Построение теории интерференционной стабилизации V-типа, определение ее основных отличий от А-стабилизации и выявление условий существования обоих эффектов.

2) Изучение фундаментальных свойств интерференционной стабилизации V-типа: определение состояний, на которых достигается максимальная и минимальная степень устойчивости атома к фотоионизационному распаду; определение влияния изменения параметров поля -- интенсивности и частоты (точнее, отстройки от резонанса) на картину стабилизации.

3) Решение начальной задачи ионизации атома в режиме интерференционной стабилизации V-типа, в момент начала взаимодействия с полем находящегося в состоянии, являющимся произвольной суперпозицией ридберговских волновых функций.

4) Исследование задачи об ионизации в режиме интерференционной стабилизации V-типа атома двумя последовательными лазерными импульсами с управляемым временем задержки между ними.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Сформулируем основные результаты диссертационной работы.

1. Дан сравнительный анализ условий существования эффектов резонансной (V-типа) и нерезонансной (А-типа) интерференционной стабилизации ридберговских атомов. Показано, в частности, что при наличии резонанса между ридберговскими уровнями и каким-либо атомным уровнем меньшей энергии порог стабилизации значительно ниже, а для наблюдения эффекта требуется большая длительность импульса, чем в нерезонансном случае. В частности, в случае резонанса между уровнями 25р и 5s атома водорода порог резонансной интерференционной стабилизации и минимальная длительность импульса равны 109—1010 Вт/см2 и 15 пс, соответственно, в то время как порог нерезонансной стабилизации примерно на два

11 12 2 порядка выше (-10 -10 Вт/см). Выяснены физические причины указанных различий.

2. Найдены комплексные квазиэнергии атома в сильном резонансном лазерном поле и показано, что в режиме резонансной интерференционной стабилизации возникает ряд долгоживущих квазиэнергетических уровней с аномально малой ионизационной шириной.

3. В рамках модели эквидистантных уровней и прямоугольных лазерных импульсов получено аналитическое решение задачи об ионизации ридберговского атома при задании начального состояния в виде произвольной суперпозиции ридберговских волновых функций свободного атома. Найдены суперпозиции специального вида, которые соответствуют состояниям, наиболее и наименее стабильным по отношению к ионизации лазерным полем, и отличаются друг от друга распределением фаз слагаемых данных суперпозиций. Показано, что при произвольном выборе начального состояния ридберговского атома и при достаточно большой длительности ионизирующего лазерного импульса остающаяся неионизованной часть атомной населенности соответствует описанной выше наиболее стабильной суперпозиции ридберговских волновых функций.

4. Найдено пространственное (радиальное) распределение волновой функции атома, находящегося в когерентной суперпозиции ридберговских состояний. Обнаружено, что вероятность ионизации из данного состояния максимальна, когда электрон находится в наибольшем удалении от атомного остатка. Тем самым показано, что эффект интерференционной стабилизации имеет сугубо квантовую природу.

5. Для управления выходом электронов и исследования зависимости выхода от фазовых свойств начальной суперпозиции ридберговских волновых функций предложено использовать схему ионизации ридберговского атома двумя импульсами (накачки и пробного импульса) с изменяемым временем задержки между ними. В этой схеме первый импульс формирует наиболее стабильное состояние. В течение времени между импульсами данное состояние эволюционирует таким образом, что периодически трансформируется в наиболее нестабильное и вновь стабильное состояния с периодом осцилляций, равным классическому кеплерову периоду ридберговского электрона. В соответствии с этим, как показано, в зависимости от времени задержки между импульсами осциллирует и степень ионизации атома вторым импульсом.

6. Показано, что в полях, отвечающих условиям существования резонансной стабилизации, описанные результаты устойчивы к изменениям расстройки резонанса на масштабах изменения, превосходящих расстояние между соседними ридберговскими уровнями.

7. В результате численного решения уравнений для зависящих от времени амплитуд вероятности нахождения атома в ридберговских состояниях найдено, что описанные эффекты также устойчивы и по отношению к выбору модели: они сохраняются при переходе от модели эквидистантных уровней и прямоугольных импульсов к более реалистичной постановке задачи, в которой учитывается неэквидистантность спектра ридберговских уровней атома и рассматриваются импульсы с гладкой огибающей.

1. M.V. Fedorov and A.M. Movsesian, J. Ph. B, 21, L155 (1988).

2. A.M. Мовсесян, M.B. Федоров, ЖЭТФ, 95, 47 (1989).

3. M. Pont and M. Gavrila, "Stabilization of atomic hydrogen in superintense, high-frequency laser fields of circular polarization," Phys. Rev. Lett., 65, 2362-2365 (1990).

4. M. Gavrila, "Atomic structure and decay in high frequency fields," in Atoms in intense laser fields, M. Gavrila, ed. (Academic, Boston, MA 1992).

5. H. R. Reiss, "Effect of an intense electromagnetic field on a weakly bound system," Phys. Rev. A, 22, 1786-1813 (1980).

6. H. R. Reiss, "Nuclear beta decay induced by intense electromagnetic fields: forbidden transition examples," Phys. Rev. C, 27, 1229-1243 (1983).

7. H. R. Reiss, "Dependence on frequency of strong-field atomic stabilization," Optics Express, 8, 99-105 (2001).

8. M.Yu. Ivanov, Phys. Rev. A, 49, 1165 (1994).

9. A. Wojcik and R. Parzinski, Phys. Rev. A, 50, 2475 (1994).

10. A. Wojcik and R. Parzinski, J. Opt. Soc. Am. B, 12, 369 (1995).1 l.H. R. Reiss, "High-frequency, high-intensity photoionization," J. Opt. Soc. Am., В 13, 355-362 (1996).

11. D. P. Crawford and H. R. Reiss, "Stabilization in relativistic photoionization with circularly polarized light," Phys. Rev. A, 50, 1844-1850(1994).

12. V.D. Taranukhin, eds., Proc. SPIE 3735, 148-157 (1998).

13. H. R. Reiss, "Frequency and polarization effects in stabilization," Phys. Rev. A, 46, 391-394 (1992).

14. H. R. Reiss, "Physical basis for strong-field stabilization of atoms against ionization," Las. Phys., 7, 543-550 (1997).

15. W.S. Henneberger, "Perturbation method for atoms in intense light beams," Phys. Rev. Lett, 21, 838-841 (1968).

16. C.K. Choi, W.S. Henneberger, andF.C. Sanders, Phys. Rev. A, 9, 1895 (1974).

17. S.K. Vermani, B.L. Beers, Phys. Rev. A, 12, 715-718 (1975). 19.C.K. Choi, W.S. Henneberger, S.N. Main, and F.C. Sanders, Phys. Rev. A, 12,719-720(1975).

18. Е.А. Волкова, A.M. Попов, О.В. Тихонова, "Трехмерная модель отрицательного иона водорода в сильном линейно поляризованном световом поле", ЖЭТФ, 108, 436 (1995).

19. Е.А. Волкова, A.M. Попов, О.В. Тихонова, "Исследование структуры энергетического спектра в системе "атом + сильное внешнее электромагнитное поле", ЖЭТФ, 109, 1586 (1996).

20. Е.А. Волкова, A.M. Попов, О.В. Тихонова, "Двухчастичная одномерная модель молекулярного иона водорода в ультракоротком лазерном импульсе", ЖЭТФ, 110, 1616 (1996).

21. Е.А. Волкова, A.M. Попов, О.В. Смирнова, О.В. Тихонова, "Возникновение режима стабилизации в сильном лазерном поле и приближение Крамерса-Хеннебергера", ЖЭТФ, 111, 1194 (1997).

22. Е.А. Волкова, A.M. Попов, О.В. Тихонова, "Численное моделирование процесса фотоионизации ридберговских атомов полем электромагнитной волны", ЖЭТФ, 113, 593-606 (1998).

23. Е.А. Волкова, A.M. Попов, О.В. Тихонова, "Стабилизация циркулярных состояний атома водорода в сильном поле", ЖЭТФ 116, 1929(1999).

24. Е.А. Волкова, A.M. Попов, О.В. Тихонова, "Резонансная многофотонная ионизация 1 s-состояния атома водорода в сильном лазерном поле", "Оптика и спектроскопия", 88, 5 (2000).

25. И.Я. Берсонс, ЖЭТФ, 80, 1727 (1981).

26. Н.Б. Делоне, В.П. Крайнов, Д.Л. Шепелянский, "Высоковозбужденный атом в электромагнитном поле", УФН, 140,355-391 (1982).

27. N.B. Delone, S.P. Goreslavsky, and V.P. Krainov, J.Phys.B., 22, 2941 (1989).

28. N.B. Delone, S.P. Goreslavsky, and V.P. Krainov, "Dipole matrix elements in the quasiclassical approximation", J. Phys. B, 27, 4403-4419(1994).

29. M.S. Adams, M.V. Fedorov, V.P. Krainov, and D.D. Meyerhofer, Phys. Rev. A, 52, 125 (1995)

30. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, Laser Physics, 7, 299 (1997).

31. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, Optics Express, 2, 51 (1998).

32. Н.П. Полуэктов, M.B. Федоров, ЖЭТФ 114, 821 (1998).

33. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, Optics Express, 6, 117 (2000).

34. N.P. Poluektov and M.V. Fedorov, JETP, 90, 913 (2000).

35. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, "Super-Intense Laser-Atom Physics", Kluwer Academic Publishers (2001).

36. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, Laser Physics, 11, 255-260 (2001).

37. A. Wojcik, R. Parzynski, "Stability windows in ionization via Rydberg states", Super-Intense Laser-Atom Physics IV, 55 (1996).

38. R. Parzynski, A. Wojcik, "Interference stabilization of Rydberg atoms an analytical model with migration of population to higher-1 states". Laser Physics, 7, 551 (1997).

39. A. Wojcik, R. Parzynski, A. Grudka, "Stabilization against ionization via high-Rydberg states", Phys. Rev. A, 55, 2144 (1997).

40. A. Wojcik, R. Parzynski, "Numerical versus analytical model of laser-induced population redistribution in Rydberg atoms", Phys. Rev. A, 59, 597(1999).

41. A. Wojcik, R. Parzynski, "Suppression of two-photon ionization via Rydberg states" Phys. Rev. A, 51, 3154 (1995).

42. M.V. Fedorov and A.M. Movsesian, J. Opt. Soc. Am. B, 6, 928 (1989).

43. M.V. Fedorov and A.M. Movsesian, J. Opt. Soc. Am. B, 6, 1504 (1989).

44. M.V. Fedorov, Laser Physics, 3, 219 (1993).

45. M.V. Fedorov, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys, 27, 4145 (1994).

46. M.V. Fedorov and M.Yu. Ivanov, J. Opt. Soc. Am. B, 7, 569 (1990).

47. M.V. Fedorov, M.-M. Tehranchi, and S.M. Fedorov, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys, 29, 2907-2924 (1996).

48. M.V. Fedorov, Atomic and Free Electrons in a Strong Light Field (Singapore, River Edge, NJ: World Scientific, 1997).

49. V. Tikhonova, M.V. Fedorov, Laser Phys, 7, 574 (1997).

50. V. Tikhonova, M.V. Fedorov, Acta Phys. Pol., 93, 77 (1998).

51. M.V. Fedorov, O.V. Tikhonova, Phys. Rev. A, 58, 1322 (1998).

52. S.M. Fedorov, M.V. Fedorov, "Stabilization and Structure of wave packets in Rydberg atoms ionized by a strong light field", Optics Express, 3, 271-279 (1998).

53. O.V. Tikhonova etal., Laser Phys., 8, 85 (1998).

54. V.Tikhonova, E.A.Volkova, A.M.Popov, and M.V.Fedorov,1.terference stabilization of Rydberg atoms: Quasiclassical analytical theory and exact three-dimensional numerical simulations", Phys. Rev. A, 59, 749 (1999).

55. M.P. de Boer and H.B. Muller, Phys. Rev. Lett., 68, 2747 (1992).

56. M.P. de Boer, J.H. Hoogenraad, R.B. Vrijen, L.D. Noordam, and H.B. Muller, Phys. Rev. Lett, 71, 3263 (1993).

57. J.H. Hoogenraad, R.B. Vrijen, and L.D. Noordam, Phys. Rev. A, 50, 4133 (1994).

58. R.R. Jones and P.H. Bucksbaum, Phys. Rev. Lett, 67, 3215 (1991).

59. R.R. Jones, D.W. Schumacher, and P.H. Bucksbaum, Phys. Rev. A, 47, R49 (1991).

60. L.D. Noordam, H. Stapelfeldt, D.I. Duncan, and T.F. Gallagher, Phys.Rev.Lett, 68, 1496 (1992).

61. H. Stapelfeldt, D.G. Papaioannou, L.D. Noordam, and T.F. Gallagher, Phys.Rev.Lett, 67, 3223 (1991).

62. R.B. Vrijen, J.H. Hoogenraad, and L.D. Noordam, Phys.Rev.A, 52, 2279 (1995).

63. N.J. van Druten et al., Phys. Rev. A, 55, 622 (1997).

64. Weinacht T.C., Ahn J., Bucksbaum P.H., "Controlling the shape of quantum wave function", Nature, 397, 233-235 (1999).

65. Т. C. Weinacht, J. Ahn, and P. H. Bucksbaum, "Measurement of the Amplitude and Phase of a Sculpted Rydberg Wave Packet", Phys. Rev. Lett, 80, 5508-5511 (1998).

66. A. Wojcik, R. Parzynski, "Rydberg atom driven by a sequence of two laser pulses: Ramsey interferometry", Phys. Rev. A, 51, 4787 (1995).

67. М.В.Федоров, Электрон в сильном световом поле, М.: Наука, 1991.

68. M.V. Fedorov and A.E.Kazakov, Progr.Quant.Electr, 13, 1 (1989).71 .Я.Б.Зельдович, ЖЭТФ, 51, 1492 (1966).

69. В.И.Ритус, ЖЭТФ, 51, 1544 (1966).

70. М.В. Campbell, T.J. Bensky, and R.R. Jones, Optics Express, 1, 197 (1997).

71. Н.Б. Делоне, В.П. Крайнов, Атом в сильном световом поле, М.: Энергоатомиздат, 1984

72. Публикации автора по теме диссертации

73. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, Laser Physics, 7, 299-304 (1997).

74. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, Optics Express, 2, 51-57 (1998).

75. Н.П. Полуэктов, M.B. Федоров, ЖЭТФ 114, 821-836 (1998).

76. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, Optics Express, 6, 117-123 (2000)

77. N.P. Poluektov and M.V. Fedorov, JETP, 90, 794-804 (2000).

78. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, "Super-Intense Laser-Atom Physics", Kluwer Academic Publishers, 277-284 (2001).

79. M.V. Fedorov and N.P. Poluektov, Laser Physics, 11, 255-260 (2001)

80. Н.П. Полуэктов, Электронный журнал "Исследовано в России", 122, 1369-1387 (2001).http ://zhurnal. ape.relarn.ru/articles/2001 /122.pdf

81. Доклады на научных конференциях

82. N.P. Poluektov, "Л- and V-Raman-type Transitions and Their Role in Interference Stabilization of Atoms", 5th International Workshop on Laser Physics (LPHYS'96), Moscow, Program of the Workshop, 10 (1996).

83. Н.П. Полуэктов, "Л- и V-переходы и их роль в интерференционной стабилизации ридберговских атомов", XV конференция "Фундаментальная Атомная Спектроскопия", Звенигород, книга аннотаций, 21 (1996).

84. Н.П. Полуэктов, М.В. Федоров, "Управляемая ионизация ридберговских атомов в режиме интерференционной стабилизации", Научная сессия МИФИ-2000, Москва, сборник научных трудов, 175 (2000).

85. N.P. Poluektov and M.V. Fedorov, "Rydberg atoms in delayed pump and probe laser pulses: coherent control of ionization", 10th International Laser Physics Workshop (LPHYS'01), Moscow, Program of the Workshop, 23 (2001).1. Благодарности

86. Рис. 1. Вероятность ионизации как функция длительности лазерного импульса т при фиксированном значении F = /тах т, полученная в эксперименте 59.

87. Рис. 2. Схема переходов рамановского типа через континуум (Л-типа) и нижележащие резонансные состояния (V-типа), приводящих к когерентному перезаселению ридберговского атома, обуславливающему эффект интерференционной стабилизации.

88. Рис. 3. Простейшая трехуровневая модель переходов, позволяющая качественно описывать явление интерференционной стабилизации V-типа.

89. Рис. 5. Четырехуровневая модель переходов, позволяющая учесть влияние нескольких резонансных уровней в случае больших значений отстройки от резонанса 8.

90. Рис. 11. Радиальное распределение плотности электрона г2(¥(г}2дляридберговского атома в состоянии 15s (а), максимально устойчивом состоянии (50) (б), и распадающимся состоянии (52) (в).

91. Рис. 12. Принципиальная схема для эксперимента по наблюдению эффекта управляемой ионизации ридберговского атома последовательными лазерными импульсами (накачки и пробным).

92. Рис. 16. Зависимость остаточной вероятности от времени задержки xd в случае синусоидальных импульсов для следующих параметров: F0 = 1, tx = Тк (а); = 1, ^ = 2-Тк (б); F0 = 2, tx = 2-Тк (в) Прочие условия: 5Ио = 1/2, а = 3; эквидистантный спектр.

93. Рис. 17. Остаточная вероятность wres в зависимости от времени задержки т между импульсом накачки и пробным импульсом. В расчетах использовались гауссовы импульсы с параметрами: V= 1, t\ Тк/2. Конфигурация атома: а =3, 8 = А/2, эквидистантный спектр.