본드경화

Bond hardening

본드 경화는 강한 레이저장에 의해 새로운 화학적 결합을 만들어 내는 과정으로, 본드 연화와는 반대되는 효과다. 그러나 결합이 강해진다는 점에서 정반대가 아니라, 분자가 결합 연화상태와 정반대의 상태로 들어간다는 점에서 그렇다. 그러한 상태에서는13 10-1015 W/cm의2 범위에서 고강도 레이저 펄스가 필요하며, 맥박이 사라지면 사라진다.

이론

그림 1: 몇 가지 레이저 강도를 위한 광자 복장을 한 H2+ 이온의 에너지 곡선. 본드 경화는 반추의 위쪽 가지에 새로운 경계 상태를 만든다. 결합 연화는 아랫가지를 따라 분자를 분리시킨다.

채권 강화와 채권 연화는 동일한 이론적 근거를 공유하며, 이는 후자 항목에서 설명한다. 간단히 말해서, H2+ 이온의 지면과 첫 번째 흥분된 에너지 곡선은 광자를 입는다. 레이저 장은 곡선을 휘감아 교차하는 것을 반추로 바꾼다. 접착 연화는 항크로싱의 아래쪽 가지에서 발생하며, 결합 경화는 분자가 위쪽 가지에 흥분하면 발생한다(그림 1 참조).

결합강화상태에서 분자를 가두기 위해서는 항크로싱 갭이 너무 작거나 너무 클 수 없다. 만약 그것이 너무 작다면, 시스템은 결합 연화를 통해 반크로싱의 아래쪽 가지와 분리되는 분열을 겪을 수 있다. 간격이 너무 크면 위쪽 가지가 얕거나 심지어 혐오스러워지고, 시스템도 분리될 수 있다. 이는 결합강화 상태가 비교적 좁은 범위의 레이저 강도에서만 존재할 수 있어 관찰이 어렵다는 것을 의미한다.

본드 경화 실험 탐색

1990년 채권 연화의 존재가 실험적으로 검증되자 관심은 채권 강화로 쏠렸다.[1] 1990년대 초에 보고된 다소 소음이 많은 광전자 스펙트럼은 1광자와[2] 3광자 안티크로싱에서[3] 발생하는 결합강화를 암시했다. 본드 강화는 여러 전자의 집단적 방출에 수반되는 강한 레이저[4][5] 분야에서 분자 결합의 명백한 안정화를 설명할 수 있기 때문에 이 보고서들은 큰 관심을 가지고 접수되었다.[6] 그러나, 새로운 부정적인 결과는 더 설득력 있는 증거 대신에 채권 강화를 먼 이론적 가능성으로 돌렸다.[7][8] 불과 10년 말에야 레이저 펄스 지속시간이 짹짹거리는 실험에서[9] 본드 강화의 실체가 확립됐다.

결정적 증거

그림 2: 레이저 펄스 지속 시간이 다양한 양성자 비행 시간 스펙트럼의 본드 강화 시그니처. 운동 에너지 방출(KER)은 일정한 본드 연화와는 달리 본드 경화를 위한 펄스 지속시간에 따라 변화한다.

짹짹 실험의 결과는 그림 2에 지도 형태로 나타나 있다. 지도의 중심 「크레이터」는 본드 경화의 표시다. 이 서명의 독특함을 감상하려면 지도상의 다른 특징들을 설명해야 한다.

지도의 수평축은 강렬한 레이저 펄스에 노출된 분자수소의 이온화 및 단편화에서 생성된 이온의 비행시간(TOF)을 제공한다. 왼쪽 패널은 몇 개의 양성자 피크를 보여준다; 오른쪽 패널은 상대적으로 흥미가 없고 분자 수소 이온의 단일 피크를 보여준다.

수직 축은 Ti의 처링된 펄스 증폭기에서 컴프레서의 그링 위치를 제공한다.실험에 사용된 사파이어 레이저. 그래팅 위치는 0 위치에 대해 최단(42 fs)이고 양방향으로 증가하는 펄스 지속시간을 제어한다. 늘어난 펄스도 짹짹거리는 반면, 영점선(zero position line)에 관해서 지도의 대칭에 의해 확증되는 것처럼 이 실험에서 중요한 것은 짹짹거리는 것이 아니라 펄스 지속시간이다. 펄스 에너지는 일정하게 유지되므로, 최단 펄스 또한 0 위치에서 대부분의 이온을 생성하는 가장 강도 높은 펄스 에너지는 일정하게 유지된다.

운동 에너지 변화

양성자 TOF 스펙트럼을 통해 분리 과정에서 운동 에너지 방출(KER)을 측정할 수 있다. 검출기(Detector)를 향해 배출된 양성자는 상호 작용 영역에 적용되는 외부 전기장에 의해 뒤로 돌아가야 하기 때문에 검출기에서 배출된 양성자보다 TOF가 짧다. 이 전방-후방 대칭은 0 KER(1.27µs TOF)에 대한 양성자 지도의 대칭에 반영된다.

가장 정력적인 양성자는 분자의 쿨롱 폭발에서 나온다. 이 폭발에서 레이저 장은 전자로부터 H를2 완전히 벗겨내고 두 개의 맨 양성자는 어떤 화학적 결합에도 방해받지 않는 강한 쿨롱의 힘으로 서로를 밀어낸다. 박리 과정은 즉각적이지는 않지만 레이저 펄스의 상승 가장자리에서 단계적 방식으로 발생한다.[10] 레이저 펄스가 짧을수록 박토 과정이 빨라지고 쿨롱 힘이 최대 강도에 도달하기 전에 분자가 분리될 시간이 줄어든다. 따라서 KER은 그림 2의 외측 곡선 "로브"에 의해 입증된 바와 같이 최단 펄스에서 가장 높다.

두 번째 쌍의 양성자 피크(1 eV KER)는 양성자와 중성 수소 원자(불검출)로 구분되는 H2+ 이온의 결합 연화에서 나온다. 분리는 3-광자 간격에서 시작하여 2Ω 한계(그림 1의 하단 파란색 화살표)까지 진행된다. 이 과정의 초기 에너지와 최종 에너지 모두 1.55 eV 광자 에너지에 의해 고정되기 때문에 KER은 그림 2의 두 개의 수직선을 지속적으로 생산하고 있다.

가장 낮은 에너지 양성자는 본드 강화 과정에 의해 생성되며, 본드 강화 과정 역시 3-포톤 갭에서 시작되지만 1Ω 한계까지 진행된다(그림 1의 하단 빨간색 수조). 초기 에너지와 최종 에너지도 여기서 고정되기 때문에 KER은 또한 일정해야 하지만 그림 2에서 중심 "크레이터"의 둥근 모양이 이를 보여주듯이 그렇지 않은 것이 분명하다. 이러한 변동을 설명하려면 H 상태의2+ 역학을 고려할 필요가 있다.

본드 경화의 역학

그림 3: 레이저 분야에서 본드 강화의 진화 H파2+ 패킷은 레이저 펄스(a)의 선행 에지에서 n 광자를 흡수하여 생성된다. 트래핑은 피크 강도(b)에 가깝게 발생한다. 파동 패킷은 펄스의 후행 에지(c)에 의해 약간의 운동에너지로 상승하여 방출된다. 광자 에너지의 일부분은 현장에서 흡수된다.

H2+ 이온은 멀티호톤 이온화 과정에서 레이저 펄스의 선행 에지에 생성된다. 중성 분자에 대한 평형내핵 분리가 이온화된 분자에 비해 작기 때문에, 이온 핵파 패킷은 지상의 상태 전위의 반발측에서 자신을 발견하여 그것을 건너기 시작한다(그림 3a 참조).

몇 펨토초 안에 파장 패킷이 전위적인 우물을 가로지르는데 걸리는 시간은 여전히 레이저 강도는 보통이고 3-광자 간극은 작아서 파장 패킷이 그것을 극적으로 교차할 수 있다. 큰 내부 핵 분리에서 전위의 완만한 경사는 파장 패킷을 천천히 되돌리기 때문에, 패킷이 3-포톤 갭으로 되돌아갈 때, 레이저 강도가 현저히 높아지고 그 갭은 가장 높은 강도 전체에 걸쳐 지속되는 결합강화 상태로 파장 패킷을 가두어 놓는다(그림 3b).

레이저 강도가 떨어지면 본드 경화 에너지 곡선이 원형으로 돌아와 구부러져 파동 패킷을 들어 올리고 그 절반가량을 1Ω 한계치(그림 3c)로 방출한다. 강도가 더 빨리 떨어질수록 파동 패킷은 더 높이 들어올리고 더 많은 에너지를 얻게 되는데, 이것이 그림 1의 "크레이터"의 KER이 최단 레이저 펄스에서 가장 높은 이유를 설명한다. 그러나 이러한 에너지 이득은 순진하게 예상하는 레이저 펄스의 상승 에지에 의해 유도되는 것이 아니라 하강 에지에 의해 유도된다.

광자의 일부분?

참고로 원자력 패킷의 최대 에너지 이득은 펄스 지속시간에 따라 1⁄3 Ω 및 연속적으로 감소한다. 그것은 우리가 광자의 일부분을 가질 수 있다는 것을 의미하는가? 이 수수께끼 같은 제안에 대한 두 가지 유효한[citation needed] 해답이 있다.

광자 모델의 고장

광자는 입자가 아니라 보통 in as의 정수배수로 교환되는 단순한 에너지의 양자라고 말할[citation needed] 수 있지만, 위의 실험에서 그렇듯이 항상 그렇지는 않다. 이런 관점에서 볼 때, 광자는 어떤 의미에서 전자나 양성자보다 덜 "실제"인 파논이나 플라스몬과 유사한 퀘이파르티클이다. 이러한 견해를 비과학적이라고 치부하기 전에 양자전기역학 분야에서 노벨상을 수상한 윌리스 램의 말을 상기할 가치가 있다.[weasel words]

광자 같은 것은 없다. 단지 오류와 역사적 사고의 희극만이 물리학자와 광학 과학자들 사이에서 그것의 인기를 이끌었다.[11]

다이나믹 라만 효과

또는 레이저장이 매우 강하고 맥박이 매우 짧다는 것을 상기함으로써 광자 개념을 살릴 수 있다. 실제로 레이저 펄스의 전기장은 매우 강해서 그림 3에 묘사된 과정 동안 약 백 개의 광자 흡수 및 자극된 방출이 발생할 수 있다. 그리고 맥박이 짧기 때문에 재입력된 광자보다 더 정력적인 광자의 흡수를 수용할 수 있을 만큼 대역폭이 충분히 넓어 ħω의 순 결과를 준다. 효과적으로, 우리는 일종의 역동적인 라만 효과를 가지고 있다.

제로-포톤 분리

그림 4: 제로-포톤 분리. Ti의 세 번째 고조파:사파이어 레이저는 갇힌 파도 패킷을 0Ω 한계까지 끌어올릴 수 있다. 그 분자는 순수의 광자를 흡수하지 않고 분리된다.

광자 개념에 대한 훨씬 더 놀라운 도전은 명목상 광자는 흡수되지 않지만 일부 에너지는 레이저 영역에서 추출되는 제로-광자 분리 프로세스(ZPD)에서 나온다. 이 과정을 증명하기 위해 분자 수소는 Ti의 세 번째 고조파 250 fs 펄스에 피폭되었다.사파이어 레이저.[12] 광자에너지가 3배 높았기 때문에 그림 1에 나타낸 에너지 곡선의 간격은 그림 4에 나타낸 것과 같이 3포톤 건널목을 1포톤 건널목으로 대체하였다. 이전과 같이 레이저 장은 건널목을 안티크로싱으로 바꾸고, 하단에 본드 연화가 유도되었고 본드 강화는 진동의 일부를 가두었다.나는 위쪽 가지에 패킷을 흔들고 있다. 레이저의 강도가 증가함에 따라 안티크로싱 간격은 점점 더 넓어져서 웨이브 패킷을 0Ω 한계까지 끌어올리고 매우 작은 KER로 분자를 분리시키고 있었다.

ZPD의 실험 시그니처는[12] 0 KER의 양성자 피크였다. 더욱이 양성자가 이 정점으로 승격될 확률은 레이저 강도와 무관한 것으로 밝혀졌는데, 이는 멀티호톤 공정의 확률은 흡수된 광자 수인 I에0 비례하기 때문에 제로포톤 공정에 의해 유도된다는 것을 확인시켜 I = const를 부여한다.

참고 항목

  • 다원자 분자의 에너지 표면의 원뿔형 교차점은 이원자 분자의 결합 강화와 결합 연화의 단순한 메커니즘과 많은 유사점을 공유한다.

참조

  1. ^ Bucksbaum, P. H.; Zavriyev, A.; Muller, H. G.; Schumacher, D. W. (16 April 1990). "Softening of the H2+ molecular bond in intense laser fields". Physical Review Letters. 64 (16): 1883–1886. Bibcode:1990PhRvL..64.1883B. doi:10.1103/physrevlett.64.1883. PMID 10041519.
  2. ^ Allendorf, Sarah W.; Szöke, Abraham (1 June 1991). "High-intensity multiphoton ionization of H2". Physical Review A. 44 (1): 518–534. Bibcode:1991PhRvA..44..518A. doi:10.1103/physreva.44.518. PMID 9905703.
  3. ^ Zavriyev, A.; Bucksbaum, P. H.; Squier, J.; Saline, F. (22 February 1993). "Light-induced vibrational structure in H2+ and D2+ in intense laser fields". Physical Review Letters. 70 (8): 1077–1080. doi:10.1103/physrevlett.70.1077. PMID 10054280.
  4. ^ Codling, K; Frasinski, L J (14 March 1993). "Dissociative ionization of small molecules in intense laser fields". Journal of Physics B. 26 (5): 783–809. Bibcode:1993JPhB...26..783C. doi:10.1088/0953-4075/26/5/005.
  5. ^ Schmidt, M.; Normand, D.; Cornaggia, C. (1 November 1994). "Laser-induced trapping of chlorine molecules with pico- and femtosecond pulses". Physical Review A. 50 (6): 5037–5045. Bibcode:1994PhRvA..50.5037S. doi:10.1103/physreva.50.5037. PMID 9911505.
  6. ^ Frasinski, L. J.; Codling, K.; Hatherly, P.; Barr, J.; Ross, I. N.; Toner, W. T. (8 June 1987). "Femtosecond dynamics of multielectron dissociative ionization by use of a picosecond laser" (PDF). Physical Review Letters. 58 (23): 2424–2427. Bibcode:1987PhRvL..58.2424F. doi:10.1103/physrevlett.58.2424. hdl:10044/1/12530. PMID 10034745.
  7. ^ Walsh, T D G; Ilkov, F A; Chin, S L (14 May 1997). "The dynamical behaviour of H2 and D2 in a strong, femtosecond, titanium:sapphire laser field". 30 (9): 2167–2175. doi:10.1088/0953-4075/30/9/017. {{cite journal}}: Cite 저널은 필요로 한다. journal= (도움말)
  8. ^ Gibson, G. N.; Li, M.; Guo, C.; Neira, J. (15 September 1997). "Strong-Field Dissociation and Ionization of H2+ Using Ultrashort Laser Pulses". Physical Review Letters. 79 (11): 2022–2025. Bibcode:1997PhRvL..79.2022G. doi:10.1103/physrevlett.79.2022.
  9. ^ Frasinski, L. J.; Posthumus, J. H.; Plumridge, J.; Codling, K.; Taday, P. F.; Langley, A. J. (1 October 1999). "Manipulation of Bond Hardening in H2+ by Chirping of Intense Femtosecond Laser Pulses" (PDF). Physical Review Letters. 83 (18): 3625–3628. Bibcode:1999PhRvL..83.3625F. doi:10.1103/physrevlett.83.3625. hdl:10044/1/12529.
  10. ^ Codling, K; Frasinksi, L J; Hatherly, P; Barr, J R M (28 August 1987). "On the major mode of multiphoton multiple ionisation". Journal of Physics B. 20 (16): L525–L531. Bibcode:1987JPhB...20L.525C. doi:10.1088/0022-3700/20/16/003.
  11. ^ Lamb, W. E. (1995). "Anti-photon" (PDF). Applied Physics B. 60 (2–3): 77–84. Bibcode:1995ApPhB..60...77L. doi:10.1007/bf01135846.
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