Fyzika Attosecond - Attosecond physics

Generování vysoce harmonických v kryptonu . Tato technologie je jednou z nejpoužívanějších technik generování záblesků v řádu sekund.

Attosekundová fyzika, také známá jako attofyzika, nebo obecněji attosekundová věda , je obor fyziky, který se zabývá interakčními jevy světelné hmoty, přičemž k odhalování dynamických procesů ve hmotě s nebývalým časovým rozlišením se používají atosekundové (10 ⁻¹⁸ s) fotonové impulsy.

Attosecond science využívá hlavně spektroskopické metody pumpa -sonda ke zkoumání fyzikálního procesu, který nás zajímá. Vzhledem ke složitosti tohoto studijního oboru obecně vyžaduje synergickou souhru mezi nejmodernějším experimentálním uspořádáním a pokročilými teoretickými nástroji k interpretaci dat shromážděných z pokusů o druhou sekundu.

Hlavní zájmy attosekundové fyziky jsou:

1. Atomová fyzika : zkoumání účinků elektronové korelace , zpoždění fotoemise a ionizační tunelování .
2. Molekulová fyzika a molekulární chemie : úloha elektronického pohybu v molekulární excitovaných stavů (např náboje přenos procesy), světlem indukované foto-fragmentace , a světlem indukované přenosu elektronů procesů.
3. Fyzika pevných látek : Šetření excitonu dynamiky v pokročilých 2D materiálů , petahertz nosičů náboje pohyb v pevných látkách, rotace dynamika feromagnetické materiály .

Jedním z hlavních cílů attosekundové vědy je poskytnout pokročilé pohledy na kvantovou dynamiku elektronů v atomech , molekulách a pevných látkách s dlouhodobou výzvou dosáhnout řízení pohybu elektronů v hmotě v reálném čase .

Současný světový rekord v nejkratším světelném impulsu generovaném lidskou technologií je 43 as.

Úvod

Příchod širokopásmových polovodičových polovodičových safírových laserů na bázi safíru (Ti: Sa) (1986), zesilování chirped pulse (CPA) (1988), spektrální rozšíření vysokoenergetických impulsů (např. Plynem plněné duté vlákno přes vlastní -fázová modulace ) (1996), technologie řízená zrcadlovou disperzí ( chirped Mirrors ) (1994) a stabilizace offsetového posunu nosné obálky (2003) umožnila vytvoření izolovaných světelných pulzů izolovaného attosekundy (generovaných nelineárním procesem vysokých -harmonická generace v ušlechtilém plynu) (2004,2006), které zrodily oblast attosekundové vědy.

Přehrávejte média

„Pohyb elektronu“ v atomu vodíku . Perioda superpozice tohoto stavu (1s-2p) je kolem 400 as.

Motivace k attosekundové fyzice

Přirozené časové měřítko pohybu elektronů v atomech , molekulách a pevných látkách je attosekunda (1 as = 10 ⁻¹⁸ s). Tato skutečnost je přímým důsledkem zákonů kvantové mechaniky .

Pro jednoduchost zvažte kvantovou částici v superpozici mezi přízemní energií a první vzrušenou úrovní energie : ${\ displaystyle \ epsilon _ {0}}$${\ displaystyle \ epsilon _ {1}}$

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

s a vybrány jako čtvercové kořeny kvantové pravděpodobnosti pozorování částice v příslušném stavu. ${\ displaystyle c_ {e}}$${\ displaystyle c_ {g}}$

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

jsou časově závislé pozemní a excitovaném stavu v tomto pořadí, přičemž se sníženou Planckova konstanta.${\ displaystyle | 0 \ rangle}$${\ displaystyle | 1 \ rangle}$${\ displaystyle \ hbar}$

Očekávanou hodnotu generického poustevníka a symetrického operátoru lze zapsat jako důsledek toho, že časový vývoj tohoto pozorovatelného je: ${\ displaystyle {\ hat {P}}}$${\ Displaystyle P (t) = \ langle \ Psi | {\ hat {P}} | \ Psi \ rangle}$

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

Zatímco první dva termíny nezávisí na čase, třetí místo toho ano. To vytváří dynamiku pro pozorovatelné s charakteristickým časem daným . ${\ displaystyle P (t)}$${\ displaystyle T_ {c}}$${\ Displaystyle T_ {c} = {\ frac {2 \ pi \ hbar} {\ epsilon _ {1}-\ epsilon _ {0}}}}$

Vývoj radiální hustoty pravděpodobnosti superpozice mezi 1 s a 2 p v atomech vodíku . Barevný pruh udává hustotu pravděpodobnosti jako funkci poloměru (osa x), ve kterém lze částici najít, a času (osa y).

V důsledku toho pro energetické hladiny v rozmezí 10 eV , což je typický elektronický energetický rozsah v hmotě, ${\ Displaystyle \ epsilon _ {1}-\ epsilon _ {0} \ cca}$

charakteristický čas dynamiky jakéhokoli souvisejícího fyzického pozorovatelného je přibližně 400 as.

K měření vývoje času je třeba použít kontrolovaný nástroj nebo proces s ještě kratším časovým obdobím, které může s touto dynamikou interagovat. ${\ displaystyle P (t)}$

To je důvod, proč se Attosekundové světelné impulsy používají k odhalení fyziky ultrarychlých jevů v časové oblasti několika femtosekund a attosekund.

Generování attosekundových impulsů

Pro vytvoření pojezdové puls s dobou trvání ultrakrátké čase, jsou zapotřebí dva klíčové prvky: šířku pásma a centrální vlnovou délku na elektromagnetické vlny .

Podle Fourierovy analýzy platí , že čím více je dostupná spektrální šířka světelného impulsu, tím kratší je potenciálně jeho doba trvání.

Existuje však dolní mez v minimální délce, kterou lze pro danou centrální vlnovou délku pulsu využít . Tento limit je optický cyklus.

Skutečně, pro impuls soustředěný v nízkofrekvenční oblasti, např. Infračervený (IR) 800 nm, je jeho minimální doba trvání kolem 2,67 fs, kde je rychlost světla; vzhledem k tomu, že pro světelné pole s centrální vlnovou délkou v extrémním ultrafialovém záření (XUV) při 30 nm je minimální doba trvání přibližně 100 as. ${\ displaystyle \ lambda =}$${\ displaystyle t_ {pulse} = {\ frac {\ lambda} {c}} =}$${\ displaystyle c}$${\ displaystyle \ lambda =}$${\ displaystyle t_ {pulse} =}$

Menší doba trvání tedy vyžaduje použití kratší a energičtější vlnové délky, dokonce až do oblasti měkkého rentgenového záření (SXR) .

Z tohoto důvodu jsou standardní techniky pro vytváření attosekundových světelných pulsů založeny na zdrojích záření s širokými spektrálními šířkami pásma a centrální vlnovou délkou umístěnými v rozsahu XUV-SXR.

Nejběžnějšími zdroji, které splňují tyto požadavky, jsou nastavení volných elektronových laserů (FEL) a generování generování vysokých harmonických (HHG) .

Fyzikální pozorovatelné a experimenty za sekundu

Jakmile je k dispozici attosekundový světelný zdroj, je třeba řídit puls směrem k požadovanému vzorku a poté změřit jeho dynamiku.

K analýze dynamiky elektronů ve hmotě jsou nejvhodnější experimentální pozorovatelné:

• Úhlová asymetrie v distribuci rychlostí molekulárního foto-fragmentu .
• Kvantový výtěžek molekulárních foto-fragmentů.
• Přechodová absorpce spektra XUV-SXR .
• Přechodová odrazivost spektra XUV-SXR.
• Foto-elektronové kinetické energie distribuce.

Přehrávejte média

Techniky čerpací sondy se používají k zobrazení ultrarychlých procesů vyskytujících se ve hmotě.

Obecnou strategií je použít schéma pumpy a sondy k „obrazu“ prostřednictvím jednoho z výše uvedených pozorovatelů ultrarychlé dynamiky, která se vyskytuje ve zkoumaném materiálu.

Několik femtosekundových experimentů se sondou pulsní pumpy IR-XUV/SXR

Jako příklad, v typickém čerpadlo-sonda experimentální přístroj, složený attosecond (XUV-SXR) puls a intenzivní ( W / cm ² ), nízkofrekvenční infračervené impuls s dobou trvání z mála až desítek femtosekund jsou kolineárně zaměřeny na studovaný vzorek. ${\ displaystyle 10^{11} -10^{14}}$

V tomto okamžiku se změnou zpoždění attosekundového impulsu, což může být čerpadlo/sonda v závislosti na experimentu, s ohledem na IR puls (sonda/čerpadlo), zaznamenává požadovaný fyzický pozorovatelný.

Následnou výzvou je interpretovat shromážděná data a získat základní informace o skryté dynamice a kvantových procesech vyskytujících se ve vzorku. Toho lze dosáhnout pomocí pokročilých teoretických nástrojů a numerických výpočtů.

Využitím tohoto experimentálního schématu lze prozkoumat několik druhů dynamiky atomů, molekul a pevných látek; typicky světelně indukovaná dynamika a excitované stavy mimo rovnováhu v rámci časového rozlišení Attosecond.

Základy kvantové mechaniky

Attosekundová fyzika se typicky zabývá nerelativistickými ohraničenými částicemi a využívá elektromagnetická pole se středně vysokou intenzitou ( W/cm ² ). ${\ displaystyle 10^{11} -10^{14}}$

Tato skutečnost umožňuje nastavit diskusi v non-relativistické a semi-klasické kvantové mechaniky prostředí pro interakci světla s hmotou.

Atomy

Řešení časově závislé Schrödingerovy rovnice v elektromagnetickém poli

Časový vývoj funkce jedné elektronické vlny v atomu je popsán Schrödingerovou rovnicí (v atomových jednotkách ): ${\ Displaystyle | \ psi (t) \ rangle}$

${\ Displaystyle {\ hat {H}} | \ psi (t) \ rangle = i {\ dfrac {\ partial} {\ partial t}} | \ psi (t) \ rangle \ quad (1,0)}$

kde světlo-hmota interakce Hamiltonián , může být vyjádřen v dotykového měřidla , v dipólu aproximace, jako: ${\ displaystyle {\ hat {H}}}$

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

kde je uvažován Coulombův potenciál atomových druhů; jsou operátor hybnosti a polohy; a je celkové elektrické pole vyhodnocené v sousedovi atomu. ${\ displaystyle V_ {C}}$${\ displaystyle {\ hat {\ textbf {p}}}, {\ hat {\ textbf {r}}}}$${\ displaystyle {\ textbf {E}} (t)}$

Formální řešení Schrödingerovy rovnice je dáno propagátorským formalismem :

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

kde je funkce elektronových vln v čase . ${\ Displaystyle | \ psi (t_ {0}) \ rangle}$ ${\ displaystyle t = t_ {0}}$

Toto přesné řešení nelze použít téměř pro žádný praktický účel.

Lze však dokázat pomocí Dysonových rovnic , že předchozí řešení lze také zapsat jako:

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

kde,

${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {0} = {\ frac {1} {2}} {\ hat {\ textbf {p}}}^{2}+V_ {C}}$je ohraničený hamiltonián a je interakcí hamiltoniánský. ${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {I} = {\ hat {\ textbf {r}}} \ cdot {\ textbf {E}} (t)}$

Formální řešení rov. , který byl dříve jednoduše napsán jako Rovnice. , lze nyní považovat za ekv. jako superpozice různých kvantových cest (nebo kvantové trajektorie) , z nichž každá má zvláštní dobu interakce s elektrickým polem. ${\ displaystyle (1.0)}$${\ displaystyle (1.1)}$${\ displaystyle (1.2)}$${\ displaystyle t '}$

Jinými slovy, každá kvantová cesta je charakterizována třemi kroky:

1. Počáteční vývoj bez elektromagnetického pole . To je popsáno výrazem na levé straně v integrálu.${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {0}}$
2. Potom „kop“ z elektromagnetického pole , který „excituje“ elektron. Tato událost nastává v libovolném čase, který jednotně vokálně charakterizuje kvantovou cestu .${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {I} (t ')}$${\ displaystyle t '}$
3. Konečný vývoj poháněný jak polem, tak Coulombovým potenciálem , daný .${\ displaystyle {\ hat {H}}}$

Souběžně máte také kvantovou cestu, která pole vůbec nevnímá, tato trajektorie je označena výrazem na pravé straně v rovnici. . ${\ displaystyle (1.2)}$

Tento proces je zcela časově reverzibilní , tj. Může také nastat v opačném pořadí.

Řízení rovnice není jednoduché. Fyzici jej však používají jako výchozí bod pro numerický výpočet, pokročilejší diskusi nebo několik aproximací. ${\ displaystyle (1.2)}$

Pro problémy s interakcí silného pole, kde může dojít k ionizaci , si lze představit promítnutí rov. V určitém kontinua stavu ( neomezená státní nebo bez státní ) , ze setrvačnosti , takže: ${\ displaystyle (1.2)}$${\ displaystyle | {\ textbf {p}} \ rangle}$ ${\ displaystyle {\ textbf {p}}}$

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

${\ displaystyle | c _ {\ textbf {p}} (t) |^{2}}$je amplituda pravděpodobnosti k nalezení v určitém čase , elektron v stavech kontinua . ${\ displaystyle t}$${\ displaystyle | {\ textbf {p}} \ rangle}$

Pokud je tato amplituda pravděpodobnosti větší než nula, než je elektron fotoionizovaný .

Pro většinu aplikací se druhý termín v nebere v úvahu a v diskusích se používá pouze ten první, proto: ${\ displaystyle (1.3)}$

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

Rovnice je také známá jako časově obrácená amplituda S-matice a udává pravděpodobnost fotoionizace obecným časově proměnným elektrickým polem. ${\ displaystyle (1.4)}$

Silná aproximace pole (SFA)

Silná aproximace pole (SFA), neboli Keldysh-Faisal-Reiss theory, je fyzikální model, zahájený v roce 1964 ruským fyzikem Keldyshem, v současné době slouží k popisu chování atomů (a molekul) v intenzivních laserových polích.

SFA je výchozí teorií pro diskusi jak o generování vysokých harmonických, tak o interakci attosekundové pumpy a sondy s atomy.

Hlavním předpokladem SFA je, že dynamice volných elektronů dominuje laserové pole, zatímco Coulombův potenciál je považován za zanedbatelnou poruchu.

Tato skutečnost přetváří rovnici na: ${\ displaystyle (1.4)}$

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

kde je volkovský hamiltonián, zde vyjádřený pro jednoduchost měřiče rychlosti, s , elektromagnetickým vektorovým potenciálem . ${\ Displaystyle {\ hat {H}} _ {V} = {\ frac {1} {2}} ({\ hat {\ textbf {p}}}+{\ textbf {A}} (t))^ {2}}$${\ displaystyle {\ textbf {A}} (t)}$${\ displaystyle {\ textbf {E}} (t) =-{\ frac {\ částečný {\ textbf {A}} (t)} {\ částečný t}}}$

V tomto bodě, abychom udrželi diskusi na základní úrovni, uvažujme atom s jedinou energetickou úrovní , ionizační energií a naplněným jediným elektronem (aproximace jedním aktivním elektronem). ${\ displaystyle | 0 \ rangle}$ ${\ displaystyle I_ {P}}$

Počáteční čas dynamiky vlnové funkce můžeme považovat za a můžeme předpokládat, že zpočátku je elektron v atomovém základním stavu . ${\ displaystyle t_ {0} =-\ infty}$${\ displaystyle | 0 \ rangle}$

Aby,

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

Navíc můžeme považovat kontinua stavy as funkcí letadlo vlny státu , . ${\ Displaystyle \ langle {\ textbf {r}} | {\ textbf {p}} \ rangle = (2 \ pi)^{-{\ frac {3} {2}}} e^{i {\ textbf { p}} \ cdot {\ textbf {r}}}}$

Toto je dost zjednodušený předpoklad, rozumnější volbou by bylo použít jako stav kontinua přesné stavy rozptylu atomů.

Časový vývoj stavů jednoduchých rovinných vln s volkovským hamiltoniánem je dán vztahem:

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

zde kvůli konzistenci s ekv. evoluce již byla řádně převedena na délkoměr. ${\ displaystyle (1.4)}$

V důsledku toho je konečná distribuce hybnosti jednoho elektronu v jednoúrovňovém atomu s ionizačním potenciálem vyjádřena jako: ${\ displaystyle I_ {P}}$

${\ Displaystyle a _ {\ textbf {p}} (t)^{SFA} =-i \ int _ {-\ infty}^{t} {\ textbf {E}} (t ') \ cdot {\ textbf { d}} [{\ textbf {p}}+{\ textbf {A}} (t ')] e^{+i (I_ {P} t'-S (t, t'))} dt '\ quad (1,5)}$

kde,

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

je hodnota očekávání dipólu (nebo přechodový moment dipólu) , a

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

je semiklasická akce .

Výsledek rov. je základním nástrojem k porozumění jevům, jako jsou :${\ displaystyle (1.5)}$

• Proces generování vysokých harmonických , který je obvykle výsledkem silné interakce vzácných plynů v poli s intenzivním nízkofrekvenčním pulsem ,
• Attosekundové experimenty pumpa-sonda s jednoduchými atomy.
• Debata o době tunelování .

Slabé interakce Attosecond puls-strong-IR-fields-atoms

Experimenty Attosecond Pump-Sondy s jednoduchými atomy jsou základním nástrojem pro měření doby trvání attosekundového impulsu a prozkoumání několika kvantových vlastností hmoty.

Schéma silného IR pole a zpožděného attosekundového pulsu XUV interagujícího s jediným elektronem v atomu jedné úrovně . XUV může ionizovat elektron, který „skáče“ v kontinuu přímou ionizací (modrá cesta na obrázku). IR puls, později, „prouží“ nahoru a dolů v energii fotoelektronu. Po interakci má elektron konečnou energii, kterou lze následně detekovat a změřit (např. Přístroj doby letu ). Je také možný vícefotonový ionizační proces (červená cesta na obrázku), ale protože je relevantní v různých energetických oblastech, nelze jej ignorovat.

Tento druh experimentů lze snadno popsat v rámci silné aproximace pole využitím výsledků rovnice. , jak je uvedeno níže. ${\ displaystyle (1.5)}$

Jako jednoduchý model zvažte interakci mezi jedním aktivním elektronem v jednoúrovňovém atomu a dvěma poli: intenzivní femtosekundový infračervený (IR) puls ( , ${\ displaystyle ({\ textbf {E}} _ {IR} (t), {\ textbf {A}} _ {IR} (t))}$

a slabý attosekundový puls (se středem v extrémní ultrafialové (XUV) oblasti) . ${\ displaystyle ({\ textbf {E}} _ {XUV} (t), {\ textbf {A}} _ {XUV} (t))}$

Výsledkem je nahrazení těchto polí${\ displaystyle (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)}$

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

V tomto bodě můžeme rozdělit Rov. ve dvou příspěvcích: přímá ionizace a silná ionizace pole ( multiphotonový režim ). ${\ displaystyle (1.6)}$

Obvykle jsou tyto dva termíny relevantní v různých energetických oblastech kontinua.

V důsledku toho se pro typické experimentální podmínky tento druhý proces nebere v úvahu a uvažuje se pouze s přímou ionizací z attosekundového impulsu.

Potom, protože attosekundový puls je slabší než infračervený, drží . Proto je obvykle v Eq. . ${\ displaystyle {\ textbf {A}} _ {IR} (t) >> {\ textbf {A}} _ {XUV} (t)}$${\ displaystyle {\ textbf {A}} _ {XUV} (t)}$${\ displaystyle (1.6)}$

Kromě toho, lze přepsat attosecond puls jako funkcí odloženého vzhledem k poli IR, . ${\ displaystyle [{\ textbf {A}} _ {IR} (t), {\ textbf {E}} _ {XUV} (t- \ tau)]}$

Distribuce pravděpodobnosti nalezení elektronu ionizovaného v kontinuu s hybností , poté, co došlo k interakci (v ), v experimentech pumpa-sonda, ${\ displaystyle {\ textbf {p}}}$${\ displaystyle t = \ infty}$

s intenzivním IR pulzem a XUV pulzem se zpožděnou dobou expozice, je dán vztahem:

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

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

Rovnice popisuje fenomén fotoionizace dvoubarevné interakce (XUV-IR) s atomem na jedné úrovni a jedním aktivním elektronem. ${\ displaystyle (1.7)}$

Tento zvláštní výsledek lze považovat za kvantový interferenční proces mezi všemi možnými ionizačními cestami, zahájený zpožděným XUV attosekundovým impulzem, s následujícím pohybem ve stavech kontinua poháněným silným IR polem.

Výsledná distribuce 2D fotoelektronů ( hybnost nebo ekvivalent energie vs. zpoždění) se nazývá stopování.

Attosekundové techniky

Zde jsou uvedeny a prodiskutovány některé z nejběžnějších technik a přístupů uplatňovaných v attosekundových výzkumných centrech.

Attosekundová metrologie s fotoelektronovou spektroskopií (FROG-CRAB)

Simulace pruhované stopy v Neonu. Doba trvání attosekundového impulsu je 350 as, s centrální vlnovou délkou na 33 harmonických 800 nm laseru. Pulz 800 nm, který má roli proudění nahoru a dolů po fotoelektronové stopě, má trvání 7 fs se špičkovou intenzitou 5 TW/cm ² .

Každodenní výzvou v oblasti attosekundové vědy je charakterizovat časové vlastnosti attosekundových impulsů, které se používají při jakýchkoli experimentech pumpa-sonda s atomy, molekulami nebo pevnými látkami.

Nejpoužívanější technika je založena na frekvenčně rozlišeném optickém hradlování pro kompletní rekonstrukci attosekundových výbuchů (FROG-CRAB).

Hlavní výhodou této techniky je, že umožňuje využít do pole attosekund potvrzenou techniku FROG , vyvinutou v roce 1991 pro charakterizaci pulsu pikosekundová a femtosekundová.

CRAB je rozšířením FROG a vychází ze stejné myšlenky pro rekonstrukci pole.

Jinými slovy, FROG-CRAB je založen na přeměně attosekundového impulsu na paket elektronových vln, který je uvolněn v kontinuu atomovou fotoionizací, jak již bylo popsáno s ekv. . ${\ displaystyle (1.7)}$

Úlohou nízkofrekvenčního laserového impulsu (např. Infračerveného pulzu) je chovat se jako brána pro dočasné měření.

Poté zkoumáním různých zpoždění mezi nízkofrekvenčním a attosekundovým impulzem lze získat stopovou stopu (nebo pruhovací spektrogram).

Tento 2D- spektrogram je později analyzován rekonstrukčním algoritmem s cílem získat jak attosekundový puls, tak i IR impuls, bez předchozí znalosti o kterémkoli z nich.

Nicméně, jak Eq. body, vnitřními limity této techniky jsou znalosti o atomových dipólových vlastnostech, zejména o kvantové fázi atomových dipólů . ${\ displaystyle (1.7)}$

Rekonstrukce jak nízkofrekvenčního pole, tak attosekundového impulsu z pruhové stopy se obvykle dosahuje pomocí iteračních algoritmů, jako například:

• Algoritmus generalizovaných projekcí hlavních komponent (PCGPA).
• Algoritmus generalizované projekce Volkovovy transformace (VTGPA).
• rozšířený ptychografický iterativní engine (ePIE).

Viz také

• Generování vysokých harmonických
• Femtochemie
• Femtotechnologie
• Ultrakrátký puls
• Cvrlikání pulzního zesílení
• Laser s volnými elektrony

Reference

Další čtení

externí odkazy

Attosekundové skupiny na světě

• Max Planck Institute of Quantum Optics, Mnichov
• Lundská univerzita
• ELI-ALPS Szeged
• Stanfordská Univerzita
• Politecnico Milano
• CEA Paříž
• Max Born Institute, Berlín
• Univerzita ve Freiburgu
• JAS Lab Ottawa
• Imperial College v Londýně
• CFEL Hamburk
• ICFO Barcelona
• OSU Columbus
• ETH Curych
• FORTH Heraklion
• Griffith University, Queensland
• Weizmann Institute of Science, Tel Aviv
• RIKEN Tokio
• Heidelberg
• Univerzita v Jeně
• Rijád
• ETH Curych