用QRS方法模拟宏观高次谐波的传播系统 专利技术说明

计算;推算;计数设备的制造及其应用技术用qrs方法模拟宏观高次谐波的传播系统技术领域1.本发明涉及高次谐波传播模拟技术领域，特别涉及用qrs方法模拟宏观高次谐波的传播系统。背景技术：2.高次谐波产生是一种极端的非线性效应，强场激光聚焦到气体介质上的时候，会发生非线性效应，可以得到上百阶的高能谐波光子；作为一种相干的宽谱高能光源，它可以用来产生阿秒脉冲，同时，它也可以在百电子伏附近及以下的波段部分代替同步辐射光源，甚至在一定程度上优于同步辐射光源；目前，计算高次谐波最准确和最有效的方法之一是重散射理论(qrs)；在该理论中，作为谐波光子能量函数的高次谐波偶极矩被分解为返回电子波包和精确光复合跃迁偶极子的乘积，这种分解同样是在能量域中进行，其中返回电子波包的形状主要由激光决定；并且返回电子波包可以通过强场近似或数值求解含时薛定谔方程获得；通过与单电子近似下数值求解原子系统的含时薛定谔方程得到的谐波幅度和相位的精确结果对比，验证了qrs的有效性；此外，已经发现利用qrs计算的各种体系的高次谐波光谱与实验结果非常吻合。3.通过调节气体靶的中心相对于激光焦点的位置以及气体密度，激光强度和其他宏观参数，可以实现良好的相位匹配；而这些宏观参数对高次谐波的影响可以通过长短量子轨迹体现出来。4.然而，气体靶的中心置于激光焦点处时，在中等激光强度下超短激光脉冲在传播的过程中随着气体压强的增加会发生明显的重塑，较低的气体压强下长轨迹的谐波有效的实现相位匹配，较高的气体压强下短轨迹的谐波有效的实现相位匹配；因此，长短轨迹电子对谐波发射的影响不是简单地由气体靶的中心相对于激光焦点的位置所确定的；除了气体靶的中心相对于激光焦点的位置之外，激光强度对量子轨迹的影响也是调控高次谐波的重要因素，需要对激光强度对不同气体压强下宏观高次谐波产生过程中量子轨迹的影响进行研究。技术实现要素：5.本发明提供了用qrs方法模拟宏观高次谐波的传播系统，可选地，6.s1、选择载波包络相位稳定，少周期的1200nm激光与ne相互作用；7.s2、通过qrs模型来计算单原子响应、原子的诱导偶极矩d(ω)可以写为[0008][0009]并通过求解麦克斯韦传播方程获得驱动激光场和谐波场的宏观传播；[0010]s3、运用相位失配对宏观谐波进行分析[0011]δk＝δkg+δkp+δkn+δkd；[0012]s4-s5、进行不同激光强度的较低和较高两种气体压强下垂直于传播方向的气体介质出口平面上近场谐波的时频分析；[0013]s6、进一步探讨高次谐波的相位失配的四个项的个体对总相位失配的贡献，即δkp,δkg,δ kn,和δkd，并进一步分析引起总相位失配的变化的因素，探究影响谐波的原因；[0014]s7、确定上述规律在松聚焦条件下成立。[0015]可选地，s3中，驱动激光场参数如下；波长为800nm，脉冲持续时间为4fs，激光束腰为25μm；气体靶介质的长度为1.00mm，气体靶的中心置于激光焦点前1.00mm处；ne原子为目标原子。[0016]可选地，s4和s5中，对于2×1014w/cm2的激光强度，无论是550torr的较低气体压强还是950torr的较高气体压强情况下，从0到1.0o.c.每半个光学周期都只有一个带有负啁啾的主要发射；对于4×1014w/cm2的激光强度，无论是500torr的较低气体压强还是900 torr的较高气体压强情况下，以及对于6×1014w/cm2的激光强度，450torr的较低气体压强情况下，从0到1.0o.c.每半个光学周期有一个发射脉冲串，并且每个发射脉冲串中均有两个分支；对于6×1014w/cm2的激光强度，850torr的较高气体压强情况下，从0到1.0 o.c.每半个光学周期依然有一个发射脉冲串，每个发射脉冲串中虽然有两个分支，但是带有负啁啾的发射明显较弱，带有正啁啾的发射占据主导作用；进一步提高激光强度到8×1014 w/cm2，此时对于350torr的较低气体压强情况以及对于750torr的较高气体压强情况下，分别为长轨迹电子引起的带有负啁啾的发射占据主导作用和短轨迹电子引起的带有正啁啾的发射占据主导作用。[0017]可选地，s6中，对于2×1014w/cm2的较低激光强度，随着激光场沿z方向的向前传播，激光场逐渐增加，电离电子密度也逐渐增加，δkp项的贡献可以忽略不计，δkg，δkn和δkd三项均为正，δkg对于给定的系统其不发生变化；δkg和δkn两项贡献不变，δkd依赖于激光强度的变化，激光场随传播距离的变化越来越小，所以δkd一项逐渐减小，因此总的相位失配逐渐减小；对于8×1014w/cm2的较高激光强度，在350torr的较低气体压强下，δkp和δkn的贡献几乎不变，δkd项由正逐渐转变为负，随着谐波场的向前传播，δkg和δkn两项的贡献为正，δkp项的贡献为负，δkp和δkd可以弥补δkg和δkn两项带来的失配，由于长轨迹电子的轨道系数αi是短轨迹电子的轨道系数的大约20多倍，短轨迹电子的δkd项的贡献十分薄弱，这才导致长轨迹电子的谐波的总相位失配逐渐减小；在750torr的较高气体压强下，激光场的向前传播激光场和电离电子密度在气体靶的前半部分(z＝-1.50mm到z＝-1.00mm)是逐渐减小的，在气体靶的后半部分(z＝-1.00mm到z＝-0.50mm)是趋于稳定不变的，在气体靶的前半部分由于电离电子密度非常大，此时随着谐波场的向前传播已经变成由δkg和δkn弥补δkp和δkd两项带来的失配，所以在该过程中短轨迹电子的谐波的相位失配较小，而在气体靶的后半部分激光场趋于稳定不变，就导致δkd项的贡献可以忽略不计，因此在气体靶的后半部分传播过程中这种相位匹配将保持不变。[0018]可选地，s7中，把激光束腰从25μm改为35μm和50μm，除气体压强外，其他参数与s4和s5中相同。[0019]有益效果[0020]1、通过改变气体压强，可以调节相位匹配条件；通过仔细分析沿传播方向的谐波发射的时频图像，发现在较低气体压强下，长轨迹电子对谐波发射的贡献占主导，在较高气体压强以及最优气体压强下，短轨迹电子对谐波发射的贡献占主导；进一步应用激光场在气体介质传播过程中的定量相位失配公式，揭示了在较低和较高气体压强下，长、短轨迹谐波的相干长度均分别与气体介质的长度相当；因此，激光场的演化可由气体压强控制，进而形成不同的相位匹配条件，可以优选出仅有短轨迹或长轨迹的谐波发射。[0021]2、通过改变激光强度，可以调节相位匹配条件；通过仔细分析沿传播方向的谐波发射的时频图像，我们发现对于较低激光强度的情况，长轨迹电子在较低气体压强和较高气体压强下对谐波发射的贡献均占主导，对于较高激光强度的情况，长轨迹电子对谐波发射的贡献在较低的气体压强下占主导，短轨迹电子对谐波发射的贡献在较高和最优气体压强下占主导；同时使用相位失配公式进一步分析传播过程中不同激光强度情况下在较低和较高气体压强下长短轨迹电子的谐波的相位失配情况，发现激光强度和气体压强可以优选出短或长轨迹电子的谐波的不同相位匹配条件；我们还研究了激光聚焦程度对谐波产生过程中长短轨迹选择的影响，发现长短轨迹选择的规律没有发生变化；我们的研究提供了一种通过红外激光改变激光强度和气体压强来调控长短轨迹的简便方法；因此，高次谐波的空间光相干性也可以通过激光强度和气体压强来控制；相位匹配分析将有助于进一步了解红外或中红外激光器产生高次谐波。附图说明[0022]为了更清楚地说明本发明的实施例的技术方案，下面将对实施例的附图作简单地介绍。[0023]下面描述中的附图仅仅涉及本发明的一些实施例，而非对本发明的限制。[0024]在附图中：[0025]图1是本发明的实施例的系统图。[0026]图2是本发明的实施例的四种激光强度下不同气体压强的宏观高次谐波光谱：(a)2×ꢀ1014w/cm2，(b)4×1014w/cm2，(c)6×1014w/cm2，(d)8×1014w/cm2(绿色点线表示在每种激光强度的最优气体压强下的宏观高次谐波光谱)。[0027]图3是本发明的实施例的不同激光强度下在较低和较高气体密度下气体介质出口平面处的近场高次谐波的时频分析：(a)、(b)2×1014w/cm2，(c)、(d)4×1014w/cm2，(e)、 (f)6×1014w/cm2，(g)、(h)8×1014w/cm2。[0028]图4是本发明的实施例的沿着传播方向的近场高次谐波(归一化)的时频分析的演化；激光强度和气体密度如下：(a)-(d)激光强度为2×1014w/cm2，气体压强为550torr， (e)-(h)激光强度为8×1014w/cm2，气体压强为350torr，(i)-(l)激光强度为8×ꢀ1014w/cm2，气体压强为750torr(每个位置的谐波效率独立归一化，归一化系数在左下角给出)。[0029]图5是本发明的实施例的三种不同情况下离轴激光场和电离电子密度的空间分布；(a)、 (d)激光强度为2×1014w/cm2，气体压强为550torr，(b)、(e)激光强度为8×1014 w/cm2，气体压强为350torr，(c)、(f)激光强度为8×1014w/cm2，气体压强为750 torr。[0030]图6与图3所示相同，激光束腰为35μm。[0031]图7与图3所示相同，激光束腰为50μm。具体实施方式[0032]为了使得本发明的技术方案的目的、方案和优点更加清楚，下文中将结合本发明的具体实施例的附图，对本发明实施例的技术方案进行清楚、完整的描述。除非另有说明，否则本文所使用的术语具有本领域通常的含义。附图中相同的附图标记代表相同的部件。[0033]实施例：请参考图1至图7所示：[0034]本发明提供用qrs方法模拟宏观高次谐波的传播系统，其中，[0035]s1、选择载波包络相位稳定，少周期的1200nm激光与ne相互作用；[0036]s2、通过qrs模型来计算单原子响应、原子的诱导偶极矩d(ω)可以写为[0037][0038]并通过求解麦克斯韦传播方程获得驱动激光场和谐波场的宏观传播；[0039]s3、运用相位失配对宏观谐波进行分析[0040]δk＝δkg+δkp+δkn+δkd[0041]在计算中，驱动激光场参数如下；波长为800nm，脉冲持续时间为4fs，激光束腰为25μm；气体靶介质的长度为1.00mm，气体靶的中心置于激光焦点前1.00mm处；ne原子为目标原子；图2中显示了四种激光强度下不同气体压强的宏观高次谐波光谱；首先，在2×1014w/cm2的低激光强度下，随着气体压强的增加谐波的效率和谐波谱的截止能量几乎不变，如图2(a) 所示；其次，如图2(a)到图2(d)所示，随着激光强度的增加，宏观高次谐波谱的效率明显增加；在较高的激光强度下，随着气体压强的增加谐波的效率先增加后减小，谐波谱的截止能量逐渐减小；图2中的绿色点线表示每种激光强度的最优气体压强下的高次谐波光谱；[0042]s4-s5、进行不同激光强度的较低和较高两种气体压强下垂直于传播方向的气体介质出口平面上近场谐波的时频分析；对于2×1014w/cm2的激光强度，无论是550torr的较低气体压强还是950torr的较高气体压强情况下，从0到1.0o.c.每半个光学周期都只有一个带有负啁啾的主要发射，这是由长轨迹电子产生的，相应的电子电离发生在-0.5到0.5o.c.之间，而正啁啾的发射非常弱，这意味着长轨迹电子有助于谐波的发射，如图3(a)和3(b) 所示；对于4×1014w/cm2的激光强度，无论是500torr的较低气体压强还是900torr的较高气体压强情况下，以及对于6×1014w/cm2的激光强度，450torr的较低气体压强情况下，从0到1.0o.c.每半个光学周期有一个发射脉冲串，并且每个发射脉冲串中均有两个分支，带有正啁啾的发射是由短轨迹电子产生的，带有负啁啾的发射是由长轨迹电子产生的，如图3 (c)-3(e)所示，相应的电子电离均发生在-0.5到0.5o.c.之间。然而0-0.5o.c.之间正负啁啾的发射强度相当，这意味着短轨迹电子和长轨迹电子同时有助于谐波的发射，0.5‑ꢀ1.0o.c.之间负啁啾的发射强度明显大于正啁啾的发射强度，意味着长轨迹电子更有助于谐波的发射；对于6×1014w/cm2的激光强度，850torr的较高气体压强情况下，从0到1.0 o.c.每半个光学周期依然有一个发射脉冲串，每个发射脉冲串中虽然有两个分支，但是带有负啁啾的发射明显较弱，带有正啁啾的发射占据主导作用，如图3(f)所示，这意味着短轨迹电子更有助于谐波的发射；进一步提高激光强度到8×1014w/cm2，此时对于350torr的较低气体压强情况以及对于750torr的较高气体压强情况下，分别为长轨迹电子引起的带有负啁啾的发射占据主导作用和短轨迹电子引起的带有正啁啾的发射占据主导作用，如图3 (g)和3(h)所示；可以看出，随着激光强度的增加，较低的气体压强和较高的气体压强下，长短轨迹电子对谐波发射的影响明显不同；[0043]s6、进一步探讨高次谐波的相位失配的四个项的个体对总相位失配的贡献，即δkp,δkg,δ kn,和δkd，并进一步分析引起总相位失配的变化的因素，探究影响谐波的原因；图5中给出了上述三种不同情况下的离轴激光场和电离电子密度的空间分布；从电场的演化可以很好的理解图5中所看到的谐波截止能量的变化；对于2×1014w/cm2的较低激光强度，随着激光场沿z方向的向前传播，激光场逐渐增加，电离电子密度也逐渐增加，如图5(a)和(d)所示；这也解释了图5(a)-(d)的高次谐波时频分析演化过程中谐波截止能量的增加；但是从数值上看电离电子密度与中性原子密度相比大约是小了5个数量级，这就导致δkp项的贡献可以忽略不计，δkg，δkn和δkd三项均为正，δkg是高斯光束的gouy相移带来的影响，对于给定的系统其不发生变化；由于电离电子密度非常低，可以忽略中性原子密度的变化，随着谐波场的向前传播，δkg和δkn两项贡献不变，δkd依赖于激光强度的变化，从图5(a)中场的演化可以看出激光场随传播距离的变化越来越小，所以δkd一项逐渐减小，因此总的相位失配逐渐减小；对于8×1014w/cm2的较高激光强度，在350torr的较低气体压强下，随着激光场的向前传播电离电子密度几乎没有明显变化，如图5(e)所示；这就导致δkp和δkn的贡献几乎不变；然而从图5(b)中场的演化可以看出激光场先略微的增大再略微的减小，这就导致δkd项由正逐渐转变为负，随着谐波场的向前传播，δkg和δkn两项的贡献为正，δkp项的贡献为负，δkp和δkd可以弥补δkg和δkn两项带来的失配，同时又由于长轨迹电子的轨道系数αi是短轨迹电子的轨道系数的大约20多倍，短轨迹电子的δkd项的贡献十分薄弱，这才导致长轨迹电子的谐波的总相位失配逐渐减小；短轨迹电子的谐波的总相位失配随谐波场的传播几乎不变；在750torr的较高气体压强下，随着激光场的向前传播激光场和电离电子密度在气体靶的前半部分(z＝-1.50mm到z＝-1.00mm)是逐渐减小的，在气体靶的后半部分(z＝‑ꢀ1.00mm到z＝-0.50mm)是趋于稳定不变的，如图5(c)和(f)所示；激光场的减小直接解释了图4(i)-(l)中谐波时频分析的演化过程中谐波截止能量的减小；在气体靶的前半部分由于电离电子密度非常大，此时随着谐波场的向前传播已经变成由δkg和δkn弥补δkp和δkd两项带来的失配，所以在该过程中短轨迹电子的谐波的相位失配较小，而在气体靶的后半部分激光场趋于稳定不变，就导致δkd项的贡献可以忽略不计，因此在气体靶的后半部分传播过程中这种相位匹配将保持不变；[0044]s7、确定上述规律在松聚焦条件下成立；把激光束腰从25μm改为35μm和50μ m，除气体压强外，其他参数与s4和s5中相同；从不同激光强度的较低和较高两种气体压强下垂直于传播方向的气体介质出口平面上近场谐波的时频分析可以看出，松聚焦情况下与紧聚焦情况下的时频相类似，分别如图6和图7所示；这意味着松紧聚焦对宏观谐波谱的相位匹配机制影响较小。[0045]最后，需要说明的是，本发明在描述各个构件的位置及其之间的配合关系等时，通常会以一个/一对构件举例而言，然而本领域技术人员应该理解的是，这样的位置、配合关系等，同样适用于其他构件/其他成对的构件。[0046]以上所述仅是本发明的示范性实施方式，而非用于限制本发明的保护范围，本发明的保护范围由所附的权利要求确定。









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