少光周期的中紅外激光脈沖驅(qū)動(dòng)的Xe原子非次序雙電離

李盈儐,張 可,陳紅梅,康帥杰,李整法,許景焜,翟春洋,湯清彬,余本海

(信陽(yáng)師范大學(xué) 物理電子工程學(xué)院, 河南 信陽(yáng) 464000)

0 引言

近年來(lái),隨著超快激光技術(shù)的發(fā)展和光脈沖鎖模放大技術(shù)(Optical parametric chirped pulse amplification, OPCPA)的進(jìn)步, 實(shí)驗(yàn)上已經(jīng)可以獲得中紅外激光脈沖, 使得人們對(duì)此新型光場(chǎng)應(yīng)用于原子分子研究電子關(guān)聯(lián)動(dòng)態(tài)過(guò)程已成為新的趨勢(shì)。 非次序雙電離(Nonsequential double ionization, NSDI)過(guò)程中兩個(gè)電子之間的關(guān)聯(lián)作用是最簡(jiǎn)單、最方便用于研究[1-7]。 目前, 強(qiáng)場(chǎng)驅(qū)動(dòng)非次序雙電離已經(jīng)成為一種重要的工具,用于探索電子動(dòng)態(tài)關(guān)聯(lián)的物理過(guò)程。 其被廣泛接受的物理圖像是三步再碰撞過(guò)程[8], 在這個(gè)過(guò)程中, 一個(gè)電子通過(guò)遂穿效應(yīng)穿過(guò)激光場(chǎng)與庫(kù)倫場(chǎng)形成的勢(shì)壘而發(fā)生電離, 當(dāng)電場(chǎng)改變方向時(shí), 該電離電子將被拉回并與母離子發(fā)生非彈性碰撞, 導(dǎo)致兩個(gè)電子都發(fā)生電離。 再碰撞模型下, 第二個(gè)電子的電離機(jī)制強(qiáng)烈依賴(lài)于第一個(gè)電子的回碰能量, 如果回碰能量大于原子的第二電離能, 且第一個(gè)電子可以傳遞給第二個(gè)電子足夠的能量, 第二個(gè)電子可以通過(guò)直接碰撞電離機(jī)制(Recollision-impact ionization, RII)電離;如果回碰能量小于第二個(gè)電子的電離能, 第二個(gè)電子只能首先被激發(fā), 然后在光場(chǎng)的作用下電離,即碰撞激發(fā)場(chǎng)致電離機(jī)制(Recollision excitation with subsequent ionization, RESI)。

中紅外激光脈沖不僅能夠提供超高的回碰能量, 而且能夠拓寬碰撞能量的范圍。 巴薩羅那的實(shí)驗(yàn)小組研究了3 100 nm線(xiàn)偏振激光脈沖驅(qū)動(dòng)的Xe原子NSDI, 觀測(cè)到了極高碰撞能量下關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜關(guān)于主對(duì)角線(xiàn)呈現(xiàn)出非常明顯的排斥現(xiàn)象[9]。 即使在相似的碰撞能量下, 中紅外激光場(chǎng)下NSDI的電子關(guān)聯(lián)行為與近紅外情況也有很大差異。 比如, 中科院武漢物理與數(shù)學(xué)研究所柳曉軍團(tuán)隊(duì)[10]研究了2 400 nm的線(xiàn)偏振激光脈沖驅(qū)動(dòng)的Xe原子NSDI, 發(fā)現(xiàn)Xe2+動(dòng)量譜對(duì)激光強(qiáng)度的依賴(lài)行為完全不同于800 nm的情況。 這些前期的實(shí)驗(yàn)研究表明, 中紅外激光下NSDI的關(guān)聯(lián)電子會(huì)出現(xiàn)一些意料不到的新特性。

NSDI的核心問(wèn)題是回碰電子與母核離子的再碰撞, 因此對(duì)NSDI的控制主要通過(guò)控制電子回復(fù)波包來(lái)實(shí)現(xiàn)。 例如, 利用超短激光脈沖, 使回碰電子與母核離子的相互作用限制在一個(gè)光周期之內(nèi), 從而研究NSDI亞光周期的電子動(dòng)力學(xué)[11], 利用強(qiáng)度非常低的超短激光脈沖, 控制NSDI事件主要通過(guò)碰撞雙激發(fā)電離通道發(fā)生, 從而精確地分析碰撞形成的雙激發(fā)態(tài)之后的兩個(gè)電子的發(fā)射時(shí)間[12]。 然而以前控制NSDI電子關(guān)聯(lián)動(dòng)態(tài)過(guò)程的方案主要利用可見(jiàn)光及近紅外波段, 而最新研究表明, 中紅外波段下電子關(guān)聯(lián)特性明顯比可見(jiàn)光及近紅外情況強(qiáng)很多[13], 這有利于更加精確地控制關(guān)聯(lián)電子超快動(dòng)力學(xué)。 本文重點(diǎn)研究少光周期下中紅外激光脈沖驅(qū)動(dòng)的原子NSDI的兩電子關(guān)聯(lián)特性隨載波包絡(luò)相位(CEP)的變化, 以及關(guān)聯(lián)特性演化的內(nèi)在物理機(jī)制。

1 理論方法

在強(qiáng)激光場(chǎng)中數(shù)值求解含時(shí)薛定諤方程是描述雙電子系統(tǒng)演化最準(zhǔn)確的方法, 但計(jì)算量非常大, 尤其對(duì)于中紅外波段, 目前的計(jì)算技術(shù)尚無(wú)法實(shí)現(xiàn)。 半經(jīng)典模型[14-15]和經(jīng)典系綜模型[16-18]既可以克服計(jì)算量大的問(wèn)題, 也可以非常直觀地給出NSDI的整個(gè)過(guò)程, 已經(jīng)被廣泛用來(lái)研究強(qiáng)場(chǎng)NSDI。 近年來(lái), 半經(jīng)典及經(jīng)典模型在揭示原子分子強(qiáng)場(chǎng)NSDI的關(guān)聯(lián)電子動(dòng)力學(xué)中發(fā)揮了巨大作用。 本研究采用經(jīng)典系綜模型研究少光周期的中紅外激光脈沖下Xe原子NSDI, 兩電子的演化遵循牛頓運(yùn)動(dòng)方程(除非特殊說(shuō)明, 均采用原子單位):

(1)

(2)

為獲得系綜的初始狀態(tài),在核子附近隨機(jī)地放置兩電子, 給兩電子一個(gè)確定的動(dòng)能, 使得系統(tǒng)的總能量Etot等于目標(biāo)原子的第一電離能IP1和第二電離能IP2的負(fù)和:

Etot=-(IP1+IP2)=

(3)

式中:pi為電子動(dòng)量。設(shè)置Xe作為目標(biāo)原子, 其初始總能量Etot為-1.23 a.u., 為避免數(shù)值計(jì)算的奇異性和自電離, 軟核參數(shù)a和b分別為 2 a.u.和0.1 a.u.。 激光場(chǎng)未打開(kāi)時(shí), 讓電子對(duì)僅在庫(kù)侖場(chǎng)的作用下自由運(yùn)動(dòng)足夠長(zhǎng)的時(shí)間 (100 a.u.), 直到系綜內(nèi)所有電子獲得穩(wěn)定的動(dòng)量和位置相空間分布。 一旦系綜處于穩(wěn)定狀態(tài)后加入激光場(chǎng), 每個(gè)電子對(duì)在庫(kù)侖場(chǎng)和激光場(chǎng)的共同作用下運(yùn)動(dòng), 其運(yùn)動(dòng)仍然由牛頓運(yùn)動(dòng)方程來(lái)描述。 當(dāng)激光場(chǎng)結(jié)束之后, 檢驗(yàn)每對(duì)電子的能量, 若兩個(gè)電子的能量均大于零, 則發(fā)生了雙電離。

2 結(jié)果和分析

2.1 關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜

圖1給出了隨機(jī)CEP下, 中紅外激光脈沖及近紅外激光脈沖驅(qū)動(dòng)的Xe原子NSDI關(guān)聯(lián)電子沿激光場(chǎng)的偏振方向(z軸)的末態(tài)動(dòng)量譜(Pz)和Xe2+離子沿z軸的動(dòng)量(Pz)分布, 選取的波長(zhǎng)分別為3 100 nm和780 nm, 激光強(qiáng)度均為1.0×1014W/cm2。 比較圖1(a)和(b)可知, 當(dāng)激光脈沖由近紅外到中紅外時(shí), 電子關(guān)聯(lián)特性發(fā)生了明顯的改變。 近紅外激光脈沖下, 如圖1(b)所示, 關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜在第一、三象限重現(xiàn)出實(shí)驗(yàn)上觀測(cè)到的V型結(jié)構(gòu); 而中紅外激光脈沖下, 如圖1(a)所示, 動(dòng)量譜在第一、三象限則呈現(xiàn)出明顯的弧形結(jié)構(gòu), 且在靠近坐標(biāo)軸有更多的分布。 從Xe2+離子的動(dòng)量譜分布可以看出, 近紅外激光脈沖下, 如圖1(d)所示, 動(dòng)量譜呈現(xiàn)明顯的雙峰結(jié)構(gòu); 而中紅外激光脈沖下, 如圖1(c)所示, 動(dòng)量譜則呈現(xiàn)出更多的峰。

圖1 隨機(jī)CEP下,關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向的動(dòng)量譜和Xe2+離子沿激光偏振方向的動(dòng)量譜分布Fig. 1 Under random CEP, momentum spectrum of correlated electron along laser polarization direction and ion momentum spectrum of Xe2+ along the laser polarization direction

為了深入研究少光周期的中紅外激光脈沖操控下關(guān)聯(lián)電子動(dòng)力學(xué), 選取了4個(gè)典型的CEP, 并分析每個(gè)CEP下電子關(guān)聯(lián)動(dòng)態(tài)過(guò)程, 同時(shí)與近紅外情況比較, 從而揭示中紅外激光脈沖下關(guān)聯(lián)電子動(dòng)力學(xué)的細(xì)節(jié)。 圖2給出了固定CEP下關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向的動(dòng)量譜。 從圖2(a)—(d), 對(duì)應(yīng)中紅外激光脈沖, 從圖2(e)—(h), 對(duì)應(yīng)近紅外激光脈沖。 CEP均標(biāo)注在每個(gè)圖的左下角。 中紅外激光脈沖下, 當(dāng)CEP=0.05π時(shí),如圖2(a)所示, 關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜呈現(xiàn)明顯的弧形分布, 其范圍跨越第一、二、四象限。 當(dāng)CEP增加到0.20π時(shí), 如圖2(b)所示, 關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜在第三象限也呈現(xiàn)出弧形結(jié)構(gòu)。 當(dāng)CEP=0.35π時(shí), 如圖2(c)所示, 第一、二、四象限的弧形結(jié)構(gòu)幾乎消失, 而第三象限的弧形結(jié)構(gòu)更加明顯。 當(dāng)CEP增加到0.50π時(shí), 關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜幾乎全部分布在第一、三象限, 且主要靠近坐標(biāo)軸分布。 這表明關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向以同方向發(fā)射主導(dǎo), 而反方向發(fā)射事件幾乎被完全抑制。另外, 兩電子的末態(tài)動(dòng)量相對(duì)絕對(duì)值較大。 近紅外激光脈沖下, 當(dāng)CEP=0.05π時(shí), 如圖2(e)所示, 關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜在第一、三象限均呈現(xiàn)明顯的V型結(jié)構(gòu)。 隨著CEP的增加, 如圖2(f) —(h)所示, 第三象限的V型結(jié)構(gòu)逐漸消失, 最終電子動(dòng)量譜僅在第一象限呈現(xiàn)明顯的V型結(jié)構(gòu)。 因此, 中紅外激光脈沖下, NSDI的電子關(guān)聯(lián)特性對(duì)CEP的依賴(lài)行為明顯不同于近紅外激光下的情況。

圖2 關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向的動(dòng)量譜Fig. 2 Momentum spectrum of correlated electron along laser polarization direction

由圖2知, 關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向主要發(fā)射到相同方向或相反方向強(qiáng)烈依賴(lài)于CEP, 為進(jìn)一步說(shuō)明該問(wèn)題, 圖3給出了關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向(z軸)發(fā)射到相同方向的概率隨CEP的變化曲線(xiàn), 即兩電子同時(shí)發(fā)射到+z方向或-z方向的事件與總的DI事件的比值。 中紅外激光脈沖下, 如藍(lán)色方點(diǎn)曲線(xiàn)所示, 兩電子沿z軸發(fā)射到相同方向的概率位于50%與90%之間。 近紅外激光脈沖下, 如紅色圓點(diǎn)曲線(xiàn)所示, 電子對(duì)沿z軸發(fā)射到相同方向的概率位于70%與80%之間。 當(dāng)CEP=0.50π時(shí), 中紅外與近紅外激光脈沖下, 同方向發(fā)射的概率均取得最大值。 因此, 少光周期的中紅外激光脈沖下, 關(guān)聯(lián)電子的正關(guān)聯(lián)特性能夠更有效地操控。

圖3 關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向發(fā)射到相同方向的概率隨CEP的變化曲線(xiàn)Fig. 3 The probability that the correlated electron is emitted in the same direction along the laser polarization direction as a function of the CEP

2.2 反演分析非次序雙電離的細(xì)節(jié)

經(jīng)典模型的優(yōu)點(diǎn)之一, 是可以反演分析每一對(duì)電子的整個(gè)過(guò)程, 通過(guò)揭示回碰細(xì)節(jié), 從而清晰呈現(xiàn)關(guān)聯(lián)電子的動(dòng)態(tài)過(guò)程。 圖4給出了有效碰撞發(fā)生時(shí)兩電子之間的距離分布。 中紅外激光脈沖下, 如紅色實(shí)線(xiàn)所示, 概率曲線(xiàn)分布范圍較寬, 其最大值位于2 a.u.附近。 近紅外激光脈沖下, 如藍(lán)色虛線(xiàn)所示, 概率曲線(xiàn)分布范圍較窄, 其最大值位于1.5 a.u. 附近。 因此, 中紅外激光脈沖下, 兩電子發(fā)生有效碰撞時(shí)有效區(qū)域較大。

圖4 有效碰撞發(fā)生時(shí)兩電子之間的距離分布Fig. 4 The distance distribution between two electrons when an effective collision occurs

圖5給出了碰撞與單電離之間的時(shí)間延遲分布, 即(tr-tsi), 以CEP=0.50π為例。 中紅外激光脈沖下, 如藍(lán)色圓點(diǎn)所示, 概率曲線(xiàn)的最高峰值位于1.1個(gè)光周期附近, 這對(duì)應(yīng)著第二次返回軌跡(長(zhǎng)軌道)。 近紅外激光脈沖下, 如紅色方點(diǎn)所示, 概率曲線(xiàn)的最高峰值位于0.35個(gè)光周期附近, 這對(duì)應(yīng)著第一次返回軌跡(短軌道)。 因此, 當(dāng)激光脈沖由近紅外波段到中紅外波段時(shí), 主導(dǎo)NSDI的返回軌道發(fā)生了明顯轉(zhuǎn)變。

圖5 碰撞與單電離之間的時(shí)間延遲分布Fig. 5 Time delay distribution between collision time and single ionization time

為了進(jìn)一步說(shuō)明少光周期的中紅外激光脈沖操控下長(zhǎng)短軌道的變化, 圖6給出了第一次返回軌跡的概率和第二次返回軌跡的概率隨CEP的變化曲線(xiàn)。 中紅外激光脈沖下, 第一次返回軌跡的概率(藍(lán)色空心圓點(diǎn))和第二次返回軌跡的概率(藍(lán)色空心方點(diǎn))強(qiáng)烈依賴(lài)于CEP, 例如當(dāng)0

圖6 第一次返回軌跡和第二返回軌跡的概率隨CEP的變化曲線(xiàn)Fig. 6 Probabilities of first-returning and second-returning trajectories as a function of the CEP

圖7給出了第一個(gè)電子的回碰能量隨CEP的變化曲線(xiàn), 中紅外激光脈沖下, 如藍(lán)色方點(diǎn)曲線(xiàn)所示, 當(dāng)CEP=0.15π時(shí), 第一個(gè)電子的回碰能量最小, 其值約為1.2 a.u.; 當(dāng)CEP=0.60π時(shí), 回碰能量最大其值約為2.5 a.u.。 整體上第一個(gè)電子的回碰能量均大于Xe原子的第二電離能(0.78 a.u.)。 近紅外激光脈沖下, 如紅色圓點(diǎn)曲線(xiàn)所示, 隨CEP的變化, 第一個(gè)電子的回碰能量均在0.5 a.u.附近, 且均小于Xe原子的第二電離能。 因此, 中紅外激光脈沖下, NSDI以直接碰撞電離機(jī)制主導(dǎo), 而近紅外激光脈沖下, 則以碰撞激發(fā)場(chǎng)致電離機(jī)制主導(dǎo)。 上述結(jié)論通過(guò)圖8被證實(shí), 圖8給出了雙電離(ti2)與碰撞(tr)之間的時(shí)間延遲分布即(ti2-tr)。 紅色實(shí)線(xiàn)對(duì)應(yīng)中紅外激光脈沖, 藍(lán)色虛線(xiàn)對(duì)應(yīng)近紅外激光脈沖。 紅色豎直虛線(xiàn)和藍(lán)色豎直點(diǎn)線(xiàn)分別標(biāo)注出最高峰的位置, CEP標(biāo)注在每個(gè)圖的右下角。 中紅外激光脈沖下, 時(shí)間延遲分布主要位于0.1個(gè)光周期附近, 這表明再碰撞后, 兩個(gè)電子幾乎同時(shí)電離, 對(duì)應(yīng)直接碰撞電離機(jī)制。 近紅外激光脈沖下, 時(shí)間延遲分布主要位于0.3個(gè)光周期附近, 這表明碰撞發(fā)生后, 束縛電子需要在激光場(chǎng)的作用繼續(xù)吸收0.3個(gè)光周期的能量再電離, 對(duì)應(yīng)碰撞激發(fā)場(chǎng)致電離機(jī)制。

圖7 回碰能量隨CEP的變化曲線(xiàn)Fig. 7 The impacting energy as a function of the CEP

圖8 雙電離與碰撞之間的時(shí)間延遲分布Fig. 8 Time delay distribution between double ionization time and collision time

圖9給出了不同CEP下, 碰撞時(shí)間(tr)分布。 圖9(a)—(d)對(duì)應(yīng)中紅外激光脈沖,圖9(e)—(h)對(duì)應(yīng)近紅外激光脈沖。 黑色點(diǎn)線(xiàn)代表激光場(chǎng), 灰色虛線(xiàn)代表矢勢(shì)。 CEP標(biāo)注在每個(gè)圖的右下角。 碰撞時(shí)間主要發(fā)生的時(shí)刻用P1和P2標(biāo)注。 中紅外激光下, 當(dāng)CEP=0.05π時(shí), 如圖9(a)所示, 碰撞時(shí)間主要由P1峰貢獻(xiàn)。 當(dāng)CEP增大到0.20π時(shí), 如圖9(b)所示, 碰撞時(shí)間依然由P1峰主導(dǎo), 但P2峰增強(qiáng)。 當(dāng)CEP=0.35π時(shí), 如圖9(c)所示, P1峰被強(qiáng)烈抑制, P2峰顯著增強(qiáng)。 當(dāng)CEP繼續(xù)增大到0.50π時(shí), 如圖9(d)所示, P1峰幾乎被抑制完全消失, 碰撞時(shí)間由P2峰主導(dǎo)。 近紅外激光脈沖下, 當(dāng)CEP=0.05π時(shí), 如圖9(e)所示, 碰撞時(shí)間由P1峰和P2峰貢獻(xiàn), 且兩者的概率幾乎相當(dāng)。 當(dāng)CEP=0.20π時(shí), 如圖9(f)所示, P1峰的貢獻(xiàn)減小而P2峰的貢獻(xiàn)增大。 當(dāng)CEP增加到0.35π和0.50π時(shí), 如圖9(g)和(h)所示, P1峰被抑制完全消失, 碰撞時(shí)間主要由P2峰貢獻(xiàn)。

圖9 碰撞時(shí)間分布Fig. 9 The distribution of collision time

2.3 不同分類(lèi)條件下的關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜

根據(jù)設(shè)定的具體條件, 進(jìn)一步把NSDI事件分開(kāi)。 根據(jù)碰撞時(shí)間發(fā)生在P1峰或P2峰, 把NSDI事件分為兩類(lèi)事件。 圖10(a)和(c)給出了碰撞發(fā)生在P1峰的NSDI事件對(duì)應(yīng)的關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜, 圖10(b)和(d)給出了碰撞發(fā)生在P2峰的NSDI事件對(duì)應(yīng)的關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜。 中紅外激光脈沖下, P1峰貢獻(xiàn)了關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜分布在第一、二、四象限的弧形結(jié)構(gòu), 如圖10(a)所示; P2峰貢獻(xiàn)了關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜分布在第三象限的弧形結(jié)構(gòu), 如圖10(b)所示。 近紅外激光脈沖下, P1峰貢獻(xiàn)了關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜分布在第三象限的V型結(jié)構(gòu), P2峰貢獻(xiàn)了第一象限的V型結(jié)構(gòu)。

圖10 關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向的動(dòng)量分布Fig. 10 Correlated electron momentum distribution along laser polarization direction

對(duì)于中紅外激光脈沖, 根據(jù)雙電離與碰撞之間的時(shí)間延遲把NSDI分為兩類(lèi)事件。 事件Ⅰ滿(mǎn)足ti2-tr<0.1T, 事件Ⅱ滿(mǎn)足ti2-tr>0.1T。 圖11(a)—(d)給出了事件Ⅰ對(duì)應(yīng)的關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向的動(dòng)量譜, 圖11(e)—(h)給出了事件Ⅱ?qū)?yīng)的關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向的動(dòng)量譜。 每種情況對(duì)應(yīng)的NSDI事件的概率標(biāo)注在每個(gè)圖的右下角, CEP標(biāo)注在每個(gè)圖的左下角。 當(dāng)CEP=0.05π時(shí), 對(duì)于事件Ⅰ, 如圖11(a)所示, 關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜主要分布在第一象限, 即兩電子往往發(fā)射到相同方向, 呈現(xiàn)正關(guān)聯(lián)特性。 對(duì)于事件Ⅱ, 如圖11(e)所示, 關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜主要分布在第二、四象限即兩電子往往發(fā)射到相反方向, 呈現(xiàn)反關(guān)聯(lián)特性。 隨著CEP的逐漸增加, 對(duì)于事件Ⅰ, 如圖11(b)—(d)所示, 兩電子的正關(guān)聯(lián)特性逐漸增。 對(duì)于事件Ⅱ, 如圖11(f) —(h)所示, 關(guān)聯(lián)電子的正關(guān)聯(lián)特性也逐漸增強(qiáng)。

圖11 中紅外激光脈沖下關(guān)聯(lián)電子沿z軸的動(dòng)量分布Fig. 11 Correlated electron momentum distribution along the z axis in mid-infrared laser pulse

最后, 區(qū)分回碰電子和束縛電子, 圖12給出了回碰電子(er)和束縛電子(eb)的動(dòng)量譜。 如圖12(a)—(d), 對(duì)應(yīng)中紅外激光脈沖, 如圖12(e)—(h), 對(duì)應(yīng)近紅外激光脈沖。 CEP標(biāo)注在每個(gè)圖的左下角。 由圖12知, 兩種激光脈沖下, 回碰電子往往獲得較小的動(dòng)量, 而束縛電子往往獲得較大的動(dòng)量。

3 結(jié)論

利用經(jīng)典系綜模型研究了少光周期下中紅外激光脈沖驅(qū)動(dòng)的Xe原子的電子關(guān)聯(lián)特性和再碰撞動(dòng)力學(xué)。研究結(jié)果表明, 中紅外激光脈沖下, 隨CEP的增加, 關(guān)聯(lián)電子沿激光偏振方向的動(dòng)量譜由分布在第一、二、四象限的弧形結(jié)構(gòu)轉(zhuǎn)變到主要分布在第一、三象限的弧形結(jié)構(gòu)。 近紅外激光脈沖下, 關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜由主要分布在第一、三象限的V型結(jié)構(gòu)轉(zhuǎn)變到主要分布在第一象限的V型結(jié)構(gòu)。 中紅外激光脈沖下, NSDI主要以直接碰撞電離機(jī)制主導(dǎo), 碰撞時(shí)間主要由位于激光場(chǎng)峰值附近的P1峰和位于激光場(chǎng)零點(diǎn)附近的P2峰貢獻(xiàn), P1峰導(dǎo)致關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜在第一、二、四象限的弧形結(jié)構(gòu), P2峰導(dǎo)致關(guān)聯(lián)電子動(dòng)量譜在第一、三象限的弧形結(jié)構(gòu)。 最后, 對(duì)于中紅外激光脈沖, 根據(jù)雙電離與碰撞之間的時(shí)間延遲進(jìn)一步把NSDI事件分開(kāi), 發(fā)現(xiàn)即使對(duì)于直接碰撞電離機(jī)制, 不同的時(shí)間延遲范圍下, 電子關(guān)聯(lián)特性仍呈現(xiàn)出不同的行為。

本文利用少光周期中紅外激光脈沖, 通過(guò)改變CEP進(jìn)一步操控關(guān)聯(lián)電子的動(dòng)力學(xué)過(guò)程, 但目前還未實(shí)現(xiàn)將電離電子的碰撞時(shí)間集中在更為狹窄的時(shí)間窗口內(nèi)。后期需要構(gòu)建新型光場(chǎng)來(lái)實(shí)現(xiàn)更加精確地操控電子的返回時(shí)間,進(jìn)而更加有效地操控關(guān)聯(lián)電子動(dòng)力學(xué)過(guò)程。