Генерация высоких гармоник - High harmonic generation

Не путать с Гармоническая генерация.
Спектр неонового источника ГПГ, возбуждаемого Ti-сапфировый лазер

Генерация высоких гармоник (HHG) представляет собой нелинейный процесс, во время которого мишень (газ, плазма или твердый образец) освещается интенсивным лазерным импульсом. В таких условиях образец будет излучать высокие гармоники пучка генерации (выше пятой гармоники). Из-за согласованного характера процесса генерация высоких гармоник является необходимым условием аттофизика.

Генерация пертурбативных гармоник

Генерация пертурбативных гармоник - это процесс, при котором лазерный свет с частотой ω и энергия фотона ħω может использоваться для генерации света новых частот. Вновь сгенерированные частоты кратны целому числу. nω частоты исходного света. Этот процесс был впервые открыт в 1961 году Franken et al.,[1] используя рубиновый лазер, с кристаллическим кварц как нелинейная среда.

Гармонический поколение в диэлектрик solids хорошо изучены и широко используются в современных лазерная физика (видеть генерация второй гармоники ). В 1967 г. New et al. наблюдал генерацию первой третьей гармоники в газе.[2] В одноатомных газах возможно получение гармоник с нечетными номерами только по причинам симметрии. Генерация гармоник в пертурбативном (слабом поле) режиме характеризуется быстро уменьшается КПД при увеличении гармонического порядка.[3] Такое поведение можно понять, рассмотрев атом, поглощающий п фотоны затем испускает единственный фотон высокой энергии. Вероятность поглощения п фотонов убывает как п увеличивается, что объясняет быстрое уменьшение интенсивностей начальных гармоник.

Разработка

Первая генерация высоких гармоник наблюдалась в 1977 г. при взаимодействии интенсивных CO2 лазерные импульсы с плазма генерируется из твердых целей.[4] HHG в газах, широко распространенный в настоящее время, впервые был обнаружен Макферсоном и его коллегами в 1987 году.[5] и позже Ferray et al. в 1988 г.,[6] с удивительными результатами: было обнаружено, что интенсивность высоких гармоник уменьшается на низких порядках, как и ожидалось, но затем наблюдалась форма плато, при этом интенсивность гармоник оставалась приблизительно постоянной на протяжении многих порядков.[7]Были измерены гармоники плато, охватывающие сотни эВ, которые простираются в мягкий рентген режим.[8] Это плато резко заканчивается в позиции, называемой отсечкой высоких гармоник.

Характеристики

Высокие гармоники обладают рядом интересных свойств. Они являются настраиваемым настольным источником XUV / мягкое рентгеновское излучение, синхронизированное с управляющим лазером и производимое с той же частотой повторения. Отсечка гармоник изменяется линейно с увеличением интенсивности лазера до тех пор, пока интенсивность насыщения Iсидел где прекращается генерация гармоник.[9] Интенсивность насыщения можно увеличить, изменив атомные частицы на более легкие. благородные газы но они имеют меньшую эффективность преобразования, поэтому необходимо найти баланс в зависимости от требуемых энергий фотонов.

Генерация высоких гармоник сильно зависит от управляющего лазерного поля, и в результате гармоники имеют схожие временные и пространственные свойства когерентности.[10] Высокие гармоники часто генерируются с длительностью импульса короче, чем у ведущего лазера.[11] Это связано с нелинейностью процесса генерации, фазовым синхронизмом и ионизация. Часто гармоники возникают только в очень маленьком временном окне, когда выполняется условие фазового согласования. Истощение генерирующей среды из-за ионизации также означает, что генерация гармоник в основном ограничивается передний край управляющего импульса.[12]

Высокие гармоники излучаются коллинеарно с управляющим лазером и могут иметь очень жесткое угловое ограничение, иногда с меньшей расходимостью, чем у основного поля и профилей пучка, близких к гауссову.[13]

Полуклассический подход

Максимальная энергия фотонов, получаемая при генерации высоких гармоник, определяется отсечкой гармонического плато. Это можно вычислить классически исследуя максимальную энергию, которую ионизированный электрон может получить в электрическое поле лазера. Энергия отключения определяется выражением;[14]

где тып это пондеромоторная энергия от лазерного поля и яп это потенциал ионизации.

Этот вывод энергии отсечки получен из полуклассического расчета. Электрон изначально рассматривается квантово-механически, как он туннель ионизирует от родительского атома, но тогда его последующая динамика трактуется классически. Предполагается, что электрон рождается в вакуум с нулевой начальной скоростью и впоследствии ускоряться лазерным лучом. электрическое поле.

Иллюстрация полуклассической трехступенчатой ​​модели HHG
Трехступенчатая модель

Через половину оптического цикла после ионизации электрон меняет направление на противоположное при изменении электрического поля и ускоряется обратно к родительскому ядру. Вернувшись к родительскому ядру, он может испускать тормозное излучение -подобное излучение в процессе рекомбинации с атомом, когда он возвращается в свой основное состояние. Это описание стало известно как реколлизионная модель генерации высоких гармоник.[15]

Энергия возврата электронов (полная синяя кривая) и время отклонения (синяя пунктирная кривая) как функция времени возврата

Поскольку частота испускаемого излучения зависит как от кинетической энергии, так и от потенциала ионизации, разные частоты испускаются в разное время рекомбинации (т. Е. Испускаемый импульс равен щебетал ). Более того, для каждой частоты есть два соответствующих времени рекомбинации. Мы называем эти две траектории короткой траекторией (которая излучается первыми) и длинной траекторией.

Некоторые интересные ограничения на процесс HHG, которые объясняются этой моделью, показывают, что HHG будет возникать только в том случае, если управляющее лазерное поле линейно поляризовано. Эллиптичность на лазерный луч заставляет возвращающийся электрон пропустить родительское ядро. Квантово-механически перекрытие возвращающегося электронного волнового пакета с ядерным волновым пакетом уменьшается. Это наблюдалось экспериментально, когда интенсивность гармоник быстро уменьшается с увеличением эллиптичности.[16] Еще один эффект, ограничивающий интенсивность управляющего лазера, - это Сила Лоренца. При интенсивностях выше 1016 Втсм−2 магнитная составляющая лазерного импульса, которая игнорируется в оптике слабого поля, может стать достаточно сильной, чтобы отклонить возвращающийся электрон. Это заставит его «пропустить» родительское ядро ​​и, следовательно, предотвратить HHG.

Фазовое согласование

Как и в каждом нелинейный Процесс фазового синхронизма играет важную роль в генерации высоких гармоник в газовой фазе. Четыре причины рассогласования волновых векторов: нейтральная дисперсия, плазменная дисперсия, фаза Гуи и дипольная фаза.[17][18]

Нейтральная дисперсия вызывается атомами, а плазменная дисперсия - ионами, и оба имеют противоположные знаки. Фаза Гуи обусловлен скачком фазы волнового фронта вблизи фокуса и изменяется вдоль него. Наконец, дипольная фаза возникает в результате реакции атома в процессе ГВГ.[19][20]При использовании геометрии газовой струи оптимальные условия для генерации высоких гармоник, излучаемых из коротких траекторий, достигаются, когда генерирующий газ расположен после фокуса, в то время как генерация высоких гармоник из длинной траектории может быть получена вне оси, когда генерирующий газ расположен перед фокусом.[21] При использовании геометрии газовой струи фокусировка лазера в Диск Маха может повысить эффективность генерации гармоник.[22]

Смотрите также

Рекомендации

  1. ^ Франкен П., Хилл А. Э., Петерс К. В., Вайнрайх Г., Phys. Rev. Lett. 7, 118 (1961).
  2. ^ New, G.H.C .; Уорд, Дж. Ф. (1967). «Оптическая генерация третьей гармоники в газах». Phys. Rev. Lett. 19 (10): 556–559. Bibcode:1967PhRvL..19..556N. Дои:10.1103 / Physrevlett.19.556.
  3. ^ Дж. Вильденауэр, Журнал Прикладная физика 62, 41 (1987).
  4. ^ Burnett, N.H .; и другие. (1977). «Генерация гармоник при взаимодействии с мишенью СО2-лазера». Appl. Phys. Латыш. 31 (3): 172–174. Bibcode:1977АпФЛ..31..172Б. Дои:10.1063/1.89628.
  5. ^ McPherson, A .; и другие. (1987). «Исследования многофотонной генерации вакуумно-ультрафиолетового излучения в инертных газах». JOSA B. 4 (4): 595. Bibcode:1987JOSAB ... 4..595M. Дои:10.1364 / JOSAB.4.000595.
  6. ^ Ferray, M .; и другие. (1988). «Множественное гармоническое преобразование излучения 1064 нм в инертных газах». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика. 21 (3): L31. Bibcode:1988JPhB ... 21L..31F. Дои:10.1088/0953-4075/21/3/001.
  7. ^ Li, X. F .; L'Huillier, A .; Ferray, M .; Lompre, L.A .; Мэйнфрей, Г. (1989). «Генерация множественных гармоник в инертных газах при высокой интенсивности лазера». Физический обзор A. 39 (11): 5751–5761. Bibcode:1989PhRvA..39.5751L. Дои:10.1103 / Physreva.39.5751. PMID  9901157.
  8. ^ Seres, J .; и другие. (2005). «Лазерная техника: источник когерентного килоэлектронвольтного рентгеновского излучения». Природа. 433 (7026): 596. Bibcode:2005Натура.433..596S. Дои:10.1038 / 433596a. PMID  15703738. S2CID  4425428.
  9. ^ Brabec, T .; Краус, Ф. (2000). «Интенсивные лазерные поля с несколькими периодами: рубежи нелинейной оптики». Обзоры современной физики. 72 (2): 545–591. Bibcode:2000РвМП ... 72..545В. Дои:10.1103 / revmodphys.72.545.
  10. ^ L'Huillier, A .; Schafer, K. J .; Куландер, К. С. (1991). «Теоретические аспекты генерации гармоник интенсивного поля». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика. 24 (15): 3315–3341. Bibcode:1991JPhB ... 24.3315L. Дои:10.1088/0953-4075/24/15/004.
  11. ^ Полоса 43-аттосекундных импульсов мягкого рентгеновского излучения, генерируемых пассивно устойчивым к КЭП средним инфракрасным излучением, https://doi.org/10.1364/OE.25.027506
  12. ^ Schafer, K. J .; Куландер, К. С. (1997). «Генерация высоких гармоник из сверхбыстрых лазеров накачки». Письма с физическими проверками. 78 (4): 638–641. Bibcode:1997ПхРвЛ..78..638С. Дои:10.1103 / Physrevlett.78.638.
  13. ^ Tisch, J. W. G .; и другие. (1994). «Генерация гармоник высокого порядка в гелии с угловым разрешением». Физический обзор A. 49 (1): R28 – R31. Bibcode:1994ПхРвА..49 ... 28Т. Дои:10.1103 / Physreva.49.r28. PMID  9910285.
  14. ^ Краузе, Джеффри Л .; Schafer, Kenneth J .; Куландер, Кеннет С. (1992). «Генерация гармоник высокого порядка из атомов и ионов в режиме высокой интенсивности». Письма с физическими проверками. 68 (24): 3535–3538. Bibcode:1992ПхРвЛ..68.3535К. Дои:10.1103 / PhysRevLett.68.3535. PMID  10045729.
  15. ^ Коркум, П. Б. (1993). "Плазменный взгляд на многофотонную ионизацию в сильном поле". Письма с физическими проверками. 71 (13): 1994–1997. Bibcode:1993ПхРвЛ..71.1994С. Дои:10.1103 / Physrevlett.71.1994. PMID  10054556.
  16. ^ Dietrich, P .; Burnett, N.H .; Иванов, М .; Коркум, П. Б. (1994). «Генерация высоких гармоник и коррелированная двухэлектронная многофотонная ионизация эллиптически поляризованным светом». Физический обзор A. 50 (5): R3585 – R3588. Bibcode:1994ПхРвА..50.3585Д. Дои:10.1103 / Physreva.50.r3585. PMID  9911439.
  17. ^ Altucci, C .; Старчевский, Т .; Mevel, E .; Wahlström, C.-G .; Carré, B .; L’Huillier, A. (1996). «Влияние атомной плотности на генерацию гармоник высокого порядка». J. Opt. Soc. Являюсь. B. 13 (1): 148–156. Bibcode:1996JOSAB..13..148A. Дои:10.1364 / JOSAB.13.000148.
  18. ^ Паскаль, Сальер; L'Huillier, Энн; Левенштейн, Мацей (1995). «Контроль когерентности высших гармоник» (PDF). Письма с физическими проверками. 74 (19): 3776–3779. Bibcode:1995ПхРвЛ..74.3776С. Дои:10.1103 / Physrevlett.74.3776. PMID  10058294.
  19. ^ (нужна ссылка)
  20. ^ Левенштейн, Мацей; Сальер, Паскаль; L’huillier, Энн (1995). «Фаза атомной поляризации при генерации гармоник высокого порядка». Физический обзор A. 52 (6): 4747–4754. Bibcode:1995PhRvA..52.4747L. Дои:10.1103 / Physreva.52.4747. PMID  9912816.
  21. ^ Балку, Филипп; Сальер, Паскаль; L'Huillier, Энн; Левенштейн, Мацей (1997). «Обобщенные условия синхронизма для высоких гармоник: роль сил градиента поля». Физический обзор A. 55 (4): 3204–3210. Bibcode:1997ПхРвА..55.3204Б. Дои:10.1103 / PhysRevA.55.3204.
  22. ^ Грант-Джейкоб, Джеймс; Миллс, Бен; Мясник, Том; Чепмен, Ричард; Броклсби, Уильям; Фрей, Джереми (2011). «Влияние структуры газовой струи на генерацию высоких гармоник» (PDF). Оптика Экспресс. 19 (10): 9801–9806. Bibcode:2011OExpr..19.9801G. Дои:10.1364 / OE.19.009801. PMID  21643236.

внешняя ссылка