генериране

  • елементи
  • абстрактно
  • Въведение
  • резултатът
  • дискусия
  • методи
  • Експериментална настройка
  • Числени симулации
  • Клетка за поколение
  • Сеитбена клетка
  • Коментари

елементи

  • Приложна физика
  • Атосекундна наука
  • Нелинейна оптика
  • Рентгенови лъчи

абстрактно

Високочестотното хармонично генериране (HHG) в газовете е въведено като важна техника за генериране на кохерентни екстремни ултравиолетови (XUV) импулси в изключително кратки времеви мащаби. Основният му недостатък обаче е ниската ефективност на преобразуване, определяне на граници за много приложения, като ултрабързо кохерентно изображение, нелинейни XUV процеси или инокулирани лазерни лазери. Тук представяме нова схема, базирана на използването на сублимитни хармоници, генерирани в „семенна клетка“, за да поддържат процеса на HHG в „генерираща клетка“, разположена по-далеч зад фокусирания лазерен лъч. Чрез модифициране на основното задвижващо поле, тези хармонични деформации променят стъпката на йонизация на нелинейния HHG процес. Нашата двуклетъчна схема увеличава ефективността на HHG преобразуване и проправя пътя за реализиране на стабилни XOS интензивни източници в порьозност.

Взаимодействието на интензивни лазерни импулси с атомни или молекулярни газообразни среди води до хармонична лазерна светлина до много високи порядъци 1. Тези хармоници са блокирани във фаза, което води до увеличаване на светлинните вълни XUV. Простотата на експерименталната техника, заедно с напредъка в свръхбързата лазерна технология, подкрепят HHG източници като основни инструменти в много лаборатории; отваряне по-специално на атосекундната зона 2. HHG обаче страда от ниска ефективност на преобразуване, отчасти поради фазови несъответствия в нелинейната среда, които предотвратяват ефективното образуване на макроскопично поле 3, 4, 5, 6, но най-вече слаба реакция на отделните атоми към полето.

Атомният отговор на полето на външно възбуждане може да бъде описан с помощта на тристепенен модел [Фиг. 1 (а)]: Първо, свързаният електронен тунел йонизира в континуум; второ, ускорява се от лазерно поле; и накрая се рекомбинира с оригиналния йон след обръщане на полето и излъчва XUV фотон 7, 8. Електронните пътеки могат да бъдат групирани в две семейства, които се наричат ​​дълги и къси, в зависимост от времето на отклоняване на електроните и генерирани на интервали II и III на Фигура 1 (а). От практическа гледна точка най-интересни са кратките траектории, които водят до колимирани и спектрално тесни емисии. За съжаление, тези орбити понякога започват близо до нулеви преходи на електрическото контролно поле, страдащи от много ниска вероятност за квантово тунелиране.

а) Схематични класически траектории за синусоидално контролно поле (червена линия). Цветовете показват енергията на връщане на електроните в единици пондеромотивна енергия U p. Модификацията на движещото поле чрез добавяне на странно хармонично поле (синя линия) може да доведе до повишена вероятност за йонизация на къси траектории (интервал III), като същевременно потиска йонизацията на неприносните електрони (интервали I и II), както е показано от стрелките. б) Схематична експериментална настройка. Генерираните в семенните клетки хармоници с ниско ниво се разпространяват с базовите клетки в генериращите клетки и модифицират процеса на HHG. (c) сравняване на типичен HHG спектър от неон-напълнена генерационна клетка, получена като се използва само базовата линия; и спектър, получен чрез комбиниране на основно поле с хармонични хармонични порядки, генерирани в семенна клетка, пълна с аргон. В последния случай хармоничният добив за хармоничното плато ще се увеличи, докато енергията на среза и разминаването ще намалеят.

Изображение в пълен размер

Промяната на задвижващото електрическо поле на нивото на подцикъл 9 осигурява начин за промяна на реакцията на един атом. Това се изследва главно чрез добавяне на второ хармонично поле 10, 11, 12, 13, като по този начин се нарушава симетрията между последователните половин час. За разлика от това, хармоничните нечетни порядки модифицират HHG процеса, като същевременно запазват симетрията на полукръга. В пионерската си работа Watanabe и колеги 14 изследват ефекта на третата хармоника (TH) върху простата йонизация и HHG в Ar, като получават увеличение до десет пъти за хармониците 27–31. Няколко теоретични статии също обсъждат ефекта на TH върху увеличаване на добива 15, 16 и/или удължаване на енергийния лимит 17, 18, 19. Друг подход за усилване на сигнала чрез модифициране на реакцията на един атом е да се контролира времето на йонизация с помощта на атосекундни импулсни влакове, за да се инициира тристепенен процес чрез поглъщане на един фотон 20, 21, 22, 23 .

В тази статия представяме проста и здрава, но мощна схема за подобряване, базирана на двойната настройка на газовите клетки [Фиг. 1 (б)]. Ние изучаваме HHG в неон, използвайки високоенергийна (

20 mJ), близо до основното инфрачервено поле, слабо фокусиран върху дългата газова камера, което води до хармонични хармонични порядки в диапазона 40 - 100 eV, с типична енергия от 10 nJ за хармоничен ред. Добавянето на газова клетка с високо налягане Ar преди генериращата клетка води до голямо подобрение на сигнала No, както се вижда на Фигура 1 (в). Експериментално и теоретично показваме, че наблюдаваното подобрение се дължи на сублимитни хармоници с ниски хармоници, които модифицират основното поле по такъв начин, че приносът на късите траектории да се увеличи.

резултатът

В нашия експеримент генериращата клетка е разположена приблизително във фокуса на лазера, докато посяващата клетка е разположена няколко сантиметра по-рано (вж. Методите). Налягането на газа в клетките може да се регулира независимо и обикновено е няколко mbar в генериращата клетка (Ne) и до десетки mbar в инокулатната клетка (Ar). Фигура 2 (а - в) изобразява HHG спектри от неон като функция на инокулационното налягане за три различни интензитета на шофиране. Ако в семенната клетка не присъства газ, се получават стандартни Ne спектри. С нарастването на инокулационното налягане сигналът от неоновата клетка намалява, докато не бъде почти напълно потиснат. При по-високи налягания неоновите спектри се появяват отново и се увеличават значително в диапазона от 50 - 80 eV, докато максималната енергия на фотоните се измества леко към по-ниски хармонични диапазони.

(ac) Генераторни клетъчни спектри като функция от налягането на инокулатната клетка при три интензитета на задвижване от 2, 7, 3, 5 и 4, 4 × 1014 W/cm2. Спектрите бяха получени с използване на аргон в семенната клетка и неон при постоянно налягане в генериращата клетка. Данните бяха нормализирани до най-усиления неонов спектър. г) хармоници ниски (3-7) и високи порядъци от инокулатната клетка в зависимост от налягането на Ar. Пунктираните линии показват области, измерени независимо от различни детектори. Всяка област беше нормализирана с най-висок интензитет в съответния спектрален диапазон.

Изображение в пълен размер

Фигура 2 (d) показва хармоничните компоненти, генерирани в семенната клетка. Хармониците с енергии над прага на йонизация не присъстват при налягания, при които настъпва подобрение в генериращата клетка и следователно не са отговорни за усилване на сигнала чрез йонизация с един фотон 20, 21, 22, 23. При тези налягания в семенната клетка ефективно се образуват само хармонични щамове, което показва, че те са отговорни за процеса на инокулация.

За да проверим нашата интерпретация, направихме числени симулации и за двете клетки. В генериращата клетка симулирахме инокулирания HHG процес, използвайки силна апроксимация на полето (SFA) от 15, 16, 24, 25 (виж методите). Общото поле може да бъде записано като, където E ° е амплитудата на основното поле, ω неговата честота, Ip йонизационната енергия, rq съотношението между основното и q-то хармонично поле и Δ ϕ q тяхната относителна фаза. Въпреки че всички хармоници под прага на йонизация Ar могат да повлияят на явлението на усилване, ние разгледахме само TH, който е най-интензивен (без да се посочва долният индекс 3). Симулиран спектър на HHG в неон с r | 2 = 0,01, е показано на ФИГ. 3 (а) като функция от A ϕ. Относителна фаза

1 ред води до повишена вероятност за йонизация, тъй като електрическото поле се увеличава по времето, когато се раждат къси електронни пътеки [интервал III на Фигура 1 (а)]. Амплитудата на електрическото поле се намалява допълнително около върха на основното поле, което води до потисната вероятност от неприносни траектории (интервали I, II) и до подобрена макроскопична ситуация, тъй като ефектите от плазменото разсейване и изчерпване са сведени до минимум 4, 5. Ако Δ ϕ ≈ 1 ± π, ситуацията се променя и HHG се потиска в сравнение с невиждания случай.

(а) SFA спектри като функция на A ϕ в генериращата клетка, нормализирана към невидимия спектър. Взема се предвид само приносът на късата траектория. Включена е ефективна мрежа, която имитира експериментални условия. (б) Експериментални резултати с TH, генериран в кристала, нормализиран до най-високия сигнал. в) Симулации на разпространение в инокулатната клетка: Δ ϕ на изхода на клетката като функция от времето при различни налягания.

Изображение в пълен размер

Експериментално потвърдихме зависимостта на HHG сигнала от AΔ, като изучихме HHG, използвайки комбинация от основен и TH, генериран в кристал 14. За да проверим закъснението между двете полета, използвахме интерферометър на Михелсън с TH, произведен в едно рамо. Нашите резултати, показани на ФИГ. 3 (b) показват силна забавена зависимост на хармоничния добив. Въпреки това, в сравнение с двуклетъчната схема, не можахме да увеличим общата ефективност на HHG, тъй като голяма част от основното поле беше необходима за поколението TH и следователно HHG беше загубена за.

Във ваксинната клетка изследвахме зависимостта от налягането на хармоничното поколение от нисък и висок порядък. Нашите изчисления 26 потвърждават експерименталното наблюдение, че HHG в Ar достига пикове при определено налягане (

10 mbar), което съответства на оптимизираното фазово сдвояване 27, докато хармоничните хармоници под масата продължават да се увеличават до налягане до 100 mbar. Също така изследвахме разпространението на основното и TH полета в камерата за високо налягане 28 (виж методите). Това ни позволи да изследваме тяхната фазова връзка след инокулатната клетка и да премахнем относително слабата трансформация на базовото поле в нашите експериментални условия като възможна причина за подобрение. Както е показано на ФИГ. 3 (c), за достатъчно високи инокулационни налягания, по време на част от лазерния импулс ще бъде между 0 и 2 радиана, което води до механизма на портите.

дискусия

Както при всяка схема за подобрение, ключовият въпрос е дали нашият метод е предимство пред "нормалната" HHG оптимизация, което може да бъде постигнато, например, чрез свободно фокусиране, оптимизиране на позицията на фокуса в клетката или регулиране на налягането на газа. клетки 4, 29, 30. В идеалния случай би било подходящо да се сравнят оптимизирани HHG и оптимизирани инокулирани HHG за дадена основна импулсна енергия. Това не е лесно да се извърши експериментално, затова решихме да сравним ваксинирания HHG с оптимизиран несвързан HHG с

10 nJ при 63 eV (41-ва хармоника).

Фигура 4 (а) сравнява 41-ия хармоничен сигнал в определени и незабелязани случаи като функция от интензивността на шофиране. Интензитетът, необходим за насищане на инокулирани HHG, е само половината от интензитета, необходим за неподсладен HHG. Това обяснява намаляването на крайната енергия и по-ниското отклонение на хармониците. Коефициентът на усилване зависи от интензивността на движение [Фиг. 4 (b, c)]. За 41-ва хармонична колебание тя варира от пет при 3,5 x 1014 W/cm2 (и дори по-висока при по-ниска интензивност) до две при 4,4 x 1014 W/cm2. Чрез допълнително оптимизиране на инокулирания HHG (например чрез промяна на условията на фокусиране), би трябвало да е възможно да се постигне още по-голямо увеличение в сравнение с нетретирания HHG. По-високата ефективност, съчетана с по-ниска дивергенция, води до по-ярък източник на светлина XUV.

а) 41. хармонична енергия като функция от интензивността на движение за инокулиран (червен) и неизползван (син) HHG. Неконтролираните HHG се оптимизират с максимална интензивност. (b, c) Съответстващи експериментални спектри при 3, 5 и 4, 4 x 1014 W/cm 2.

Изображение в пълен размер

В обобщение, ние изучихме ефекта от HHG инокулиране, използвайки хармоници, генерирани в отделна газова камера, и показахме, че хармоничните щамове са отговорни за произтичащото увеличение. Комбинираното електрическо поле за предпочитане подобрява кратките траектории и потиска ефекта от изчерпването и разсейването на плазмата. Желаната фазова разлика между хармоничните основи и ниските порядъци се получава чрез регулиране на налягането в семенната клетка, като по този начин се модифицира дисперсията на свободните електрони. Нашият метод не се ограничава до описаната тук комбинация от газове. Наблюдавахме експериментално увеличени хармонични добиви за различни газови комбинации, дори когато един и същ газ се използва и в двете клетки. Нашите симулации показват, че подобрението може да бъде мащабирано много над един порядък чрез увеличаване на ниския хармоничен интензитет, например с помощта на по-дълги клетки, по-високо налягане или газове с по-висока нелинейност. Това също води до по-кратък интервал от време, което е интересно за генериране на един всесекунден импулс.

методи

Експериментална настройка

Числени симулации

Клетка за поколение

Влиянието на слабото трето хармонично поле върху HHG процеса беше симулирано чрез решаване на зависимото от времето уравнение на Шрьодингер в приближение на силно поле. Квазикласическо действие за движение на електрони в континуум

се изчислява за комбинирания векторен потенциал на базовото поле и слабото паралелно спомагателно поле, съответстващо на дефиницията на полето в уравнението. (1). t 0 и t съответстват на времената за тунелиране и рекомбинация за каноничния импулсен електрон

Сеитбена клетка

Извършени бяха изчисления, които комбинират решението на зависимото от времето уравнение на Шрьодингер в апроксимацията на единичен активен електрон и разпространението в частично йонизирана среда 26, 5, използвайки бавно променяща се апликация на обвивката. Нашата основна цел беше да изследваме ефекта на налягането върху поколения хармоници от нисък и висок порядък при експериментални имитиращи условия. Открихме максимум за HHG от около 10 mbar, докато хармоничните хармоници, които не се реабсорбират в средата под праговата стойност, продължават да нарастват до много високи налягания (100 mbar).

Генерирането на третата хармоника в семенната клетка се симулира с помощта на (3 + 1) -измерно, еднопосочно нелинейно уравнение на обвивката 28. Разглежда се пълна зависимост на дисперсията в зависимост от честотата, която позволява едновременно разпространение на основната и третата хармоника. Той е интегриран числено, използвайки метода на разделен етап, при който линейните приноси като дисперсия и дифракция се обработват в пространството с напречно честота, докато нелинейната част, отчитайки ефекта на Кер, генерирането на третата хармоника и плазменото пространство Методът е описан подробно в 28. Изчислената фазова промяна се дължи главно на ефектите от плазмената дисперсия. Има и малък принос от геометричната фаза, получена по протежение на инокулатната клетка, както и зависимостта на третата зависима от налягането хармонична фаза.

Коментари

Изпращайки коментар, вие се съгласявате да спазвате нашите Общи условия и насоки на общността. Ако откриете нещо обидно или несъвместимо с нашите условия или насоки, означете го като неподходящо.