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アト秒電界放出

Nature volume 613、pages 662–666 (2023)この記事を引用する 14k アクセス数 8 引用数 195 Altmetric Metrics の詳細 電子の電界放出は、さまざまな範囲にわたる科学技術の大きな進歩の基礎となっています。

Nature volume 613、pages 662–666 (2023)この記事を引用

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8 件の引用

195 オルトメトリック

メトリクスの詳細

電子の電界放出は、これまで以上に高い周波数での信号処理 1 から、ピコメートルの分解能による物質の原子スケールの構造のイメージング 2 に至るまで、科学技術の大きな進歩の基礎となっています。 電子力学の本来の空間（ピコメートル）および時間（アト秒）スケールで物質を完全に視覚化できる電子顕微鏡技術の進歩には、フェムト秒未満の時間間隔で電界放出を閉じ込めて調べることができる技術が必要です。 強力なレーザーパルスは、フェムト秒閉じ込め 5,6 とナノ構造金属からの光電界放出 9 のサブ光サイクル制御 7,8 を実証することにより、この目的への道を切り開きました 3,4。 しかし、アト秒電子パルスの測定は依然としてとらえどころのないままである。 私たちは、強力なサブサイクル光過渡現象を使用してタングステンナノチップから電子パルスの光電界放出を誘導し、同じ過渡状態の弱いレプリカを使用して放出ダイナミクスをリアルタイムで直接調査しました。 持続時間τ = (53 as ± 5 as) やチャープを含む、チップ表面から再散乱する電子パルスの時間的特性へのアクセスと、ナノスケールのニアフィールドの直接探索により、アト秒界面での研究と応用の新たな展望が開かれます。物理学とナノ光学。

原子や分子と強力なレーザー場との相互作用により、アト秒電子パルス 10 が発生し、親イオンとの再衝突時のこれらの系の構造とダイナミクスを研究できます 11。 アト秒技術 12 は、相互作用中に放出される高調波 15 の過渡特性を測定することにより、再衝突する電子パルスの時間的プロファイルと親イオンの付随する構造ダイナミクス 13,14 にアクセスできるようになりました。 過去 20 年にわたる強力なレーザー場とナノ構造金属との相互作用の研究は、原子内の電子のダイナミクスを記述するために以前に開発された半古典的な概念 3,4,5,6,7,8,9,16,17 が中心的な概念を与えることができることを示唆しています。光電界電子放出の理解における役割。 原子と同様に、強力なレーザーパルスのフィールド頂点にあるナノチップの頂点から放出された電子も超短電子パルスを形成するはずです（図1a、挿入図）。これは、チップ表面に約4分の3で再衝突します。後のレーザー周期 (T ≈ 2 fs) では、ダイナミクスと構造の両方を調べることができます。 他の新興電子パルス技術18、19、20、21とは対照的に、放出と再衝突の時間間隔が非常に短いため、電子パルス波束は無視できる程度の時間的広がりを持ち、サブサイクルのタイムスケールに閉じ込めることができます。 。

a、実験装置の簡略化した概略図。 サブサイクル パルス (オレンジ色の曲線) は、デュアル凹面 Ni ミラー モジュールによって空間的に分離され、集束されます。 内側ミラーと外側ミラーによって反射されるパルス間の時間遅延は、ピエゾステージによって導入されます。 タングステン ナノチップ (先端半径約 35 nm) またはネオン原子のガス ジェットをレーザー焦点に配置できます。 放出された電子スペクトルは、電子源の約 3 mm 下流に配置され、レーザー偏光軸に沿って配置された飛行時間型分光計 (受光角約 6°) によって記録されます。 挿入図は、緑色の影付きの曲線でマークされた電子が、(i) 強力なレーザー場によって解放され、加速されて電子パルスを形成し、ナノチップ表面と再衝突する際に、(ii) ダイナミクスと構造の両方を調査できることを示しています。 。 チップ表面から後方散乱すると、(iii) 電子パルスはレーザーによってさらに加速され、相互作用領域から逃れます。 b. 駆動レーザー パルスのピーク強度の増加 (黄色の点) と対数スケールでのその線形フィッティング (紫の線) の関数としての、パルスあたりの総電子収量。 c、タングステン ナノチップからの電子スペクトル (対数スケールの偽色) 対ピーク強度。 星と点はカットオフ エネルギーを示します。 黒と灰色の破線は、カットオフ エネルギーとレーザー パルスの入射ピーク強度の線形フィッティングを示しています。 d、ほぼ同一のピーク強度（約40 TW cm-2）におけるタングステンナノチップ（赤い曲線）とネオン原子（青い曲線）からの光学放出電子スペクトル。 e、c と同じですが、ネオン原子が対象です。

20 eV) that allows atomic-scale investigation of the parent surface28. On the measurement side, in situ attosecond metrologies24,25,26,27 shall be extended to incorporate temporal gating of the optical field emission without relying on the concomitant high harmonic radiation. Measurements of this kind have so far permitted access to the driving-field waveform of light waves by tracking the spectrally integrated currents induced in the bulk of solids29,30 or the cutoff energy variation of rescattered electrons in atoms31 and nanotips32, but a direct time-resolved measurement of attosecond electron pulses in the optical field emission has remained beyond reach./p>80 eV) of the spectrogram of Fig. 3a, as isolated in Fig. 4a. Figure 4b shows the numerical reconstruction of data in Fig. 4a based on equations (1) and (2), the retrieved field parameters Ap(t) and Ag(t) (Fig. 3b), the absolute time delay τ (Extended Data Fig. 8) and the numerical algorithm detailed in Methods./p>70 eV), enabling the isolation of a single attosecond pulse. The EUV and optical pulses are reflected off a dual-mirror assembly, which consists of a Mo/Si inner mirror (centred at around 85 eV) and a nickel outer mirror, respectively. Inner and outer mirrors can be delayed with nanometric resolution (Extended Data Fig. 1a). EUV and optical pulses are focused onto a second Ne gas jet. Photoelectron spectra recorded as a function of the delay between the inner and outer mirrors allow the composition of attosecond streaking spectrograms, which allow the detailed characterization of the attosecond EUV pulse and, notably for these experiments, the field waveform of the optical pulse. Details about the relevant techniques can be found in refs. 35,41,48./p> π steradians. The induced voltage on the thin plate is measured by a lock-in amplifier at the reference frequency of the repetition rate of the driving laser (about 3 KHz). The electronic current is evaluated by dividing the induced voltage by the system impedance (10 MΩ). The total electron count per pulse is in turn obtained by dividing the current by the repetition rate of the laser and the electron charge./p>