Из Википедии, бесплатной энциклопедии
Перейти к навигации Перейти к поиску
Для генерации четвертой и более низких гармоник см. Генерация гармоник .
Спектр неонового источника ГВГ, возбуждаемого титан-сапфировым лазером

Генерация высоких гармоник ( ГВГ ) - это нелинейный процесс, во время которого цель (газ, плазма, твердый или жидкий 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 аттофизики .

Генерация пертурбативных гармоник [ править ]

Генерация пертурбативных гармоник - это процесс, при котором лазерный свет с частотой ω и энергией фотона ħω может быть использован для генерации новых частот света. Вновь сгенерированные частоты являются целыми кратными nω частоты исходного света. Этот процесс был впервые открыт в 1961 году Франкеном и др. [1] с использованием рубинового лазера с кристаллическим кварцем в качестве нелинейной среды .

Генерация гармоник в диэлектрических твердых телах хорошо изучена и широко используется в современной лазерной физике (см. 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 убывающей эффективностью с увеличением порядка гармоник. [3] Это поведение можно понять, рассмотрев атом, поглощающий n фотонов, а затем испускающий один фотон высокой энергии. Вероятность поглощения nфотонов уменьшается с увеличением n , что объясняет быстрое уменьшение начальной интенсивности гармоник.

Развитие [ править ]

Первая генерация высоких гармоник наблюдалась в 1977 г. при взаимодействии интенсивных импульсов CO 2 -лазера с плазмой, генерируемой твердотельными мишенями. [4] HHG в газах, гораздо более широко распространенный в настоящее время, был впервые обнаружен McPherson и его коллегами в 1987 году [5], а затем Ferray et al. в 1988 г. [6] с удивительными результатами: было обнаружено, что высокие гармоники уменьшают интенсивность на низких порядках, как и ожидалось, но затем наблюдали образование плато, при этом интенсивность гармоник оставалась приблизительно постоянной на многих порядках. [7] Были измерены плато-гармоники, охватывающие сотни эВ, которые распространяются в режим мягкого рентгеновского излучения . [8] Это плато резко заканчивается в позиции, называемой отсечкой высоких гармоник.

Свойства [ править ]

Высокие гармоники обладают рядом интересных свойств. Они представляют собой настраиваемый настольный источник XUV / мягкого рентгеновского излучения, синхронизированный с управляющим лазером и производимый с той же частотой повторения. Отсечка гармоник изменяется линейно с увеличением интенсивности лазера вплоть до интенсивности насыщения I sat, где генерация гармоник прекращается. [9] Интенсивность насыщения можно увеличить, заменив атомные частицы на более легкие благородные газы, но они имеют более низкую 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 свойства временной и пространственной когерентности. [10] Высокие гармоники часто генерируются с длительностью импульса короче, чем у ведущего лазера. [11] Это связано с нелинейностью процесса генерации, фазового синхронизма и ионизации . 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 передним фронтом 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 с профилями пучка, близкими к гауссову. [13]

Полуклассический подход [ править ]

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

где U p - пондеромоторная энергия лазерного поля, I p - потенциал ионизации .

Этот вывод энергии отсечки получен из полуклассического расчета. Электрон сначала обрабатывается квантово-механически, поскольку он туннельно ионизируется от родительского атома, но затем его последующая динамика рассматривается классически. Предполагается, что электрон рождается в вакууме с нулевой начальной скоростью и впоследствии ускоряется электрическим полем лазерного луча .

Трехступенчатая модель

Через половину оптического цикла после ионизации электрон меняет направление по мере изменения электрического поля и ускоряется обратно к родительскому ядру. Вернувшись к родительскому ядру, он может испускать излучение, подобное тормозному излучению, в процессе рекомбинации с атомом, когда он возвращается в свое 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 излучаются в разное время рекомбинации (т. Е. Излучаемый импульс чирпируется ). 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 процесса ГВГ, которые объясняются этой моделью, показывают, что ГВГ будет происходить только в том случае, если управляющее лазерное поле линейно поляризовано. Эллиптичность лазерного луча 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] Другим эффектом, ограничивающим интенсивность управляющего лазера, является сила Лоренца . При интенсивностях выше 10 16 Вт · см −2магнитная 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 [ править ]

Как и в любом нелинейном процессе, фазовый синхронизм 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 вызвана атомами, а плазменная дисперсия - ионами, и оба имеют противоположные знаки. Фаза Гуи из - за волновой фронт фазового скачка вблизи фокус, и изменяется вдоль нее. 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 на коротких траекториях, достигаются, когда генерирующий газ расположен после фокуса, в то время как генерация высоких гармоник из длинной траектории может быть получена вне оси когда генераторный газ находится перед фокусом. [21]

Кроме того, реализация геометрии свободной фокусировки для управляющего поля позволяет большему количеству эмиттеров и фотонов вносить вклад в процесс генерации и, таким образом, увеличивать выход гармоник. [22] При использовании геометрии газовой струи фокусировка лазера в диск Маха может повысить эффективность генерации гармоник. [23]

См. Также [ править ]

  • Нелинейная оптика
  • Фотоионизация
  • Генерация резонансных высоких гармоник из плазменных шлейфов после лазерной абляции

Ссылки [ править ]

  1. ^ PA Franken, AE Hill, CW Peters и G. Weinreich, Phys. Rev. Lett. 7, 118 (1961).
  2. ^ Новый, GHC; Уорд, Дж. Ф. (1967). «Оптическая генерация третьей гармоники в газах». Phys. Rev. Lett . 19 (10): 556–559. Bibcode : 1967PhRvL..19..556N . DOI : 10.1103 / physrevlett.19.556 .
  3. ^ Дж. Вильденауэр, Журнал прикладной физики 62, 41 (1987).
  4. ^ Burnett, NH; и другие. (1977). «Генерация гармоник при взаимодействии с мишенью СО2-лазера». Прил. Phys. Lett . 31 (3): 172–174. Bibcode : 1977ApPhL..31..172B . DOI : 10.1063 / 1.89628 .
  5. ^ Макферсон, А .; и другие. (1987). «Исследования многофотонной генерации вакуумно-ультрафиолетового излучения в инертных газах». JOSA Б . 4 (4): 595. Полномочный код : 1987JOSAB ... 4..595M . DOI : 10.1364 / JOSAB.4.000595 .
  6. ^ Феррей, М .; 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 . DOI : 10.1088 / 0953-4075 / 21/3/001 .
  7. ^ Ли, XF; L'Huillier, A .; Ferray, M .; Ломпре, штат Луизиана; Мэйнфрей, Г. (1989). «Генерация множественных гармоник в инертных газах при высокой интенсивности лазера». Physical Review . 39 (11): 5751–5761. Bibcode : 1989PhRvA..39.5751L . DOI : 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 : 2005Natur.433..596S . DOI : 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 : 2000RvMP ... 72..545B . DOI : 10,1103 / revmodphys.72.545 .
  10. ^ L'Huillier, A .; Schafer, KJ; Куландер, KC (1991). «Теоретические аспекты генерации гармоник интенсивного поля» . Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика . 24 (15): 3315–3341. Bibcode : 1991JPhB ... 24.3315L . DOI : 10.1088 / 0953-4075 / 24/15/004 .
  11. ^ Полоса 43-аттосекундных импульсов мягкого рентгеновского излучения, генерируемых пассивно CEP-стабильным средним инфракрасным излучением, https://doi.org/10.1364/OE.25.027506
  12. ^ Шафер, KJ; Куландер, KC (1997). «Генерация высоких гармоник от сверхбыстрых лазеров накачки» . Письма с физическим обзором . 78 (4): 638–641. Bibcode : 1997PhRvL..78..638S . DOI : 10.1103 / physrevlett.78.638 .
  13. ^ Тиш, JWG; и другие. (1994). «Генерация гармоник высокого порядка в гелии с угловым разрешением». Physical Review . 49 (1): R28 – R31. Bibcode : 1994PhRvA..49 ... 28T . DOI : 10.1103 / physreva.49.r28 . PMID 9910285 . 
  14. ^ Краузе, Джеффри Л .; Шафер, Кеннет Дж .; Куландер, Кеннет С. (1992). «Генерация гармоник высокого порядка из атомов и ионов в режиме высокой интенсивности» . Письма с физическим обзором . 68 (24): 3535–3538. Bibcode : 1992PhRvL..68.3535K . DOI : 10.1103 / PhysRevLett.68.3535 . PMID 10045729 . 
  15. ^ Коркум, PB (1993). "Плазменная перспектива многофотонной ионизации в сильном поле" . Письма с физическим обзором . 71 (13): 1994–1997. Bibcode : 1993PhRvL..71.1994C . DOI : 10.1103 / physrevlett.71.1994 . PMID 10054556 . 
  16. ^ Дитрих, P .; Бернетт, штат Нью-Хэмпшир; Иванов, М .; Коркум, ПБ (1994). «Генерация высоких гармоник и коррелированная двухэлектронная многофотонная ионизация эллиптически поляризованным светом». Physical Review . 50 (5): R3585 – R3588. Bibcode : 1994PhRvA..50.3585D . DOI : 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 . DOI : 10.1364 / JOSAB.13.000148 .
  18. ^ Паскаль, Сальер; L'Huillier, Anne; Левенштейн, Мацей (1995). «Контроль когерентности высших гармоник» (PDF) . Письма с физическим обзором . 74 (19): 3776–3779. Bibcode : 1995PhRvL..74.3776S . DOI : 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» . Physical Review . 52 (6): 4747–4754. Bibcode : 1995PhRvA..52.4747L . DOI : 10.1103 / physreva.52.4747 . PMID 9912816 . 
  21. ^ Балку, Филипп; Сальер, Паскаль; L'Huillier, Anne; Левенштейн, Мацей (1997). «Обобщенные условия синхронизма для высоких гармоник: роль сил градиента поля». Physical Review . 55 (4): 3204–3210. Bibcode : 1997PhRvA..55.3204B . DOI : 10.1103 / PhysRevA.55.3204 .
  22. ^ Takahashi, E .; Nabekawa, Y .; Мидорикава, К. (2002). «Генерация когерентного излучения в крайнем ультрафиолетовом диапазоне 10 мкм с использованием гармоник высокого порядка». Письма об оптике . 27 (21): 1920. DOI : 10,1364 / OL.27.001920 .
  23. ^ 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 . DOI : 10,1364 / OE.19.009801 . PMID 21643236 .  

Внешние ссылки [ править ]

  • Коммерческие лазерные системы EUV с настольными источниками генерации высоких гармоник от KMLabs