Attosaniye fiziği - Attosecond physics

Yüksek harmonik nesil içinde kripton . Bu teknoloji, attosaniyelik ışık patlamaları üretmek için en çok kullanılan tekniklerden biridir.

Aynı zamanda attofizik veya daha genel olarak attosaniye bilimi olarak da bilinen attosaniye fiziği, attosaniye (10 ⁻¹⁸ s) foton darbelerinin, emsalsiz zaman çözünürlüğü ile maddedeki dinamik süreçleri çözmek için kullanıldığı hafif-madde etkileşimi fenomenleriyle ilgilenen bir fizik dalıdır .

Attosecond bilimi , ilgilenilen fiziksel süreci araştırmak için temel olarak pompa-sonda spektroskopik yöntemlerini kullanır . Bu çalışma alanının karmaşıklığı nedeniyle, attosaniye deneylerinden toplanan verileri yorumlamak için genellikle son teknoloji deneysel kurulum ve gelişmiş teorik araçlar arasında sinerjik bir etkileşim gerektirir.

Attosaniye fiziğinin ana ilgi alanları şunlardır:

1. Atom fiziği : elektron korelasyon etkilerinin araştırılması , foto-emisyon gecikmesi ve iyonizasyon tünellemesi .
2. Moleküler fizik ve moleküler kimya : moleküler uyarılmış durumlarda (örneğin yük transfer süreçleri), ışık kaynaklı foto parçalanma ve ışık kaynaklı elektron transfer süreçlerinde elektronik hareketin rolü .
3. Katı hal fiziği : soruşturma exciton gelişmiş dinamikleri 2D malzemeler , petahertz katıların yük taşıyıcılarının hareket, Spin içinde dinamikleri ferromanyetik malzemeler .

Attosecond bilimin ana hedeflerinden biri de elektronların kuantum dinamikleri içine gelişmiş anlayış sağlamaktır atomlar , moleküller ve katıların elektron hareketinin gerçek zamanlı kontrol kurma uzun vadeli meydan ile madde .

İnsan teknolojisi tarafından üretilen en kısa ışık darbesi için mevcut dünya rekoru 43 as.

Tanıtım

Katı hal titanyum safir genişbant gelişi (Ti: Sa) lazer (1986), bir şekilde daraltılmış darbe amplifikasyonu (CPA) , (1988), yüksek enerji sinyallerinin spektral genişletilmesi yoluyla (örneğin, gaz ile doldurulmuş içi boş elyaf öz -faz modülasyonu ) (1996), ayna dağılımı kontrollü teknoloji ( cıvıl cıvıl aynalar ) (1994) ve taşıyıcı zarf ofset stabilizasyonu (2003) izole attosaniye ışık darbelerinin (doğrusal olmayan yüksek -asal gazda harmonik üretimi ) (2004,2006), attosaniye bilimi alanını doğurmuştur.

Medya oynat

Bir hidrojen atomunda "elektron hareketi" . Bu durumların süperpozisyonunun periyodu (1s-2p) 400 as civarındadır.

Attosaniye fiziğine motivasyon

Atomlarda , moleküllerde ve katılarda elektron hareketinin doğal zaman ölçeği attosaniyedir (1 as= 10 ⁻¹⁸ s). Bu gerçek, kuantum mekaniği yasalarının doğrudan bir sonucudur .

Gerçekten de, basitlik için, kuantum arasındaki üst üste de parçacık dikkate zemin seviyesi , enerji ve ilk uyarılmış seviyede enerji, : ${\displaystyle \epsilon _{0}}$${\displaystyle \epsilon _{1}}$

${\displaystyle |\Psi \rangle =c_{g}|\psi _{g}\rangle +c_{e}|\psi _{e}\rangle}$

ile ve ilgili durumda parçacığı gözlemlemenin kuantum olasılığının karekökleri olarak seçilir . ${\displaystyle c_{e}}$${\ Displaystyle c_{g}}$

${\displaystyle |\psi _{g}(t)\rangle =|0\rangle e^{-{\frac {i\epsilon _{0}}{\hbar }}t}\qquad |\psi _{ e}(t)\rangle =|1\rangle e^{-{\frac {i\epsilon _{1}}{\hbar }}t}}$

zamana bağlı öğütülür ve uyarılmış durum sırasıyla, indirgenmiş Planck sabitesi.${\görüntüleme stili |0\menzil }$${\görüntüleme stili |1\menzil }$${\görüntüleme stili \hbar }$

Genel bir hermit ve simetrik operatörün beklenti değeri , , olarak yazılabilir , bunun bir sonucu olarak , bu gözlemlenebilirin zaman evrimi şu şekildedir : ${\displaystyle {\hat {P}}}$${\displaystyle P(t)=\langle \Psi |{\hat {P}}|\Psi \rangle }$

${\displaystyle P(t)=|c_{g}|^{2}\langle 0|{\hat {P}}|0\rangle +|c_{e}|^{2}\langle 1|{\ hat {P}}|1\rangle +2c_{e}c_{g}\langle 0|{\hat {P}}|1\rangle \cos({\frac {\epsilon _{1}-\epsilon _ {0}}{\hbar }}t)}$

İlk iki terim zamana bağlı olmasa da, üçüncü terim zamana bağlı değildir. Bu, gözlemlenebilir için karakteristik bir zamanla, tarafından verilen bir dinamik yaratır . ${\görüntüleme stili P(t)}$${\görüntüleme stili T_{c}}$${\displaystyle T_{c}={\frac {2\pi \hbar }{\epsilon _{1}-\epsilon _{0}}}}$

Hidrojen atomlarında 1s ve 2p durumu arasındaki süperpozisyonun radyal olasılık yoğunluğunun evrimi . Renk çubuğu, parçacığın bulunabileceği yarıçapın (x ekseni) ve zamanın (y ekseni) bir fonksiyonu olarak olasılık yoğunluğunu gösterir.

Sonuç olarak, maddedeki tipik elektronik enerji aralığı olan 10 eV aralığındaki enerji seviyeleri için , ${\displaystyle \epsilon _{1}-\epsilon _{0}\yaklaşık }$

Herhangi bir ilişkili fiziksel gözlemlenebilirin dinamiğinin karakteristik zamanı yaklaşık 400 as'dir .

'nin zaman evrimini ölçmek için , o dinamikle etkileşime girebilecek daha da kısa bir zaman süresine sahip kontrollü bir araç veya süreç kullanmak gerekir. ${\görüntüleme stili P(t)}$

Birkaç femtosaniye ve attosaniye zaman alanındaki ultra hızlı fenomenlerin fiziğini açıklamak için attosaniye ışık darbelerinin kullanılmasının nedeni budur .

Attosaniye darbelerinin üretilmesi

Bir ultra zaman süresi ile bir hareket darbesi oluşturmak için, iki temel elemanlar gereklidir: bant genişliği ve merkezi dalga boyu arasında elektromanyetik dalganın .

Kaynaktan Fourier analizi , daha uygun spektral bant bir ışık palsının, daha kısa, potansiyel olarak, bir zaman süresidir.

Bununla birlikte, belirli bir darbe merkezi dalga boyu için yararlanılabilen minimum süre için bir alt sınır vardır . Bu sınır optik döngüdür.

Aslında, düşük frekans bölgesinde, örneğin kızılötesi (IR) 800 nm'de ortalanmış bir darbe için , minimum zaman süresi 2,67 fs civarındadır, burada ışık hızıdır; oysa, merkezi dalga boyuna sahip bir ışık alan için aşırı ultraviyole (XUV) de 30 nm minimum süresi civarındadır 100 olarak. ${\displaystyle \lambda =}$${\displaystyle t_{nabız}={\frac {\lambda }{c}}=}$${\görüntüleme stili c}$${\displaystyle \lambda =}$${\displaystyle t_{nabız}=}$

Bu nedenle, daha kısa bir zaman süresi, yumuşak X-ışını (SXR) bölgesine kadar daha kısa ve daha enerjik dalga boyunun kullanılmasını gerektirir .

Bu nedenle, attosaniye ışık darbeleri oluşturmak için standart teknikler, XUV-SXR aralığında yer alan geniş spektral bant genişliklerine ve merkezi dalga boyuna sahip radyasyon kaynaklarına dayanmaktadır.

Bu gereksinimlere uyan en yaygın kaynaklar, serbest elektron lazerleri (FEL) ve yüksek harmonik oluşturma (HHG) kurulumlarıdır.

Fiziksel gözlemlenebilirler ve attosaniye deneyleri

Bir attosaniye ışık kaynağı mevcut olduğunda, nabzı ilgili örneğe doğru yönlendirmeli ve ardından dinamiklerini ölçmelidir.

Maddedeki elektron dinamiklerini analiz etmek için en uygun deneysel gözlemlenebilirler şunlardır:

• Moleküler foto fragmanın hız dağılımında açısal asimetri .
• Moleküler foto fragmanların kuantum verimi.
• XUV-SXR spektrumu geçici absorpsiyon .
• XUV-SXR spektrumu geçici yansıtma.
• Foto-elektron kinetik enerji dağılımı.

Medya oynat

Pompa-sonda teknikleri , maddede meydana gelen ultra hızlı süreçleri görüntülemek için kullanılır.

Genel strateji, araştırılan malzemede meydana gelen ultra hızlı dinamikleri yukarıda bahsedilen gözlemlenebilirlerden biri aracılığıyla "görüntülemek" için bir pompa-sonda şeması kullanmaktır.

Birkaç femtosaniye IR-XUV/SXR attosaniye darbe pompası-prob deneyleri

Bir örnek olarak, tipik bir pompa-sonda deney cihazında, bir attosecond (XUV SXR) nabız ve yoğun bir ( W / cm ² onlarca femtosaniyelik birkaç bir zaman süresi ile) düşük frekanslı kızılötesi darbe doğrusal olarak incelenmiştir odaklı örneklem. ${\displaystyle 10^{11}-10^{14}}$

Bu noktada deneye bağlı olarak pompa/sonda olabilen attosaniye darbesinin IR darbesine (sonda/pompa) göre gecikmesi değiştirilerek, istenen fiziksel gözlemlenebilir kaydedilir.

Sonraki zorluk, toplanan verileri yorumlamak ve örnekte meydana gelen gizli dinamikler ve kuantum süreçleri hakkında temel bilgileri almaktır. Bu, gelişmiş teorik araçlar ve sayısal hesaplamalar ile başarılabilir.

Bu deneysel şemadan yararlanarak, atomlarda, moleküllerde ve katılarda çeşitli türlerde dinamikler keşfedilebilir; attosaniye zaman çözünürlüğü içinde tipik olarak ışık kaynaklı dinamikler ve denge dışı uyarılmış durumlar.

Kuantum mekaniğinin temelleri

Attosecond fizik tipik olarak ele relativistik olmayan sınırlı parçacıklar ve istihdam elektromanyetik alanlar (orta derecede yüksek bir yoğunluk ile W / cm ² ). ${\displaystyle 10^{11}-10^{14}}$

Bu gerçek, ışık-madde etkileşimi için göreceli olmayan ve yarı-klasik bir kuantum mekaniği ortamında bir tartışma kurulmasına izin verir .

atomlar

Bir elektromanyetik alanda zamana bağlı Schrödinger denkleminin çözünürlüğü

Bir atomdaki tek bir elektronik dalga fonksiyonunun zamandaki gelişimi , Schrödinger denklemi ( atomik birimlerde ) ile tanımlanır: ${\displaystyle |\psi (t)\rangle }$

${\displaystyle {\hat {H}}|\psi (t)\rangle =i{\dfrac {\partial }{\partial t}}|\psi (t)\rangle \quad (1.0)}$

burada hafif madde etkileşimi Hamiltonian , , dipol yaklaşımı içinde uzunluk ölçerde şu şekilde ifade edilebilir: ${\displaystyle {\hat {H}}}$

${\displaystyle {\hat {H}}={\frac {1}{2}}{\hat {\textbf {p}}}^{2}+V_{C}+{\hat {\textbf {r }}}\cdot {\textbf {E}}(t)}$

burada bir Coulomb potansiyeli dikkate atom türleri; sırasıyla momentum ve konum operatörüdür; ve atomun komşusunda değerlendirilen toplam elektrik alanıdır. ${\görüntüleme stili V_{C}}$${\displaystyle {\hat {\textbf {p}}},{\hat {\textbf {r}}}}$${\displaystyle {\textbf {E}}(t)}$

Schrödinger denkleminin biçimsel çözümü, yayıcı biçimciliği tarafından verilir :

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =e^{-i\int _{t_{0}}^{t}{\hat {H}}dt'}|\psi (t_{0})\ aralık \qquad (1.1)}$

nerede , zamandaki elektron dalga fonksiyonudur . ${\displaystyle |\psi (t_{0})\rangle }$ ${\görüntüleme stili t=t_{0}}$

Bu kesin çözüm hemen hemen her pratik amaç için kullanılamaz.

Ancak Dyson denklemleri kullanılarak önceki çözümün şu şekilde de yazılabileceği kanıtlanabilir :

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =-i\int _{t_{0}}^{t}dt'{\Big [}e^{-i\int _{t'}^{t} {\hat {H}}(t'')dt''}{\hat {H}}_{I}(t')e^{-i\int _{t_{0}}^{t'} {\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|\psi (t_{0})\rangle {\Big ]}+e^{-i\int _{t_{0} }^{t}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|\psi (t_{0})\rangle \qquad (1.2)}$

nerede,

${\displaystyle {\hat {H}}_{0}={\frac {1}{2}}{\hat {\textbf {p}}}^{2}+V_{C}}$sınırlı Hamiltonyen ve etkileşim Hamiltonyen'dir. ${\displaystyle {\hat {H}}_{I}={\hat {\textbf {r}}}\cdot {\textbf {E}}(t)}$

Denklemin resmi çözümü. , daha önce basitçe Denklem olarak yazılmıştır. , şimdi Denklem'de kabul edilebilir. farklı kuantum yollarının (veya kuantum yörüngesinin) bir süperpozisyonu olarak , her biri elektrik alanıyla özel bir etkileşim süresine sahiptir. ${\görüntüleme stili (1.0)}$${\görüntüleme stili (1.1)}$${\görüntüleme stili (1.2)}$${\görüntüleme stili t'}$

Başka bir deyişle, her kuantum yolu üç adımla karakterize edilir:

1. Elektromanyetik alan olmadan bir ilk evrim . Bu, integralde sol taraftaki terimle tanımlanır .${\displaystyle {\hat {H}}_{0}}$
2. Sonra, bir "tekme" elektromanyetik alan , yani "heyecanım" elektron. Bu olay, kuantum yolunu tek sesli olarak karakterize eden keyfi bir zamanda meydana gelir .${\displaystyle {\hat {H}}_{I}(t')}$${\görüntüleme stili t'}$
3. Alanında ve her iki tarafından yönlendirilen son bir evrim Coulomb potansiyelinin , verdiği .${\displaystyle {\hat {H}}}$

Paralel olarak, alanı hiç algılamayan bir kuantum yolunuz da vardır, bu yörünge Denklem 2'de sağ taraftaki terimle gösterilir. . ${\görüntüleme stili (1.2)}$

Bu süreç tamamen zaman içinde tersine çevrilebilir , yani ters sırada da gerçekleşebilir.

Denklemin işlenmesi kolay değildir. Bununla birlikte, fizikçiler bunu sayısal hesaplama, daha ileri tartışmalar veya birkaç yaklaşım için başlangıç ​​noktası olarak kullanırlar. ${\görüntüleme stili (1.2)}$

İyonlaşmanın meydana gelebileceği güçlü alan etkileşim problemleri için Denklem'in projelendirilmesi düşünülebilir. Belirli bir sürekli halde (içinde sınırsız durumu veya serbest durum ) , bir ivme , böylece: ${\görüntüleme stili (1.2)}$${\displaystyle |{\textbf {p}}\rangle }$ ${\displaystyle {\textbf {p}}}$

${\displaystyle c_{\textbf {p}}(t)=\langle {\textbf {p}}|\psi (t)\rangle =-i\int _{t_{0}}^{t}dt' \langle {\textbf {p}}|e^{-i\int _{t'}^{t}{\hat {H}}(t'')dt''}{\hat {H}}_ {I}(t')e^{-i\int _{t_{0}}^{t'}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|{\psi (t_{0})}\rangle +\langle {\textbf {p}}|e^{-i\int _{t_{0}}^{t}{\hat {H}}_{0}( t'')dt''}|\psi (t_{0})\rangle \quad (1.3)}$

${\displaystyle |c_{\textbf {p}}(t)|^{2}}$bir olasılık genliği belirli bir zamanda bulmak için , süreklilik elektron belirtmektedir . ${\görüntüleme stili t}$${\displaystyle |{\textbf {p}}\rangle }$

Bu olasılık genliği sıfırdan büyükse elektron foto-iyonize olur .

Uygulamanın çoğunluğu için, ikinci terim dikkate alınmaz ve tartışmalarda yalnızca birinci terim kullanılır, dolayısıyla: ${\görüntüleme stili (1.3)}$

${\displaystyle a_{\textbf {p}}(t)=-i\int _{t_{0}}^{t}dt'\langle {\textbf {p}}|e^{-i\int _ {t'}^{t}{\hat {H}}(t'')dt''}{\hat {H}}_{I}(t')e^{-i\int _{t_{ 0}}^{t'}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|{\psi (t_{0})}\rangle \quad (1.4)}$

Denklem aynı zamanda zamanla ters çevrilmiş S-matris genliği olarak da bilinir ve zamanla değişen genel bir elektrik alanı tarafından foto-iyonizasyon olasılığını verir. ${\görüntüleme stili (1.4)}$

Güçlü alan yaklaşımı (SFA)

Güçlü alan yaklaşımı (SFA) veya Keldysh-Faisal-Reiss teorisi, 1964 yılında Rus fizikçi Keldysh tarafından başlatılan fiziksel bir modeldir ve şu anda yoğun lazer alanlarında atomların (ve moleküllerin) davranışını tanımlamak için kullanılmaktadır.

SFA, hem yüksek harmonik üretimi hem de atomlarla attosaniye pompa-sonda etkileşimini tartışmak için başlangıç ​​teorisidir .

SFA'da yapılan ana varsayım, serbest elektron dinamiklerine lazer alanının hakim olduğu ve Coulomb potansiyelinin ihmal edilebilir bir bozulma olarak kabul edildiğidir.

Bu gerçek, denklemi şu şekilde yeniden şekillendirir : ${\görüntüleme stili (1.4)}$

${\displaystyle a_{\textbf {p}}^{SFA}(t)=-i\int _{t_{0}}^{t}dt'\langle {\textbf {p}}|e^{- i\int _{t'}^{t}{\hat {H}}_{V}(t'')dt''}{\hat {H}}_{I}(t')e^{ -i\int _{t_{0}}^{t'}{\hat {H}}_{0}(t'')dt''}|{\psi (t_{0})}\rangle \ dörtlü (1.4)}$

burada, elektromanyetik vektör potansiyeli ile , hız ölçerde basitlik için ifade edilen Volkov Hamiltoniyenidir . ${\displaystyle {\hat {H}}_{V}={\frac {1}{2}}({\hat {\textbf {p}}}+{\textbf {A}}(t))^ {2}}$${\ Displaystyle {\textbf {A}}(t)}$${\displaystyle {\textbf {E}}(t)=-{\frac {\kısmi {\textbf {A}}(t)}{\kısmi t}}}$

Bu noktada, tartışmayı temel seviyesinde tutmak için, tek bir enerji seviyesine , iyonlaşma enerjisine sahip ve tek bir elektronla doldurulmuş (tek aktif elektron yaklaşımı) bir atomu ele alalım . ${\görüntüleme stili |0\menzil }$ ${\ Displaystyle I_{P}}$

Dalga fonksiyonu dinamiğinin başlangıç ​​zamanını şu şekilde düşünebiliriz ve başlangıçta elektronun atomik temel durumda olduğunu varsayabiliriz . ${\displaystyle t_{0}=-\infty }$${\görüntüleme stili |0\menzil }$

Böylece,

${\displaystyle {\hat {H}}_{0}|0\rangle =-I_{P}|0\rangle}$ ve ${\displaystyle |\psi (t)\rangle =e^{-i\int _{-\infty }^{t'}{\hat {H}}_{0}dt}|0\rangle =e^ {I_{P}t'}|0\rangle }$

Ayrıca, sürekli durum durumlarını düzlem dalga fonksiyonları durumu olarak kabul edebiliriz . ${\displaystyle \langle {\textbf {r}}|{\textbf {p}}\rangle =(2\pi )^{-{\frac {3}{2}}}e^{i{\textbf { p}}\cdot {\textbf {r}}}}$

Bu oldukça basitleştirilmiş bir varsayımdır, daha makul bir seçim, süreklilik durumu olarak tam atom saçılma durumlarını kullanmak olurdu.

Volkov Hamiltoniyeni ile basit düzlem dalga durumlarının zaman evrimi şu şekilde verilir:

${\displaystyle \langle {\textbf {p}}|e^{-i\int _{t'}^{t}{\hat {H}}_{V}(t'')dt''}= \langle {\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t)|e^{-i\int _{t'}^{t}({\textbf {p}}+{\textbf { A}}(t''))^{2}dt''}}$

Denklem ile tutarlılık için burada evrim zaten uygun bir şekilde uzunluk göstergesine dönüştürülmüştür. ${\görüntüleme stili (1.4)}$

Sonuç olarak, iyonlaşma potansiyeli olan tek seviyeli bir atomdaki tek bir elektronun son momentum dağılımı şu şekilde ifade edilir: ${\ Displaystyle I_{P}}$

${\displaystyle a_{\textbf {p}}(t)^{SFA}=-i\int _{-\infty }^{t}{\textbf {E}}(t')\cdot {\textbf { d}}[{\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t')]e^{+i(I_{P}t'-S(t,t'))}dt'\quad (1.5)}$

nerede,

${\displaystyle {\textbf {d}}[{\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t')]=\langle {\textbf {p}}+{\textbf {A}}( t')|{\hat {\textbf {r}}}|0\rangle }$

bir çift kutuplu beklenti değeri (ya da geçiş dipol momenti) , ve

${\displaystyle S(t,t')=\int _{t'}^{t}{\frac {1}{2}}({\textbf {p}}+{\textbf {A}}(t ''))^{2}dt''}$

olan yarı klasik eylem .

Denklemin sonucu fenomenleri anlamak için temel araçtır :${\görüntüleme stili (1.5)}$

• Yüksek harmonikler üretim işlemi , tipik olarak, yoğun, düşük frekanslı sinyal ile soygaz kuvvetli alan etkileşiminin bir sonucudur, ,
• Basit atomlarla attosaniye pompa-sonda deneyleri.
• Tünel açma zamanı tartışması .

Zayıf Attosaniye darbe-güçlü-IR-alanları-atom etkileşimleri

Basit atomlarla attosaniye pompa-sonda deneyleri, bir attosaniye darbesinin zaman süresini ölçmek ve maddenin çeşitli kuantum özelliklerini keşfetmek için temel bir araçtır.

Güçlü bir İR alan Şema ve etkileşen gecikmeli attosecond XUV darbe tek elektron bir de tek seviyeli atomu . XUV , süreklilik içinde doğrudan iyonizasyon (şekilde mavi yol) ile "sıçrayan" elektronu iyonize edebilir . IR darbesi, daha sonra, foto-elektronun enerjisinde yukarı ve aşağı "çizgiler". Etkileşimden sonra elektron, daha sonra tespit edilebilen ve ölçülebilen nihai enerjiye sahiptir (örneğin uçuş süresi aparatı ). Çoklu foton iyonizasyon işlemi (şekilde kırmızı yol) da mümkündür, ancak farklı enerji bölgeleriyle ilgili olduğu için göz ardı edilebilir.

Bu tür deneyler, Denklem'in sonuçlarından yararlanılarak güçlü alan yaklaşımı içinde kolayca tanımlanabilir. , aşağıda tartışıldığı gibi. ${\görüntüleme stili (1.5)}$

Basit bir model olarak, tek seviyeli bir atomdaki tek bir aktif elektron ile iki alan arasındaki etkileşimi düşünün: yoğun bir femtosaniye kızılötesi (IR) darbesi ( , ${\displaystyle ({\textbf {E}}_{IR}(t),{\textbf {A}}_{IR}(t))}$

ve zayıf bir attosaniye darbesi ( aşırı ultraviyole (XUV) bölgesinde ortalanmış ) . ${\displaystyle ({\textbf {E}}_{XUV}(t),{\textbf {A}}_{XUV}(t))}$

Ardından, bu alanları yerine koyarak sonuçlar${\görüntüleme stili (1.5)}$${\displaystyle a_{\textbf {p}}(t)=-i\int _{-\infty }^{t}({\textbf {E}}_{XUV}(t')+{\textbf { E}}_{IR}(t'))\cdot {\textbf {d}}[{\textbf {p}}+{\textbf {A}}_{XUV}(t')+{\textbf { A}}_{IR}(t')]e^{+i(I_{P}t'-S(t,t'))}dt'\quad (1.6)}$

ile . ${\displaystyle S(t,t')=\int _{t'}^{t}{\frac {1}{2}}({\textbf {p}}+{\textbf {A}}}_{ IR}(t'')+{\textbf {A}}_{XUV}(t''))^{2}dt''}$

Bu noktada denklemi bölebiliriz. iki katkı: sırasıyla doğrudan iyonizasyon ve güçlü alan iyonizasyonu ( çok foton rejimi ). ${\görüntüleme stili (1.6)}$

Tipik olarak, bu iki terim, sürekliliğin farklı enerji bölgeleriyle ilgilidir.

Sonuç olarak, tipik deneysel koşul için, ikinci işlem göz ardı edilir ve yalnızca attosaniye darbesinden doğrudan iyonizasyon dikkate alınır.

Ardından, attosaniye darbesi kızılötesi olandan daha zayıf olduğu için tutar . Bu nedenle, tipik olarak Denklem'de ihmal edilir. . ${\displaystyle {\textbf {A}}_{IR}(t)>>{\textbf {A}}_{XUV}(t)}$${\displaystyle {\textbf {A}}_{XUV}(t)}$${\görüntüleme stili (1.6)}$

Buna ek olarak, attosaniye darbesini IR alanına göre gecikmeli bir fonksiyon olarak yeniden yazabiliriz, . ${\displaystyle [{\textbf {A}}_{IR}(t),{\textbf {E}}_{XUV}(t-\tau )]}$

Bu nedenle, bir pompa-sonda deneylerinde, etkileşim gerçekleştikten ( 'de ) sonra momentum ile sürekli ortamda iyonize olmuş bir elektron bulma olasılık dağılımı , ${\displaystyle {\textbf {p}}}$${\görüntüleme stili t=\infty }$

yoğun bir IR darbesi ve gecikmeli attosaniye XUV darbesi ile şu şekilde verilir:

${\displaystyle a_{\textbf {p}}(\tau )=-i\int _{-\infty }^{\infty }{\textbf {E}}_{XUV}(t-\tau )\cdot {\textbf {d}}[{\textbf {p}}+{\textbf {A}}_{IR}(t)]e^{+i(I_{P}tS(t))}dt\quad (1.7)}$

ile birlikte ${\displaystyle S(t)={\frac {1}{2}}|{\textbf {p}}|^{2}t+\int _{t}^{\infty }({\textbf {p} }\cdot {\textbf {A}}_{IR}(t')+{\frac {1}{2}}|{\textbf {A}}_{IR}(t')|^{2} )dt'}$

Denklem , tek seviyeli bir atom ve tek aktif elektron ile iki renkli etkileşimin (XUV-IR) foto-iyonizasyon olgusunu tanımlar. ${\görüntüleme stili (1.7)}$

Bu tuhaf sonuç, bir gecikmeli XUV attosaniye darbesi tarafından başlatılan, güçlü bir IR alanı tarafından sürülen süreklilik durumlarında takip eden bir hareketle, tüm olası iyonizasyon yolları arasında bir kuantum girişim süreci olarak kabul edilebilir .

Ortaya çıkan 2B foto-elektron ( momentum veya eşdeğer enerji , gecikmeye karşı) dağılımına çizgi izi denir.

attosaniye teknikleri

Burada attosecond araştırma merkezlerinde izlenen en yaygın teknikler ve yaklaşımlardan bazıları listelenmiş ve tartışılmıştır.

Foto-elektron spektroskopisi (FROG-CRAB) ile attosaniye metroloji

Neon'da çizgili bir izin simülasyonu. Attosaniye darbe süresi, 800 nm lazerin 33 harmoniğinde merkezi dalga boyu ile 350 as'dir. Kadar çizgi oluşumu ve fotoelektron izi altındaki bir role sahiptir, 800 nm darbe, 5 TW / sm bir tepe şiddetine sahip 7 fs bir süreyi ² .

Attosaniye biliminde günlük bir zorluk, atomlar, moleküller veya katılarla yapılan herhangi bir pompa-sonda deneylerinde kullanılan attosaniye darbelerinin zamansal özelliklerini karakterize etmektir.

En çok kullanılan teknik, attosaniye patlamalarının (FROG-CRAB) tam bir yeniden yapılandırılması için frekans çözümlü optik geçitlemeye dayanmaktadır.

Bu tekniğin ana avantajı, 1991'de pikosaniye-femtosaniye darbe karakterizasyonu için geliştirilen , doğrulanmış FROG tekniğinin attosaniye alanında kullanılmasına izin vermesidir.

YENGEÇ bir uzantısı KURBAĞA ve saha yeniden inşası için aynı fikre dayanmaktadır.

Başka bir deyişle, FROG-CRAB, bir attosaniye darbesinin, daha önce Denklem 2'de açıklandığı gibi, atomik foto-iyonizasyon ile süreklilikte serbest bırakılan bir elektron dalga paketine dönüştürülmesine dayanmaktadır. . ${\görüntüleme stili (1.7)}$

Düşük frekanslı sürüş lazer darbesinin (örneğin kızıl ötesi darbe) rolü, zamansal ölçüm için kapı görevi görmektir.

Ardından, düşük frekans ve attosaniye darbesi arasındaki farklı gecikmeleri keşfederek bir çizgi izi (veya çizgi spektrogramı) elde edilebilir.

Bu 2 boyutlu spektrogram daha sonra, herhangi biri hakkında önceden bilgi sahibi olmaya gerek kalmadan hem attosaniye darbesini hem de IR darbesini almak amacıyla bir yeniden oluşturma algoritması tarafından analiz edilir.

Ancak, Denk. Bu tekniğin içsel sınırları, atomik dipol özellikleri, özellikle atomik dipol kuantum fazı hakkındaki bilgidir . ${\görüntüleme stili (1.7)}$

Hem düşük frekanslı alanın hem de attosaniye darbesinin bir çizgi izinden yeniden yapılandırılması, tipik olarak, aşağıdakiler gibi yinelemeli algoritmalar aracılığıyla gerçekleştirilir:

• Temel bileşen genelleştirilmiş projeksiyon algoritması (PCGPA).
• Volkov, genelleştirilmiş izdüşüm algoritmasını (VTGPA) dönüştürüyor.
• genişletilmiş ptikografik yinelemeli motor (ePIE).

Ayrıca bakınız

• Yüksek harmonik üretim
• femtokimya
• femtoteknoloji
• Ultra kısa darbe
• Cıvıl cıvıl darbe amplifikasyonu
• Serbest elektron lazeri

Referanslar

daha fazla okuma

Dış bağlantılar

Dünyadaki Attosecond grupları

• Max Planck Kuantum Optik Enstitüsü, Münih
• Lund Üniversitesi
• ELI-ALPS Szeged
• Stanford Üniversitesi
• Politeknik Milano
• CEA Paris
• Max Born Enstitüsü, Berlin
• Freiburg Üniversitesi
• JAS Laboratuvarı Ottawa
• Imperial College Londra
• CFEL Hamburg
• ICFO Barselona
• OSU Kolomb
• ETH Zürih
• İLERİ Kandiye
• Griffith Üniversitesi, Queensland
• Weizmann Bilim Enstitüsü, Tel Aviv
• RIKEN Tokyo
• Heidelberg
• Jena Üniversitesi
• Riyad
• ETH Zürih