飞秒激光脉冲诱导原子分子电离解析PPT文件格式下载.pptx

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TechnologyReview.24（1995）,光参啁量啾脉放冲大放技大技术术（OCPPAA）的原的理原示理意图示意图,S.Witteetal，IEEEJ.Sel.Top.QuantumElectron.，18，296（2012）,800nm光经分束镜BS1分成两路，一路为二级泵浦光。

另一路经过一系列的光学元件后又被分成两路：

其中一路经过宝石（WLG）后产生波长连续的白光；

另一路作为一级泵浦光与白光在非线性晶体NC1处作用产生第一级信号光。

信号光又与二级泵浦光在非线性晶体NC2处作用产生最后信号光和闲散光输出,原子时代：

激光电场对电子的作用已经远超原子核对电子的库仑作用。

G.A.Mourouetal.,Opt.Photon.News.15.40（2004）,正电子时代：

相对论光学；

惯性约束核聚变。

夸克时代，弱场时代：

非线性QED,飞秒领域：

探测原子分子内部电子的运动行为。

皮秒领域：

探索原子分子外层电子的电离。

阿秒领域：

由飞秒激光与原子分子相互作用产生，并用于研究阿秒（as,10-18s）量级的电子运动及分子振动。

P.B.Corkumetal.,NaturePhyscis.3.381（2007）,激光技术的发展及现状,2,3飞行时间谱仪及实验平台,1背景知识,4飞秒激光场中的原子分子电离行为,寄语,5,W.C.Wileyetal.,ReviewofScientificInstruments.26.1150（1955）,物理基础,飞行时间谱仪（TOFS）：

一、利用具有特定能量、荷质比不同的离子自由飞行过长度为L的无场区，测量它们的飞行时间来鉴别离子的。

二、对电子而言，假设电子在谱仪中的无场区自由飞行距离L后到达探测器所用的相对时间为t，则其初始速度为，相应地可得到其初始动能为:

TOF示意图,Photodiode,TDC,TOF/MS,UHV,-metal,CFD,e,MCP,波片格兰泰勒棱镜,HR,HR,HR,聚集透镜,Ti:

sapphirelaser2.5mJ800nm40fs,极限真空710-8Pa；

三级泵浦系统来实现高真空度,Xe离子质谱图。

光强为8.01013W/cm2，波长为800nm。

实验测得的Xe原子的光电子能谱。

激光波长为800nm，脉宽40fs。

从不同能级电离出的电子的动能也可分辨。

激光技术的发展及现状,2,3飞行时间谱仪及实验平台,1背景知识,4飞秒激光场中的原子分子电离行为,寄语,5,Shortpulse,R.R.Freemanetal.,PRL.59,1092（1987）.,P.Agostinietal.,PRL42,1127（1979）,光电效应（Einstein,1905）：

弱场，单光子效应,强激光场下，多光子过程；

阈上电离：

原子或者分子可以吸收,（N）个多于其电离所需的最少数目（S）的光子而电离出电子。

H.G.Mulleretal.,PRL60,565（1988）,G.G.Paulusetal.PRL72,2851（1994）,BairuiYangetal.,PRL.71,3770（1993）.,Plateau,M.Protopapasetal.Rep.Prog.Phys60,389（1997）,多光子电离过程,受激光电场影响的库仑场,不受影响激光电场影响的库仑场,http:

/photon-science.desy.de,隧穿电离,与原子实相互作用,P.B.Corkum,Phys.Rev.Lett.71,1994（1993）;

G.G.Paulusetal.,J.Phys.B27,L703（1994）.,2隧穿电离过程（高光强、长波长）,Plateau,Sidelobes,L.V.Keldysh,Sov.Phys.JETP20,1307（1965）.,P.Colosimoetal.NaturePhysics4,386（2008）,中红外新波段（1200-2400nm）:

由光参量放大系统（OPA）实现.,方法一：

在短波长下，提高光强I,但受限于“饱和光强”。

如何实现1,方法二：

提高波长，更容易不同波长下的光电子能谱在相同光强下，验证了不同波长的光电子能谱Plateau”的截止能量为10Up,正比于2，与simple-man模型预言的相符合。

电子的隧穿几率只依赖于电离势Eip和激光电场强度E（t0）。

因此，人们认为：

N2（Eip=15.58eV）的电离几率应与Ar（Eip=15.76eV）的相当；

O2（Eip=12.13eV）的电离几率也应与Xe的（Eip=12.07eV）相当.后来的实验结果证实并非如此,L.V.Keldysh,Sov.Phys.JETP20,1307（1965）.,http:

/photon-science.desy.de,A.Talebpouretal.,J.Phys.B29,L677（1996）;

A.C.Guoetal,PRA58,R4271（1998）.,

（1）S-Matrix理论:

双中心干涉,

（2）多电子屏蔽:

多电子效应,C.Guo:

PRL.85,2280（2000）,X.M.Tongetal,PRA.66,033402（2002）,三种理论模型都能定性,地解释800nm波长下（3）的MO实-AD验K:

基态波函数渐近行为不同发现，但是究竟是哪种机制在起作用呢？

J.Muth-Bhmetal.PRL85,2280（2000）,突破800nm波长局限来澄清电离抑制现象背后的物理机制显得尤为重要。

OPA系统为此提供契机：

1.使电离机制保持在深隧穿电离区域；

2.进一步研究电离抑制与波长的关系。

不同波长下的激光光强标定,Xe低能光电子能谱,光强：

80TW/cm2,VeryLow-EnergyStructure,VLES,HighLow-EnergyStructure,HLES,VLES和HLES与simple-man模型预测相违背,同核双原子分子的低能结构,从角分布上看，在低能端出现两个明显的聚焦区，即沿激光偏振方向的小角度范围内出现了低能结构，对应于能谱上的VLES和HLES。

Xe,80TW/cm2,二维电子动量分布随a的变化,小结,首次在光电子能谱中发现了与simple-man模型预测不一致的VLES和HLES。

VLES和HLES在我们研究的所有气体中皆出现，但呈现出不同的波长和光强依赖关系；

从角分布上再次确认了VLES和HLES的存在。

利用simple-man模型确认了VLES和HLES的物理起因。

通过引入软化参数，进一步确认了VLES与HLES具体形成机制的差异。

O2与其对照原子Xe,N2与其对照原子Ar,I,N2具有成键轨道（u）,其电离几率正比于cos2（kNR/2），其中kN为电子的动量，R为两个原子核之间的距离。

电子的动量一般比较小，cos2（kNR/2）1，因此不会出现电离抑制。

O2具有反键轨道（g）,其电离几率正比于sin2（kNR/2）。

kN较小，sin2（kNR/2）1，于是不同氧原子核电离的电子波包之间发生相消干涉从而导致电离抑制发生。

J.Muth-Bhmetal.PRL85,2280（2000）,双中心干涉,电离几率公式：

N2和O2的价电子轨道波函数密度图,RatioI,理论结果很好地重复实验结果，且计算得到的O2/XeI，也与实验结果一致。

+,1.激光光强越强，kN越大，sin（kNR/2）越大，电离抑制越弱。

不同波长和光强下的光电子动量分布,因此，在双中心干涉效应与原子轨道效应共同作用下：

RatioI，与实验结果一致。

O2分子最外层子轨道是2px，而Xe原子的最外层轨道为5pz。

这两个轨道的电离几率的比值反映的是原子轨道波函数效应，相应的比值：

RatioI1/2。

22,O+和O+*分别表示考虑与不考虑干涉,22,项后计算得到的电离几率。

O+/O+*,反映了双中心干涉效应，相应的比值：

RatioI1/2。

激光技术的发展及现状,2,1背景知识,飞行时间谱仪及实验平台飞秒激光场中的原子分子电离行为,寄语,5,小结,首次在实验上发现了同核双原子分子O2相对于Xe的电离抑制效应呈现出明显的波长和光强依赖关系。

双中心干涉模型能够很好地解释O2分子电离抑制的波长和光强效应,并揭示出其物理机制为不同氧原子核电离电子波包间的干涉效应。

中红外波长下原子分子的阈上电离,原子实库仑势聚焦效应,完善了强场电离物理图像,