- предметів
- реферат
- вступ
- результат
- обговорення
- методи
- Експериментальне встановлення
- Чисельне моделювання
- Клітина генерації
- Посівна клітина
- Коментарі
предметів
- Прикладна фізика
- Атосекундна наука
- Нелінійна оптика
- Рентген
реферат
Високочастотна генерація гармоніки (HHG) в газах була введена як важлива техніка генерації когерентних імпульсів екстремального ультрафіолету (XUV) на надкоротких масштабах часу. Однак головним його недоліком є низька ефективність перетворення, що встановлює межі для багатьох застосувань, таких як надшвидка когерентна візуалізація, нелінійні процеси XUV або інокульовані лазерні лазери. Тут ми представляємо нову схему, засновану на використанні субмежових гармонік, що генеруються в "клітині інокуляту" для підтримки процесу ПГ в "генераційній комірці", розташованій далі за сфокусованим лазерним променем. Змінюючи основне рушійне поле, ці гармонічні деформації змінюють крок іонізації нелінійного процесу HHG. Наша двокамерна схема підвищує ефективність перетворення HHG і відкриває шлях для реалізації надійних джерел інтенсивного XOS у пористості.
Взаємодія інтенсивних лазерних імпульсів з атомними або молекулярними газоподібними середовищами призводить до гармонійного лазерного світла до дуже високих порядків 1. Ці гармоніки блокуються по фазі, що призводить до збільшення світлових хвиль XUV. Простота експериментальної техніки, а також досягнення ультрашвидких лазерних технологій підтримують джерела ПГ як найважливіші інструменти у багатьох лабораторіях; відкриття, зокрема, зони аттосекунди 2. Однак HHG страждає від низької ефективності перетворення, частково через невідповідність фаз у нелінійному середовищі, що перешкоджає ефективному утворенню макроскопічного поля 3, 4, 5, 6, але переважно слабку реакцію окремих атомів на поле.
Атомну реакцію на поле зовнішнього збудження можна описати за допомогою триступеневої моделі [рис. 1 (а)]: По-перше, зв’язаний електронний тунель іонізується в континуум; по-друге, його прискорює лазерне поле; і, нарешті, рекомбінується з вихідним іоном після реверсування поля і випромінює фотон XUV 7, 8. Електронні шляхи можна згрупувати у два сімейства, які називаються довгими та короткими, залежно від часу відхилення електрона та генеруються з інтервалами II та III на малюнку 1 (а). З практичної точки зору, найцікавішими є короткі траєкторії, що призводять до колімітованих і спектрально вузьких викидів. На жаль, ці орбіти іноді починаються біля нульових переходів електричного поля управління, страждаючи від дуже низької ймовірності квантового тунелювання.
а) Схематичні класичні траєкторії для синусоїдального поля управління (червона лінія). Кольори позначають енергію повернення електронів в одиницях пондеромоторної енергії U p. Модифікація рушійного поля додаванням непарного гармонічного поля (синя лінія) може призвести до збільшення ймовірності іонізації коротких траєкторій (інтервал III) при одночасному пригніченні іонізації невкладаючих електронів (інтервали I та II), як показано стрілками. б) Схематична експериментальна установка. Низькорівневі гармоніки, що генеруються в клітинах насіння, поширюються з базальними клітинами в генеруючі клітини та модифікують процес HHG. (c) порівняння типового спектра HHG із заповненої неоном клітини, отриманої з використанням лише базової лінії; і спектр, отриманий комбінуванням основного поля з гармонічними гармонічними порядками, що генеруються в насінній комірці, наповненій аргоном. В останньому випадку вихід гармоніки для гармонійного плато збільшиться, тоді як енергія зрізу та розбіжність зменшаться.
Повнорозмірне зображення
Зміна електричного поля, що рухається, на рівні субциклу 9 забезпечує спосіб модифікації реакції одного атома. Це в основному досліджувалося додаванням другого гармонічного поля 10, 11, 12, 13, яке порушувало симетрію між наступними півгодинами. На відміну від них, гармонійні непарні порядки модифікують процес HHG, зберігаючи симетрію півкола. У піонерських роботах Ватанабе та його колеги 14 досліджували вплив третьої гармоніки (TH) на просту іонізацію та HHG в Ar, отримуючи збільшення гармонік 27–31 до десяти разів. У кількох теоретичних роботах також обговорюється вплив TH на збільшення виходу 15, 16 та/або продовження енергетичного обмеження 17, 18, 19. Іншим підходом до посилення сигналу шляхом модифікації відгуку одного атома є контроль часу іонізації за допомогою атосекундних імпульсних послідовностей, щоб розпочати триступеневий процес, поглинаючи один фотон 20, 21, 22, 23 .
У цій роботі ми представляємо просту і надійну, але потужну схему вдосконалення, засновану на подвійному налаштуванні газових елементів [Рис. 1 (b)]. Ми вивчаємо HHG в неоні з використанням високих енергій (
20 мДж), недалеко від основного інфрачервоного поля, вільно сфокусований на довгій газовій камері, що призводить до гармонійних гармонійних порядків в діапазоні 40-100 еВ із типовою енергією 10 нДж на гармонічний порядок. Додавання газової комірки високого тиску Ar перед генераторною коміркою призводить до значного поліпшення сигналу No, як показано на малюнку 1 (c). Експериментально і теоретично ми показуємо, що спостережуване вдосконалення відбувається за рахунок підрівняних гармонік з низькою гармонікою, які модифікують фундаментальне поле таким чином, що вклад коротких траєкторій збільшується.
результат
У нашому експерименті генеруюча клітина розташована приблизно у фокусі лазера, тоді як посівна клітина розташована на кілька сантиметрів раніше (див. Методи). Тиск газу в клітинах можна регулювати незалежно, і, як правило, він становить декілька мбар у генеруючій камері (Ne) та до десятків мбар у клітині інокуляту (Ar). На малюнку 2 (а - в) зображено спектри ПГ від неону як функцію тиску посіву для трьох різних інтенсивностей руху. Якщо в насінній клітині немає газу, отримують стандартні спектри Ne. Зі збільшенням тиску посіву сигнал від неонової клітини зменшується, поки він майже повністю не придушується. При більш високих тисках неонові спектри знову з'являються і значно збільшуються в діапазоні 50-80 еВ, тоді як максимальна енергія фотонів дещо зміщується до нижчих діапазонів гармонік.
(змінного струму) Спектри генерації комірок як функція тиску в клітині посіву при трьох інтенсивностях руху 2, 7, 3, 5 та 4, 4 × 1014 Вт/см2. Спектри отримували з використанням аргону в насіннєвій клітині та неону при постійному тиску в генераторній клітині. Дані були нормалізовані до найбільш інтенсивно посилюваного неонового спектру. г) гармоніки низького (3-7) і високого порядків від осередку посіву в залежності від тиску Ar. Пунктирними лініями позначені площі, виміряні незалежно від різних детекторів. Кожна область була нормалізована з найбільшою інтенсивністю у відповідному спектральному діапазоні.
Повнорозмірне зображення
На малюнку 2 (d) показані гармонічні компоненти, що утворюються в клітині насіння. Гармоніки з енергіями, що перевищують поріг іонізації, відсутні при тисках, при яких відбувається поліпшення в генераторній комірці, і тому вони не відповідають за посилення сигналу за допомогою однофотонної іонізації 20, 21, 22, 23. Під цим тиском у насінній клітині ефективно утворюються лише гармонічні штами, що вказує на те, що вони відповідають за процес посіву.
Щоб перевірити нашу інтерпретацію, ми провели чисельне моделювання для обох комірок. У генераційній комірці ми змоделювали процес посіву ПГ із застосуванням апроксимації сильного поля (SFA) 15, 16, 24, 25 (див. Методи). Сумарне поле можна записати як де E ° - амплітуда основного поля, ω його частота, Ip енергія іонізації, rq відношення між основним і q-м гармонічними полями і Δ ϕ q їх відносна фаза. Хоча всі гармоніки нижче порогу іонізації Ar можуть впливати на явище посилення, ми розглядали лише TH, який є найбільш інтенсивним (опускаючи нижній індекс 3). Імітований спектр HHG в неоні з r | 2 = 0,01, показано на фіг. 3 (a) як функція від A ϕ. Відносна фаза
1 ряд призводить до збільшення ймовірності іонізації, оскільки електричне поле збільшується в той час, коли народжуються короткі електронні шляхи [інтервал III на рисунку 1 (а)]. Амплітуда електричного поля додатково зменшується навколо вершини основного поля, що призводить до пригніченої ймовірності непридатних траєкторій (інтервали I, II) та до поліпшення макроскопічної ситуації, оскільки наслідки розсіяння та виснаження плазми мінімізовані 4, 5. Якщо Δ ϕ ≈ 1 ± π, ситуація змінюється, і HHG пригнічується порівняно з випадком, якого не бачили.
(а) Спектри SFA як функція A ϕ у генераційній комірці, нормалізована до невидимого спектра. Враховується лише внесок короткої траєкторії. Включена ефективна сітка, що імітує експериментальні умови. (b) Експериментальні результати з TH, що генерується в кристалі, нормалізований до найвищого сигналу. в) Моделювання розповсюдження в клітині інокуляту: ϕ ϕ на виході з клітини як функція часу при різних тисках.
Повнорозмірне зображення
Ми експериментально підтвердили залежність сигналу HHG від AΔ, вивчаючи HHG, використовуючи комбінацію основного та TH, що генеруються в кристалі 14. Щоб перевірити затримку між двома полями, ми використовували інтерферометр Майкельсона з TH, виробленим в одній руці. Наші результати, показані на фіг. 3 (b) показують сильну затримку залежності виходу гармоніки. Однак, порівняно з двоклітинною схемою, ми не змогли підвищити загальну ефективність ГГЧ, оскільки значна частина основного поля була потрібна для генерації ТГ, а тому ГГЧ була втрачена для.
У клітині вакцини ми досліджували залежність тиску від гармонічної генерації низького та високого порядку. Наші розрахунки 26 підтверджують експериментальне спостереження, що HHG в Ar досягає піків при певному тиску (
10 мбар), що відповідає оптимізованому фазовому сполученню 27, тоді як підмасові гармоніки продовжують зростати до тиску до 100 мбар. Ми також досліджували розповсюдження основного поля та поля TH в камері високого тиску 28 (див. Методи). Це дозволило нам вивчити їх фазову залежність після клітини посіву та усунути відносно слабку трансформацію базового поля в наших експериментальних умовах як можливу причину поліпшення. Як показано на фіг. 3 (c), для достатньо високого тиску посіву, буде буде протягом частини лазерного імпульсу становити від 0 до 2 радіанів, що веде до механізму затворів затвора.
обговорення
Як і у будь-якій схемі вдосконалення, ключовим питанням є те, чи є наш метод вигіднішим порівняно із "нормальною" оптимізацією ПГ, що може бути досягнуто, наприклад, вільним фокусуванням, оптимізацією положення фокусування в камері або регулюванням тиску газу. клітини 4, 29, 30. В ідеалі було б доречним порівняти оптимізований ПГ та оптимізований посівний ПГ для даної базової енергії імпульсу. Це непросто виконати експериментально, тому ми вирішили порівняти вакцинований HHG з оптимізованим не пов’язаним HHG з
10 нДж при 63 еВ (41-а гармоніка).
На малюнку 4 (а) порівнюється 41-й гармонійний сигнал у встановлених та непомічених випадках як функція інтенсивності руху. Інтенсивність, необхідна для насичення інокульованого HHG, становить лише половину інтенсивності, необхідної для несолодкого HHG. Це пояснює зменшення граничної енергії та меншу розбіжність гармонік. Коефіцієнт посилення залежить від інтенсивності руху [рис. 4 (b, c)]. Для коливання 41-ї гармоніки воно коливається від п’яти при 3,5 х 1014 Вт/см2 (і навіть вище при меншій інтенсивності) до двох при 4,4 х 1014 Вт/см2. Подальшою оптимізацією інокульованого HHG (наприклад, зміною умов фокусування), можна досягти ще більшого збільшення порівняно з необробленим HHG. Більш висока ефективність у поєднанні з меншими розбіжностями призводить до яскравішого джерела світла XUV.
(а) 41. гармонічна енергія як функція інтенсивності руху прищепленого (червоного) та невикористаного (синього) ПГ. Неспостережувані ПГ оптимізуються з максимальною інтенсивністю. (b, c) Відповідні експериментальні спектри при 3, 5 і 4, 4 х 1014 Вт/см 2.
Повнорозмірне зображення
Підводячи підсумок, ми вивчили ефект інокуляції ПГ за допомогою гармонік, що генеруються в окремій газовій камері, і показали, що гармонічні деформації відповідають за наслідки збільшення. Комбіноване електричне поле переважно покращує короткі траєкторії та пригнічує наслідки виснаження та розсіювання плазми. Бажана різниця фаз між гармонічними основами та низькими порядками отримується шляхом регулювання тиску в клітині затравки, тим самим змінюючи дисперсію вільних електронів. Наш спосіб не обмежується описаною тут комбінацією газів. Ми спостерігали експериментально збільшення виходу гармонік для різних комбінацій газів, навіть коли в обох елементах використовується один і той же газ. Наші моделювання показують, що посилення можна масштабувати значно вище порядку порядку, збільшуючи низьку гармонічну інтенсивність, наприклад, використовуючи довші комірки, більш високий тиск або гази з більшою нелінійністю. Це також призводить до коротшого часового інтервалу, що цікаво для генерації єдиного всесекундного імпульсу.
методи
Експериментальне встановлення
Чисельне моделювання
Клітина генерації
Вплив слабкого поля третьої гармоніки на процес парникових газів моделювали, вирішуючи залежне від часу рівняння Шредінгера в наближенні сильного поля. Квазикласична дія для руху електронів у континуумі
розраховується для комбінованого векторного потенціалу базового поля та слабкого паралельного допоміжного поля, що відповідає визначенню поля в рівнянні. (1). t 0 і t відповідають часу тунелювання та рекомбінації електрона канонічного імпульсу
Посівна клітина
Були проведені розрахунки, які поєднують рішення залежності від часу рівняння Шредінгера в наближенні одиничного активного електрона та розповсюдженні в частково іонізованому середовищі 26, 5 із використанням наближення оболонки, що повільно змінюється. Нашою основною метою було дослідити вплив тиску на покоління гармонік низького та високого порядку в експериментальних умовах імітації. Ми виявили максимум для парникових газів близько 10 мбар, тоді як гармонічні гармоніки, які не реабсорбуються в середовищі нижче порогового значення, продовжують зростати до дуже високих тисків (100 мбар).
Генерування третьої гармоніки в насіннєвій клітині моделювали за допомогою (3 + 1) -вимірного односпрямованого нелінійного рівняння оболонки 28. Розглядається повне залежне від дисперсії частотно-залежне співвідношення, яке дозволяє одночасно розповсюджувати основну та третю гармоніки. Він чисельно інтегрований за допомогою методу розділених кроків, де лінійні вклади, такі як дисперсія та дифракція, обробляються в поперечному частотному просторі, тоді як нелінійна частина, враховуючи ефект Керра, генерацію третьої гармоніки та дисперсію плазми та розмиття плазми, лікується в звичайному просторі. Спосіб детально описаний в 28. Розрахована зміна фази в основному зумовлена ефектами дисперсії плазми. Є також невеликий внесок від геометричної фази, отриманої вздовж клітини посіву, а також залежність третьої гармонійної фази, що залежить від тиску.
Коментарі
Надсилаючи коментар, ви погоджуєтесь дотримуватись наших Умов надання послуг та Правил спільноти. Якщо ви вважаєте щось образливим або не відповідаєте нашим умовам чи інструкціям, позначте це як невідповідне.