圆偏振涡旋激光脉冲驱动等离子体产生飞秒磁脉冲的研究
0 引言
脉冲磁场的研究最早可以追溯至20世纪初,传统的方案是使用脉冲电源提供瞬时电流进而产生脉冲磁场,通过优化磁体结构以及磁体与电源的配置,可以实现高达100 T的磁场强度[1]。但是产生强脉冲磁场的传统方法对脉冲电源的性能和磁体的机械强度要求高,相应的实验设施尺寸大、造价高,并且产生的磁场脉冲宽度最短只能达到5 ms左右,很难产生更短的磁场脉冲。随着激光技术的发展,利用激光和等离子体相互作用为产生强磁场提供了新的方案,通过使用具有轨道角动量的强激光束与等离子体相互作用,可以将轨道角动量从激光转移到电子上形成螺线电流,进而产生超强的轴向磁场[2]。例如,时银从理论上研究了利用不同频率和轨道角动量的涡旋光来驱动电子产生螺线电流,从而可以产生40 T的磁场[3]。NUTER R等使用2×1018 W/cm2相对论强度的涡旋光与等离子体作用,通过理论计算预测可以产生100 T的脉冲磁场[4]。上述研究中传统方案产生的强磁场脉冲的脉冲宽度为毫秒量级,具有轨道角动量的强激光和等离子体相互作用产生的强磁场为准静态磁场,两种方案都无法研究超快磁动力学过程[5]。
为了获得更短的强磁场脉冲,FREEMAN M R等使用飞秒激光触发光导奥斯顿开关的方案,在共面波导中产生了瞬态电流,进而获得了皮秒时间尺度的磁场脉冲[6]。然而,由于脉冲的衰减时间由材料的载流子寿命决定,未掺杂GaAs的典型寿命为100到500 ps,而低温生长的GaAs的寿命可能只有几皮秒[7],因此采用上述方法最多只能产生皮秒量级的磁场脉冲。HILLEBRANDS B等将皮秒磁场脉冲作用于共线铁磁样品中,通过Dzyaloshinskii-Moriya作用来产生单个斯格明子,同时,该工作还利用皮秒磁场脉冲实现了相反极性斯格明子的受控切换[8-9]。近年来,在铁磁薄膜的有关的实验中观察到章动运动。进动运动下,铁磁材料的磁化开关时间大约为20 ps,由于章动频率远高于进动频率,因此章动运动有利于更快的磁化开关,大约为亚皮秒量级[10]。
飞秒磁脉冲可以研究更快的自旋动力学过程,例如铁磁材料Co的瞬态磁化过程受自旋输运效应的控制,自旋极化的激发电子的寿命为飞秒量级,激发电子在外场中自旋进动也处在飞秒时间尺度[11-12]。利用光学二次谐波探测到Au表面激发的载流子自旋极化过程是百飞秒量级,而且发现Fe表面激发的载流子寿命也为百飞秒量级[13]。NiO和Ru的退磁时间和电子-声子弛豫时间在百飞秒量级[14-16]。目前实验上还无法产生飞秒磁脉冲,极大限制了超快磁动力学和自旋动力学的深入研究。
本文利用质点网格法(Particle-In-Cell,PIC)和Smilei程序模拟了真空环境下圆偏振拉盖尔高斯(Laguerre-Gaussian,LG)光束与均匀分布的等离子体靶相互作用的过程[17-18]。电流密度分布表明,粒子在激光场中的径向运动中获得角动量,可以产生0.5至50 T峰值强度,脉冲宽度为10 fs左右的磁场。PIC模拟结果表明,可以通过控制激光束强度和等离子体密度来增加脉冲磁场强度。
1 激光与等离子体靶相互作用模型
利用Smilei程序进行三维PIC模拟,模拟环境为真空环境,模拟窗口x×y×z为160 λ0×40 λ0×40 λ0,模拟网格dx、dy、dz为0.1 λ0,其中λ0为激光波长,每个网格内有4个宏粒子。每个宏粒子可以看成多个等离子体粒子的集合体,宏粒子密度的物理意义是单位网格体积内一个宏粒子所代表的粒子密度。等离子体密度单位为
在模拟过程中,边长为30 λ0的正方体等离子体靶位于模拟窗口内部左侧,圆偏振LG光的焦平面与模拟窗口左端平齐。一般情况下,激光从无穷远处传来,然后进入模拟窗口。但在模拟过程中,为了节省计算时间,同时为保证初始时刻的激光脉冲不会进入模拟窗口而对等离子体靶产生扰动,将圆偏振LG光的脉冲中心设置于模拟窗口左侧18 λ0处。激光入射等离子体靶的方式为垂直入射,激光沿着x方向传播,传播轴在yz平面的位置是y=20 λ0,z=20 λ0,采用的激光光束为圆偏振LG光束[19-22],激光方程为
BAUMANN C研究了不同拓扑数组合的激光对驱动产生的电子束的影响[19]。模拟结果显示,当激光模式参数[l,m,s]组合设置为[0,-2,-1]时,可获得理想螺旋电子束。因此,本文也将激光拓扑数[l,m,s]组合设置为[0,-2,-1]。
对于波长为800 nm的驱动激光,等离子体临界密度为
2 仿真模拟结果与分析
2.1 激光脉冲与等离子体相互作用产生磁脉冲
等离子体密度n0设置为1.74×1018 cm-3,光强I0设置为1.93×1021 W/cm2时,脉冲宽度
图 1. 宏粒子的密度分布与电流密度分布
Fig. 1. Density distribution of macro-particles and current density distribution
根据电流的磁效应,环形电流可以产生磁场。激光脉冲进入模拟窗口430 fs后,
图 2. 在x=145 λ0,y=25 λ0时,感生磁场Bx随时间t的变化
Fig. 2. x=145 λ0,y=25 λ0,diagram of induced magnetic field Bx as a function of t
2.2 激光强度和等离子体密度对磁脉冲强度的影响
产生磁脉冲的过程主要是由于激光-等离子体相互作用引起的,超短脉冲激光与等离子体相互作用能够激发等离子体中电子的集体运动,从而使等离子体中的带电粒子获得能量。激光强度与等离子体密度是激光与物质相互作用中的两个重要参数,我们分别选择不同的激光强度和等离子体密度,研究两个参数对感生磁脉冲强度的影响。
2.2.1 激光强度对磁脉冲强度的影响
等离子体密度n0设置为1.74×1018 cm-3,在不改变激光其他参数的情况下,改变光强I0从8.57×1016增加至1.93×1021 W/cm2时,研究磁场Bx随着输入光强I0和输入磁场强度B0变化。由
图 3. 感生磁场Bx随输入磁场强度B0和输入光强I0变化
Fig. 3. The curves of the induced magnetic field Bx changing with the input magnetic field strength B0 and input laser intensity I0
2.2.2 等离子体密度对磁脉冲强度的影响
将光场强度设置为1.93×1021 W/cm2,在不改变激光参数的情况下,改变等离子体密度,将n0从1.74×1018增加至8.7×1020 cm-3。如
图 4. 感生磁场Bx随着等离子体密度n0变化曲线和线性拟合
Fig. 4. The induced magnetic field Bx changes with the plasma density n0,and the curve is fitted linearly
3 结论
本文利用PIC模拟方法和Smilei程序对相对论光强的超短脉冲激光与等离子体相互作用产生涡旋电子束进而产生脉冲磁场这一物理过程进行了系统的模拟,并产生了0.5至50 T峰值强度和10 fs左右的超短磁脉冲。通过等离子体宏粒子数密度分布、电流密度分布以及磁场强度分布探究了磁脉冲的产生过程。模拟结果表明,脉冲磁场强度与激光强度的平方根和等离子体密度成正比,通过增加电子密度和激光光强获得超短强磁场,为实验产生飞秒磁脉冲提供数值参考。以上的模拟结果有望推进超强超短磁脉冲进入飞秒超快时间尺度,为超快磁动力学和超快自旋动力学研究中控制磁性材料中电子运动、自旋等微观过程、超快自旋电子磁存储应用和磁化开关发展方面提供支撑。
[1] 彭涛, 李亮. 脉冲强磁场技术发展现状与趋势[J]. 物理, 2016, 45(1): 11-18.
PENG Tao, LI Liang. The status and future development of pulsed high magnetic fields[J]. Physics, 2016, 45(1): 11-18.
[2] HU L X, YU T P, LU Y, et al. Dynamics of the interaction of relativistic Laguerre-Gaussian laser pulses with a wire target[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2019, 61(2): 025009-025027.
[3] SHI Y, VIEIRA J, TRINES R M G M, et al. Magnetic field generation in plasma waves driven by copropagating intense twisted lasers[J]. Physical Review Letters, 2018, 121(14): 145002-145009.
[4] NUTER R, KORNEEV P, THIELE I, et al. Plasma solenoid driven by a laser beam carrying an orbital angular momentum[J]. Physical Review E, 2018, 98(3): 033211-033220.
[5] CHEN Y, XU C, XU B, et al. Chirality-activated mechanoluminescence from aggregation-induced emission enantiomers with high contrast mechanochromism and force-induced delayed fluorescence[J]. Materials Chemistry Frontiers, 2019, 3(9): 1800-1806.
[6] FREEMAN M R, BRADY M J, SMYTH J. Extremely high frequency pulse magnetic resonance by picosecond magneto-optic sampling[J]. Applied Physics Letters, 1992, 60(20): 2555-2557.
[7] KEIL U D, DYKAAR D R. Ultrafast pulse generation in photoconductive switches[J]. IEEE Journal of Quantum Electronics, 1996, 32(9): 1664-1671.
[8] FLOVIK V, QAIUMZADEH A, NANDY A K, et al. Generation of single skyrmions by picosecond magnetic field pulses[J]. Physical Review B, 2017, 96(14): 140411-140421.
[9] HEO C, KISELEV N S, NANDY A K, et al. Switching of chiral magnetic skyrmions by picosecond magnetic field pulses via transient topological states[J]. Scientific Reports, 2016, 6(1): 27146-27157.
[10] WINTER L, GROßENBACH S, NOWAK U, et al. Nutational switching in ferromagnets and antiferromagnets[J]. Physical Review B, 2022, 106(21): 214403-214415.
[11] AESCHLIMANN M, BAUER M, PAWLIK S, et al. Ultrafast spin-dependent electron dynamics in fcc Co[J]. Physical Review Letters, 1997, 79(25): 5158-5161.
[12] WIECZOREK J, ESCHENLOHR A, WEIDTMANN B, et al. Separation of ultrafast spin currents and spin-flip scattering in Co/Cu(001) driven by femtosecond laser excitation employing the complex magneto-optical Kerr effect[J]. Physical Review B, 2015, 92(17): 174410-174418.
[13] MELNIKOV A, RAZDOLSKI I, WEHLING T O, et al. Ultrafast transport of laser-excited spin-polarized carriers in Au/Fe/MgO (001)[J]. Physical Review Letters, 2011, 107(7): 076601-076606.
[14] ZHURAVLEV M Y, TSYMBAL E Y, JASWAL S S. Exchange model for oscillatory interlayer coupling and induced unidirectional anisotropy in [Pt/Co]3/NiO[Pt/Co]3 multilayers[J]. Physical Review Letters, 2004, 92(21): 219703-219705.
[15] LIU Z Y, ADENWALLA S. Oscillatory interlayer exchange coupling and its temperature dependence in [Pt/Co]3/NiO/[Co/Pt]3 multilayers with perpendicular anisotropy[J]. Physical Review Letters, 2003, 91(3): 037207-037215.
[16] HELLWIG O, BERGER A, FULLERTON E E. Domain walls in antiferromagnetically coupled multilayer films[J]. Physical Review Letters, 2003, 91(19): 197203-197207.
[17] DEROUILLAT J, BECK A, PÉREZ F, et al. Smilei: a collaborative, open-source, multi-purpose particle-in-cell code for plasma simulation[J]. Computer Physics Communications, 2018, 222(17): 351-405.
[18] ARBER T D, BENNETT K, BRADY C S, et al. Contemporary particle-in-cell approach to laser-plasma modelling[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2015, 57(11): 113001-113028.
[19] BAUMANN C, PUKHOV A. Electron dynamics in twisted light modes of relativistic intensity[J]. Physics of Plasmas, 2018, 25(8): 083114-083122.
[20] 翁晓羽, 郭汉明, 董祥美, 等. 拉盖尔高斯径向偏振光高数值孔径聚焦特性[J]. 光子学报, 2011, 40(5): 798-802.
[21] 周业鹏, 任洪亮, 王娟, 等. 拉盖尔高斯光束与高斯光束捕获力比较[J]. 光子学报, 2013, 42(11): 1300-1304.
[22] 张洪宪, 赵珩. 高阶椭圆厄密-高斯光束的轨道角动量研究[J]. 光子学报, 2008, 37(8): 125-128.
ZHANG Hongxian, ZHAO Heng. Orbital angular momentum of high-order elliptical Hermite-Gaussian beams[J]. Acta Photonica Sinica, 2008, 37(8): 125-128.
[23] PI L W, HU S X, STARACE A F. Favorable target positions for intense laser acceleration of electrons in hydrogen-like, highly-charged ions[J]. Physics of Plasmas, 2015, 22(9): 093111-093123.
[24] GUAN Mengxue, CHEN Daqiang, HU Shiqi, et al. Theoretical insights into ultrafast dynamics in quantum materials[J]. Ultrafast Science, 2021(4): 9767251.
[25] KONG Q, MIYAZAKI S, KAWATA S, et al. Electron bunch trapping and compression by an intense focused pulse laser[J]. Physical Review E, 2004, 69(5): 056502-056513.
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温寒, 徐鹏, 皮良文, 付玉喜. 圆偏振涡旋激光脉冲驱动等离子体产生飞秒磁脉冲的研究[J]. 光子学报, 2023, 52(9): 0932001. Han WEN, Peng XU, Liangwen PI, Yuxi FU. Generation of Femtosecond Magnetic Pulses by Circularly Polarized Vortex Laser-driven Plasma[J]. ACTA PHOTONICA SINICA, 2023, 52(9): 0932001.