- elemeket
- absztrakt
- bevezetés
- az eredmény
- vita
- mód
- Kísérleti elrendezés
- Numerikus szimulációk
- Generációs cella
- Vető cella
- Hozzászólások
elemeket
- Alkalmazott fizika
- Attosecond Science
- Nemlineáris optika
- Röntgen
absztrakt
A magas frekvenciájú harmonikus keletkezést (HHG) a gázokban fontos technikaként vezették be koherens szélsőséges ultraibolya (XUV) impulzusok generálásához ultra rövid időskálán. Legfőbb hátránya azonban az alacsony konverziós hatékonyság, amely számos alkalmazás határát szabja meg, mint például az ultragyors koherens képalkotás, a nemlineáris XUV folyamatok vagy az oltott lézerlézerek. Itt bemutatunk egy új rendszert, amely egy "magsejtben" előállított szublimit harmonikusok használatán alapul, hogy támogassa a HHG folyamatot egy "generációs cellában", amely a fókuszált lézersugár mögött helyezkedik el. Az alapvető hajtómező módosításával ezek a harmonikus törzsek megváltoztatják a nemlineáris HHG folyamat ionizációs lépését. Kétcellás sémánk növeli a HHG konverzió hatékonyságát és utat nyit robusztus XOS intenzív források porozitásban.
Az intenzív lézerimpulzusok kölcsönhatása atomos vagy molekuláris gáznemű közeggel harmonikus lézerfényhez vezet, nagyon magas nagyságrendig 1 Ezek a harmonikusok fázisban blokkolva vannak, ami az XUV fényhullámok növekedéséhez vezet. A kísérleti technika egyszerűsége és az ultragyors lézertechnika fejlődése számos laboratóriumban támogatták a HHG-forrásokat mint alapvető eszközöket; nyílás különösen a 2. attosecond területre. A HHG azonban alacsony konverziós hatékonysággal küzd, részben a nemlineáris közegben előforduló fázishelyzetek miatt, amelyek megakadályozzák a 3, 4, 5, 6 makroszkopikus mező hatékony kialakulását, de többnyire az egyes atomok gyenge reakciója a mezőre.
A külső gerjesztési mezőre adott atomreakció háromlépcsős modell segítségével írható le. 1 (a)]: Először is, a kötött elektronalagút folytonommá ionizálódik; másodszor, lézeres mező gyorsítja fel; és végül a mező megfordítása után rekombinálódik az eredeti ionnal, és XUV 7, 8 fotont bocsát ki. Az elektronutakat két családba lehet csoportosítani, amelyeket hosszúnak és rövidnek nevezünk, az elektron elhajlási idejétől függően, és az 1. (a) ábra II. És III. Intervallumban generáljuk. Gyakorlati szempontból a legérdekesebbek a rövid pályák, amelyek kollimált és spektrálisan keskeny emisszióhoz vezetnek. Sajnos ezek a pályák időnként az elektromos vezérlőtér nulla átmenetének közelében indulnak el, a kvantumalagút nagyon alacsony valószínűséggel szenvednek.
a) Vázlatos klasszikus pályák a szinuszos kontroll mezőhöz (piros vonal). A színek az elektronok visszatérési energiáját jelzik az U p ponderomotív energia egységeiben. A hajtómező módosítása páratlan harmonikus mező (kék vonal) hozzáadásával megnövelheti a rövid pályák (III. Intervallum) ionizációjának valószínűségét, miközben elnyomja a nem hozzájáruló elektronok ionizációját (I. és II. Intervallum), amint az látható a nyilak által. b) Vázlatos kísérleti beállítás. A magsejtekben képződő alacsony szintű harmonikusok az alapsejtekkel együtt terjednek a generáló sejtekbe, és módosítják a HHG folyamatot. (c) összehasonlítjuk a tipikus HHG spektrumot egy neonnal töltött generációs sejtből, amelyet csak az alapvonal felhasználásával nyertünk; és egy spektrumot, amelyet egy alapvető mező és az argonnal töltött magsejtben létrehozott harmonikus harmonikus rendek kombinálásával kapunk. Ez utóbbi esetben a harmonikus fennsík harmonikus hozama növekszik, míg a vágás energiája és a divergencia csökken.
Teljes méretű kép
A hajtó elektromos tér megváltoztatása a 9. részciklus szintjén módot kínál egy atom reakciójának módosítására. Ezt főleg egy második 10, 11, 12, 13 harmonikus mező hozzáadásával vizsgálták, amely megzavarta az egymást követő félórák közötti szimmetriát. Ezzel szemben a harmonikus páratlan sorrendek úgy módosítják a HHG folyamatot, hogy közben megtartják a félkör szimmetriáját. Úttörő munkában Watanabe és munkatársai 14 megvizsgálták a harmadik harmonikus (TH) egyszerű ionizációra és HHG-ra gyakorolt hatását Ar-ban, akár tízszeres növekedést is elérve a 27–31-es harmonikusoknál. Számos elméleti cikk tárgyalja a TH hatását a 15, 16 hozam növelésére és/vagy a 17, 18, 19 határenergia meghosszabbítására. A jel erősítésének másik megközelítése egy atom válaszának módosításával az ionizációs idő szabályozása attoszekundumos impulzusvonatokkal egy háromlépéses folyamat elindításához egyetlen 20, 21, 22, 23 foton elnyelésével. .
Ebben a cikkben egy egyszerű és robusztus, de erőteljes fejlesztési sémát mutatunk be, amely a gázcellák kettős beállításán alapul [ábra. 1. b)]. A HHG-t neonban vizsgáljuk nagy energia felhasználásával (
20 mJ), közel az infravörös alapmezőhöz, lazán a hosszú gázkamrára összpontosítva, harmonikus harmonikus sorrendeket eredményezve 40–100 eV tartományban, jellemző harmonikus rendenként 10 nJ energiával. Egy nagy nyomású Ar-gázcella hozzáadása a generációs cella előtt a No-jel nagymértékű javulásához vezet, amint az az 1. (c) ábrán látható. Kísérletileg és elméletileg megmutatjuk, hogy a megfigyelt javulás a szublimált, alacsony harmonikus harmonikusoknak köszönhető, amelyek úgy módosítják az alapterületet, hogy a rövid pályák hozzájárulása megnő.
az eredmény
Kísérletünk során a generációs sejt körülbelül a lézer fókuszában, míg a magsejt néhány centiméterrel korábban helyezkedik el (lásd a módszereket). A cellákban lévő gáznyomás függetlenül állítható és tipikusan néhány mbar a generációs cellában (Ne) és legfeljebb tíz mbar az inokulum cellában (Ar). A 2. ábra (a - c) a HHG spektrumokat ábrázolja neonból az oltási nyomás függvényében, három különböző menetintenzitás mellett. Ha a magsejtben nincs gáz, standard Ne-spektrumokat kapunk. Az oltási nyomás növekedésével a neonsejtből érkező jel addig csökken, amíg szinte teljesen el nem nyomódik. Nagyobb nyomáson a neonspektrumok ismét megjelennek és jelentősen megnőnek az 50 - 80 eV tartományban, miközben a maximális fotonenergia kissé elmozdul az alacsonyabb harmonikus tartományokba.
ac) Generációs sejt spektrumok az oltósejt nyomásának függvényében három 2, 7, 3, 5 és 4, 4 × 1014 W/cm2 intenzitással. A spektrumokat argon felhasználásával nyertük a magsejtben, és a neont állandó nyomáson a generációs sejtben. Az adatokat a legintenzívebben amplifikált neonspektrumra normalizáltuk. d) az inokulum cellából származó harmonikusok alacsony (3-7) és magas rendek az Ar nyomástól függően. A pontozott vonalak a különböző detektorok által egymástól függetlenül mért területeket jelzik. Minden régiót a legmagasabb intenzitásra normalizáltunk a megfelelő spektrális tartományban.
Teljes méretű kép
A 2. (d) ábra mutatja a mag sejtben keletkező harmonikus komponenseket. Az ionizációs küszöb feletti energiájú felharmonikusok nincsenek jelen azoknál a nyomásoknál, amelyeknél javulás történik a generációs cellában, ezért nem felelősek a 20, 21, 22, 23 egyetlen fotonionizációval történő jelerősítésért. Ezen nyomásokon csak a harmonikus törzsek képződnek hatékonyan a magsejtben, jelezve, hogy ők felelősek az oltási folyamatért.
Értelmezésünk igazolásához numerikus szimulációkat hajtottunk végre mindkét cellára. A generációs cellában a beoltott HHG folyamatot szimuláltuk 15, 16, 24, 25 erős mező-közelítéssel (SFA) (lásd módszerek). A teljes mező úgy írható fel, hogy ahol E ° az alaptér amplitúdója, ω annak frekvenciája, Ip az ionizációs energia, rq az alap- és a negyedik harmonikus mező közötti arány és Δ ϕ q azok relatív fázisa. Bár az Ar ionizációs küszöb alatti összes harmonikus hatással lehet az amplifikációs jelenségre, csak a TH-t vettük figyelembe, amely a legintenzívebb (kihagyva az alsó 3 indexet). Szimulált HHG spektrum neonban, r | 2 = 0,01, a 2. ábra mutatja. 3. a) függvényében A ϕ. Relatív szakasz
Az 1 sor megnövekedett ionizációs valószínűséghez vezet, mivel az elektromos mező növekszik abban az időben, amikor rövid elektronutak születnek [III. Intervallum az 1. (a) ábrán]. Az elektromos tér amplitúdója tovább csökken az alapmező csúcsa körül, ami a nem járulékos pályák (I, II intervallumok) elnyomott valószínűségéhez és javult makroszkopikus helyzethez vezet, mivel a plazmaszóródás és a kimerülés hatásai minimalizálódnak 4, 5. Ha Δ ϕ ≈ 1 ± π, a helyzet megváltozik és a HHG elnyomódik ahhoz az esethez képest, amelyet nem láttunk.
(a) SFA spektrumok A ϕ függvényében a generációs sejtben, a láthatatlan spektrumra normalizálva. Csak a rövid pálya hozzájárulását veszik figyelembe. A kísérleti körülményeket utánzó hatékony rács szerepel. (b) Kísérleti eredmények a legmagasabb jelre normalizált kristályban képződött TH-vel. c) Az inokulum cellában történő terjedés szimulációi: Δ ϕ a sejt kimeneténél az idő függvényében, különböző nyomásokon.
Teljes méretű kép
Kísérletileg megerősítettük a HHG jel AΔ-függőségét a HHG tanulmányozásával, a 14. kristályban előállított bázis és TH kombinációjával. A két mező közötti késés ellenőrzéséhez Michelson-interferométert használtunk, az egyik karban előállított TH-vel. A 6. ábrán bemutatott eredményeink A 3. b) a harmonikus hozam erős késleltetett függőségét mutatják. A kétsejtes sémához képest azonban nem tudtuk növelni a HHG általános hatékonyságát, mert az alapmező nagy részére szükség volt a TH-generációhoz, és ezért a HHG.
Az oltósejtben megvizsgáltuk az alacsony és magas rendű harmonikus generáció nyomásfüggését. Számításaink 26 megerősítik azt a kísérleti megfigyelést, miszerint a HHG Ar-ban egy bizonyos nyomásnál csúcsosodik meg (
10 mbar), amely megfelel az optimalizált 27 fázispárosításnak, miközben a résztömeg-harmonikusok tovább nőnek akár 100 mbar nyomásig. Vizsgáltuk az alapvető és a TH mezők terjedését a 28 nagynyomású kamrában (lásd módszerek). Ez lehetővé tette számunkra, hogy megvizsgáljuk az oltósejt utáni fáziskapcsolatukat, és a javulás lehetséges okaként kiküszöbölhessük kísérleti körülményeinkben az alapmező viszonylag gyenge átalakulását. Amint az a 2. ábrán látható. 3. c) pont szerint, kellően magas oltási nyomás esetén a bude bude a lézerimpulzus egy részén 0 és 2 radián között lesz, ami a kapu kapu mechanizmusához vezet.
vita
Mint minden fejlesztési séma esetében, a kulcskérdés az, hogy előnyös-e a módszerünk a "normális" HHG-optimalizálással szemben, amelyet például szabad fókuszálással, a cella fókuszpozíciójának optimalizálásával vagy a gáznyomás beállításával lehet elérni. sejtek 4, 29, 30. Ideális esetben célszerű lenne összehasonlítani az optimalizált HHG-t és az optimalizált inokulált HHG-t egy adott alapimpulzus energiához. Ezt kísérletileg nem könnyű elvégezni, ezért úgy döntöttünk, hogy összehasonlítjuk az oltott HHG-t az optimalizált, független HHG-vel
10 nJ, 63 eV feszültség mellett (41. harmonikus).
A 4. a) ábra összehasonlítja a 41. harmonikus jelet beállított és észrevétlen esetekben a menetintenzitás függvényében. Az oltott HHG telítéséhez szükséges intenzitás csak fele a cukrozatlan HHG-hez szükséges intenzitásnak. Ez magyarázza a végső energia csökkenését és a harmonikusok alacsonyabb divergenciáját. Az erősítési tényező a menet intenzitásától függ [ábra. 4 (b, c)]. A 41. harmonikus ingadozás esetén ez az érték 3,5 x 1014 W/cm2-nél (és alacsonyabb intenzitással még magasabb) és kettőig terjed, 4,4 x 1014 W/cm2-nél. Az oltott HHG további optimalizálásával (például a fókuszálási körülmények megváltoztatásával) lehetővé kell tenni, hogy még nagyobb növekedést érjünk el a kezeletlen HHG-hez képest. A nagyobb hatékonyság és az alacsonyabb divergencia együttesen világosabb XUV fényforrást eredményez.
a) 41. harmonikus energia az oltott (piros) és a fel nem használt (kék) HHG hajtási intenzitásának függvényében. A nem felügyelt HHG-k maximális intenzitással vannak optimalizálva. (b, c) Megfelelő kísérleti spektrumok 3, 5 és 4, 4 x 1014 W/cm2.
Teljes méretű kép
Összefoglalva, a HHG oltásának hatását külön gázkamrában keletkező harmonikusok segítségével tanulmányoztuk, és megmutattuk, hogy a harmonikus törzsek felelősek az ebből eredő növekedésért. A kombinált elektromos tér előnyösen javítja a rövid pályákat, és elnyomja a plazma kimerülésének és szétszóródásának hatásait. A harmonikus bázisok és az alacsony rendek közötti kívánt fáziskülönbséget a magcellában lévő nyomás beállításával, a szabad elektron diszperziójának módosításával érhetjük el. Módszerünk nem korlátozódik az itt leírt gázkombinációra. Kísérletileg megnövekedett harmonikus hozamokat figyeltünk meg a különböző gázkombinációk esetében, még akkor is, ha ugyanazt a gázt használjuk mindkét cellában. Szimulációink azt mutatják, hogy az erősítés jóval egy nagyságrend fölé méretezhető az alacsony harmonikus intenzitás növelésével, például hosszabb cellák, nagyobb nyomás vagy nagyobb nemlinearitású gázok alkalmazásával. Ez egy rövidebb időkapuhoz is vezet, ami érdekes az egyetlen vs másodperc impulzus létrehozása szempontjából.
mód
Kísérleti elrendezés
Numerikus szimulációk
Generációs cella
A gyenge harmadik harmonikus mező hatását a HHG folyamatra az időfüggő Schrödinger-egyenlet erős tér-közelítéssel történő megoldásával szimulálták. Kvázi klasszikus akció az elektronok folytonosságban történő mozgására
az alapmező és a gyenge párhuzamos segédmező együttes vektorpotenciáljára számítjuk, összhangban az egyenletben szereplő meződefinícióval. (1) A t 0 és t megegyezik a kanonikus momentum elektron alagút- és rekombinációs idejével
Vető cella
Olyan számításokat hajtottak végre, amelyek az időfüggő Schrödinger-egyenlet megoldását egyesítik egyetlen aktív elektron közelítésében és a részben ionizált 26, 5 közegben történő terjedést, lassan változó burok-közelítés alkalmazásával. Fő célunk a nyomás alacsony és magas rendű harmonikus generációkra gyakorolt hatásának vizsgálata kísérleti utánzási körülmények között. A HHG maximális értéke 10 mbar körül volt, míg a harmonikus harmonikusok, amelyek nem szívódnak fel újra a közegben a küszöbérték alatt, továbbra is nagyon magas nyomásig (100 mbar) nőnek.
A harmadik harmonikus keletkezését a magsejtben (3 + 1) -dimenziós, egyirányú, nemlineáris burokegyenlet 28 segítségével szimuláltuk. A teljes frekvenciafüggő diszperziós viszonyt figyelembe vesszük, amely lehetővé teszi az alapvető és a harmadik harmonikus egyidejű terjedését. Numerikusan integrálva van a split-step módszerrel, ahol a lineáris hozzájárulásokat, például a diszperziót és a diffrakciót a -transzverz frekvenciatérben dolgozzák fel, míg a nemlineáris részt, figyelembe véve a Kerr-hatást, a harmadik harmonikus keletkezést és a plazma diszperzióját és a plazma elmosódását, a normál térben kezeljük. A módszert részletesen a 28. A számított fázisváltozás elsősorban a plazma diszperziójának következménye. Az inokulum cellája mentén kapott geometriai fázisból, valamint a harmadik nyomástól függő harmonikus fázis függőségéből is kicsi a hozzájárulás.
Hozzászólások
Megjegyzés benyújtásával elfogadja az Általános Szerződési Feltételeinket és a közösségi irányelveket. Ha bármi sértőnek vagy összeegyeztethetetlennek tűnik a feltételeinkkel vagy irányelveinkkel, jelölje meg nem megfelelőként.