Name: Pomiar ultraszybkich koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodnikowych z jonizacją adiabatyczną w silnym polu (Wideo) | JoVE Journal
Uploaded: 2018-08-06T15:00:00.000+00:00
Duration: 8 min 22 s
Description: Poznaj metodę pomiaru ultraszybkich koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodnikowych przy użyciu jonizacji adiabatycznej. Technika ta pozwala przygotować kationy w stanie podstawowym, znacząco poprawiając rozdzielczość ruchów wibracyjnych.

ai_agent_IP

ai_agent

maintenance

instantTrialDurationMinutes

isBiopharma

enableNewMyJoveSectionDesign

educationFeatures

seoMetaApi

ai_copilot_institution_blacklist

ai_chat_institution_blacklist

freeAccessWindow

ssoRoleCapture

scheduledMaintenanceBanner

joveLabsFeatures

disable_autoplay_for_bots

extended_trial_duration

5 minutes

Ta praca była wspierana przez Biuro Badawcze Armii Stanów Zjednoczonych poprzez Kontrakt W911NF-18-1-0051.

<ol><li>Letokhov, V. S. <a target="_blank" href="https://eric.ed.gov/?id=EJ161051">Photophysics and Photochemistry.</a> Physics Today. 30 (5), 23-32 (1977).</li>
<li>Bloembergen, N., Yablonovitch, E. <a target="_blank" href="http://optoelectronics.eecs.berkeley.edu/ey1978pt.pdf">Infrared laser induced unimolecular reactions.</a> Physics Today. 31 (5), 23-30 (1978).</li>
<li>Zewail, A. H. <a target="_blank" href="http://physicstoday.scitation.org/doi/abs/10.1063/1.2913821">Laser selective chemistry-is it possible?</a> Physics Today. 33 (11), 25-33 (1980).</li>
<li>Brif, C., Chakrabarti, R. L., Rabitz, H. <a target="_blank" href="https://arxiv.org/abs/0912.5121">Control of quantum phenomena: past, present and future.</a> New Journal of Physics. 12, 075008(2010).</li>
<li>Bloembergen, N., Zewail, A. H. <a target="_blank" href="https://pubs.acs.org/doi/abs/10.1021/j150667a004">Energy redistribution and the question of mode selective laser chemistry revisited.</a> The Journal of Physical Chemistry. 88 (23), 5459-5465 (1984).</li>
<li>Rosker, M. J., Dantus, M., Zewail, A. H. <a target="_blank" href="https://aip.scitation.org/doi/abs/10.1063/1.455427">Femtosecond real-time probing of reactions. I. The technique.</a> The Journal of Chemical Physics. 89 (10), 6113-6127 (1988).</li>
<li>Zewail, A. H. <a target="_blank" href="https://pubs.acs.org/doi/abs/10.1021/jp960658s">Femtochemistry: Recent progress in studies of dynamics and control of reaction and their transition states.</a> The Journal of Physical Chemistry. 100 (31), 12701-12724 (1996).</li>
<li>Warren, W. S., Rabitz, H., Dahleh, M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Coherent+Control+of+Quantum+Dynamics%3A+The+Dream+Is+Alive%5BTitle%5D)+AND+%22Science%22%5BJournal%5D)">Coherent Control of Quantum Dynamics: The Dream Is Alive.</a> Science. 259 (5101), 1581-1589 (2003).</li>
<li>Kosma, K., Trushin, S. A., Fuß, W., Schmid, E. E. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Cyclohexadiene+ring+opening+observed+with+13+fs+resolution%3A+coherent+oscillations+confirm+the+reaction+path%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Chemistry+Chemical+Physics%22%5BJournal%5D)">Cyclohexadiene ring opening observed with 13 fs resolution: coherent oscillations confirm the reaction path.</a> Physical Chemistry Chemical Physics. 11 (1), 172-181 (2009).</li>
<li>De, S., Magrakvelidze, M., Bocharova, I. A., Ray, D., Cao, W., Znakovskaya, I., Li, H., Wang, Z., Laurent, G., Thumm, U., Kling, M. F., Litvinyuk, I. V., Ben-Itzhak, I., Cocke, C. L. <a target="_blank" href="https://journals.aps.org/pra/abstract/10.1103/PhysRevA.84.043410">Following dynamic nuclear wave packets in N, O and CO with few-cycle infrared pulses.</a> Physical Review A. 84 (4), 043410(2011).</li>
<li>Bryan, W. A., McKenna, J., English, E. M. L., Wood, J., Calvert, C. R., Torres, R., Murphy, D. S., Turcu, I. C. E., Collier, J. L., McCann, J. F., Williams, I. D., Newell, W. R. <a target="_blank" href="https://arxiv.org/abs/0711.0953">Isolated vibrational wavepackets in D: Defining superposition condition and wavepacket distinguishability.</a> Physical Review A. 76 (5), 053402(2007).</li>
<li>Calvert, C., Bryan, W., Newell, W., Williams, I. <a target="_blank" href="https://www.sciencedirect.com/science/article/pii/S0370157309002889">Time resolved studies of ultrafast wavepacket dynamics in hydrogen molecules.</a> Physics Reports. 491 (1), 1-28 (2010).</li>
<li>Kelkensberg, F., Lefebvre, C., Siu, W., Ghafur, O., Nguyen-Dang, T. T., Atabek, O., Keller, A., Serov, V., Johnsson, P., Swoboda, M., Remetter, T., L'Huillier, A., Zherebtsov, S., Sansone, G., Benedetti, E., Ferrari, F., Nisoli, M., Lépine, F., Kling, M. F., Vrakking, M. J. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Molecular+dissociative+ionization+and+wave-packet+dynamics+studied+using+two-color+XUV+and+IR+pump-probe+spectroscopy%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Molecular dissociative ionization and wave-packet dynamics studied using two-color XUV and IR pump-probe spectroscopy.</a> Physical Review Letters. 103 (12), 123005(2009).</li>
<li>Erattupuzha, S., Larimian, S., Baltuska, A., Xie, X., Kitzler, M. <a target="_blank" href="https://aip.scitation.org/doi/full/10.1063/1.4939638">Two-pulse control over double ionization pathways in CO.</a> The Journal of Chemical Physics. 144 (2), 024306(2016).</li>
<li>Rudenko, A., Makhija, V., Vajdi, A., Ergler, T., Schurholz, M., Kushawaha, R. K., Ullrich, J., Moshammer, R., Kumarappan, V. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Strong+field-induced+wave+packet+dynamics+in+carbon+dioxide+molecule%5BTitle%5D)+AND+%22Faraday+Discussions%22%5BJournal%5D)">Strong field-induced wave packet dynamics in carbon dioxide molecule.</a> Faraday Discussions. 194, 463-478 (2016).</li>
<li>Pearson, J. B., Nichols, S. R., Weinacht, T. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Molecular+fragmentation+driven+by+ultrafast+dynamic+ionic+resonances%5BTitle%5D)+AND+%22The+Journal+of+Chemical+Physics%22%5BJournal%5D)">Molecular fragmentation driven by ultrafast dynamic ionic resonances.</a> The Journal of Chemical Physics. 127 (13), 131101(2007).</li>
<li>Bohinski, T., Tibbetts, K. M., Tarazkar, M., Romanov, D. A., Matsika, S., Levis, R. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Strong+field+adiabatic+ionization+prepares+a+launch+state+for+coherent+control%5BTitle%5D)+AND+%22The+Journal+of+Physical+Chemistry+Letters%22%5BJournal%5D)">Strong field adiabatic ionization prepares a launch state for coherent control.</a> The Journal of Physical Chemistry Letters. 5 (24), 4305-4309 (2014).</li>
<li>Tibbetts, K. M., Tarazkar, M., Bohinski, T., Romanov, D. A., Matsika, S., Levis, R. J. <a target="_blank" href="http://iopscience.iop.org/article/10.1088/0953-4075/48/16/164002">Controlling the dissociation dynamics of acetophenone radical cation through excitation of ground and excited state wavepacket.</a> The Journal of Physics B: Atomic, Molecular, and Optical Physics. 48 (16), 164002(2015).</li>
<li>Ampadu Boateng, D., Gutsev, G. L., Jena, P., Tibbetts, K. M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Ultrafast+coherent+vibrational+dynamics+dynamics+in+dimethyl+methylphosphonate+radical+cation%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Chemistry+Chemical+Physics%22%5BJournal%5D)">Ultrafast coherent vibrational dynamics dynamics in dimethyl methylphosphonate radical cation.</a> Physical Chemistry Chemical Physics. 20 (7), 4636-4640 (2018).</li>
<li>Ampadu Boateng, D., Gutsev, G. L., Jena, P., Tibbetts, K. M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Dissociation+dynamics+of+3-+and+4-nitrotoluene+radical+cations%3A+Coherently+driven+C-NO+bond+homolysis%5BTitle%5D)+AND+%22The+Journal+of+Chemical+Physics%22%5BJournal%5D)">Dissociation dynamics of 3- and 4-nitrotoluene radical cations: Coherently driven C-NO bond homolysis.</a> The Journal of Chemical Physics. 148 (13), 134305(2018).</li>
<li>Markevitch, A. N., Romanov, D. A., Smith, S. M., Schlegel, H. B., Ivanov, M. Y., Levis, R. J. <a target="_blank" href="https://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevA.69.013401">Sequential non adiabatic excitation of large molecules and ions driven by strong laser fields.</a> Physical Review A. 69 (1), 013401(2004).</li>
<li>Lezius, M., Blanchet, M., Rayner, D. M., Villeneuve, D. M., Stolow, A., Ivanov, M. Y. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Nonadiabatic+multielectron+dynamics+in+strong+field+molecular+ionization%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Nonadiabatic multielectron dynamics in strong field molecular ionization.</a> Physical Review Letters. 86 (1), 51(2001).</li>
<li>Lezius, M., Blanchet, V., Ivanov, M. Y., Stolow, A. <a target="_blank" href="https://aip.scitation.org/doi/abs/10.1063/1.1487823">Polyatomic molecules in strong laser fields: Nonadiabatic multielectron dynamics.</a> The Journal of Chemical Physics. 117 (4), 1575(2002).</li>
<li>Bohinski, T., Tibbetts, K. M., Tarazkar, M., Romanov, D., Matsika, S., Levis, R. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Measurement+of+an+electronic+resonance+in+a+ground-state%2C+gas-phase+acetophenone+cation+via+strong-field+mass+spectrometry%5BTitle%5D)+AND+%22The+Journal+of+Physical+Chemistry+Letters%22%5BJournal%5D)">Measurement of an electronic resonance in a ground-state, gas-phase acetophenone cation via strong-field mass spectrometry.</a> The Journal of Physical Chemistry Letters. 4 (10), 1587-1591 (2013).</li>
<li>Bohinski, T., Tibbetts, K. M., Tarazkar, M., Romanov, D., Matsika, S., Levis, R. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Measurement+of+ionic+resonances+in+alkyl+phenyl+ketone+cations+via+infrared+strong+field+mass+spectrometry%5BTitle%5D)+AND+%22The+Journal+of+Physical+Chemistry+A%22%5BJournal%5D)">Measurement of ionic resonances in alkyl phenyl ketone cations via infrared strong field mass spectrometry.</a> The Journal of Physical Chemistry A. 117 (47), 12374-12381 (2013).</li>
<li>Wiley, W. C., McLaren, I. H. <a target="_blank" href="https://aip.scitation.org/doi/abs/10.1063/1.1715212">Time-of-Flight Mass Spectrometer with Improved Resolution.</a> Review of Scientific Instruments. 26, 1150-1156 (1955).</li>
<li>Gutsev, G. L., Ampadu Boateng, D., Jena, P., Tibbetts, K. M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((A+Theoretical+and+Mass+Spectrometry+Study+of+Dimethyl+Methylphosphonate%3A+New+Isomers+and+Cation+Decay+Channels+in+a+Femtosecond+Laser+Field%5BTitle%5D)+AND+%22The+Journal+of+Physical+Chemistry+A+%22%5BJournal%5D)">A Theoretical and Mass Spectrometry Study of Dimethyl Methylphosphonate: New Isomers and Cation Decay Channels in a Femtosecond Laser Field.</a> The Journal of Physical Chemistry A . 121 (44), 8414-8424 (2017).</li>
<li>Hankin, S. M., Villeneuve, D. M., Corkum, P. B., Rayner, D. M. <a target="_blank" href="https://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevA.64.013405">Intense-field laser ionization rates in atoms and molecules.</a> Physical Review A. 64 (1), 013405(2001).</li>
<li>Amitay, Z., Zajfman, D. <a target="_blank" href="https://aip.scitation.org/doi/abs/10.1063/1.1147950">A new type of multiparticle three-dimensional imaging detector with subnanosecond time resolution.</a> Review of Scientific Instruments. 68 (3), 1387-1392 (1997).</li>
<li>Trebino, R., Kane, D. J. <a target="_blank" href="https://www.osapublishing.org/abstract.cfm?uri=josaa-10-5-1101">Using phase retrieval to measure the intensity and phase of ultrashort pulses: frequency-resolved optical gating.</a> Journal of the Optical Society of America A. 10 (5), 1101(1993).</li>
<li>DeLong, K. W., Trebino, R., Hunter, J., White, W. E. <a target="_blank" href="https://www.osapublishing.org/abstract.cfm?uri=josab-11-11-2206">Frequency-resolved optical gating with the use of second harmonic generation.</a> Journal of the Optical Society of America B. 11 (11), 2206(1994).</li>
<li>Trebino, R. <a target="_blank" href="http://scholar.google.com/scholar?hl=en&safe=off&q=author%3aTrebino%2C+R+%22Frequency+Resolved+Optical+Gating%22">Frequency Resolved Optical Gating</a>. , Kluwer Academy Publishers. Boston. (2000).</li>
<li>Ruff, J. A., Siegman, A. E. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Single-pulse+laser+beam+quality+measurements+using+a+CCD+camera+system%5BTitle%5D)+AND+%22Optics+Letters%22%5BJournal%5D)">Single-pulse laser beam quality measurements using a CCD camera system.</a> Optics Letters. 31 (24), 4907-4909 (1992).</li>
<li>Trushin, S. A., Kosma, K., Fuß, W., Schmid, W. E. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Sub-10-fs+supercontinuum+radiation+generated+by+filamentation+of+few-cycle+800+nm+pulses+in+argon%5BTitle%5D)+AND+%22Optics+Letters%22%5BJournal%5D)">Sub-10-fs supercontinuum radiation generated by filamentation of few-cycle 800 nm pulses in argon.</a> Optics Letters. 32 (16), 2432-2434 (2007).</li>
<li>Fuß, W., Schmid, W. E., Pushpa, K. K., Trushin, S. A., Yatsuhashi, T. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Ultrafast+relaxation+and+coherent+oscillations+in+aminobenzonitriles+in+the+gas+phase+probed+by+intense-field+ionization%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Chemistry+Chemical+Physics+%22%5BJournal%5D)">Ultrafast relaxation and coherent oscillations in aminobenzonitriles in the gas phase probed by intense-field ionization.</a> Physical Chemistry Chemical Physics . 9 (10), 1151-1169 (2007).</li>
</ol>

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Protokół ten umożliwia nam rozwiązanie ultraszybkiej dynamiki drgań w wieloatomowych kationach rodnikowych poprzez selektywne przygotowanie jonów w podstawowym stanie elektronowym. Podczas gdy standardowa procedura jonizacji w silnym polu przy użyciu 800 nm może przygotować koherencje wibracyjne w rodnikowych kationach stanu podstawowo-elektronicznego diatomiki pierwszego rzędu 10,11,12,13...

Od czasu wynalezienia lasera w latach 60-tych, cel selektywnego zrywania wiązań chemicznych w cząsteczkach był od dawna marzeniem chemików i fizyków. Uważano, że możliwość dostrojenia zarówno częstotliwości, jak i intensywności lasera umożliwia bezpośrednie rozszczepienie wiązania docelowego poprzez selektywną absorpcję energii przy powiązanej częstotliwości drgań1,2,3,4. Jednak wczesne eksperymenty wykazały, że wewnątrzcząsteczkowa redystrybucja wibracyjna pochłoniętej energii w cząsteczce często skutkowała nieselektywnym rozszczepieniem najsłabszego wiązania4,5. Dopiero rozwój femtosekundowych laserów impulsowych i techniki pump-probe6 pod koniec lat 80-tych, pozwolił na bezpośrednią manipulację koherentnymi stanami wibracyjnymi, czyli "pakietami fal", umożliwić skuteczną kontrolę nad rozszczepianiem wiązań i innymi celami6,7,8. Pomiary sondy pompującej, w których impuls "pompy" przygotowuje stan wzbudzony lub jon, który jest następnie wzbudzany przez opóźniony w czasie impuls "sondy", pozostają jedną z najczęściej stosowanych technik badania ultraszybkich procesów w molekułach9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20.
Istotne ograniczenie w badaniu ultraszybkiej dynamiki dysocjacji wieloatomowych kationów rodnikowych za pomocą wzbudzenia pompa-sonda sprzężona z detekcją spektrometryczną mas wynika z nieselektywnej fragmentacji docelowej cząsteczki przez impuls pompy jonizującej o długości fali Ti:Sapphire 800 nm21,22,23. Ta nadmierna fragmentacja wynika z nieadiabatycznej jonizacji wielofotonowej i może być złagodzona poprzez przesunięcie długości fali wzbudzenia w bliską podczerwień (np. 1200-1500 nm)22,23,24,25. Przy tych dłuższych długościach fal udział adiabatycznego tunelowania elektronów wzrasta w stosunku do wzbudzenia wielofotonowego w procesie jonizacji22,23. Tunelowanie adiabatyczne przekazuje cząsteczce niewielką nadwyżkę energii i tworzy głównie "zimne" jony molekularne w stanie podstawowym19,22,23. Nasze wcześniejsze prace wykazały, że zastosowanie wzbudzenia w bliskiej podczerwieni znacznie poprawia przygotowanie koherentnych wzbudzeń wibracyjnych lub "pakietów falowych" w wieloatomowych kationach rodnikowych w porównaniu do wzbudzenia 800 nm19,20. Praca ta zilustruje różnicę między jonizacją pola silnego zdominowaną przez wielofotony a wkładem tunelowym za pomocą pomiarów za pomocą sondy pompowej wykonanych na symulantach chemicznego środka bojowego dimetylometylofosfonianu (DMMP) przy użyciu długości fal pompy 1500 nm i 800 nm.
W naszych eksperymentach z pompą-sondą, para ultrakrótkich impulsów laserowych jest opóźniona w czasie, rekombinowana i skupiana w spektrometrze masowym czasu przelotu, jak pokazano w naszej konfiguracji w Rysunek 1. Eksperymenty te wymagają wzmacniacza regeneracyjnego Ti:Sapphire wytwarzającego impulsy o długości >2 mJ, 800 nm, 30 fs. Wyjście wzmacniacza jest dzielone na rozdzielacz wiązki 90:10 (%R:%T), gdzie większość energii jest wykorzystywana do pompowania optycznego wzmacniacza parametrycznego (OPA) do generowania impulsów 1200 - 1600 nm, 100 - 300 μJ, 20 - 30 fs. Średnica wiązki pompy podczerwieni jest zwiększona do 22 mm, a średnica wiązki sondy 800 nm jest kolimowana w dół do 5,5 mm i rdzeniowana za pomocą przysłony. Kolimacje te powodują, że wiązka pompy skupia się na znacznie mniejszej talii wiązki (9 μm) niż wiązka sondy (30 μm), zapewniając w ten sposób, że wszystkie jony powstające podczas impulsu pompy jonizującej są wzbudzane przez opóźniony w czasie impuls sondy. Ta konfiguracja jest używana, ponieważ celem naszych eksperymentów jest zbadanie dynamiki macierzystego jonu molekularnego, który może powstawać nawet przy niższych intensywnościach w pobliżu krawędzi skupionej wiązki. Zwracamy uwagę, że jeśli interesująca jest dynamika bardziej wzbudzonych związków jonowych, wówczas średnica wiązki sondy powinna być mniejsza niż średnica pompy.
Impulsy pompy i sondy rozchodzą się współliniowo i są skupiane w obszarze ekstrakcji spektrometru masowego czasu przelotu Wileya-McLarena (TOF-MS)26 (<silna klasa="xfig">Rysunek 2). Próbki molekularne umieszczone w fiolce są umieszczane na wlocie i otwierane do próżni. Ta konfiguracja wymaga, aby badana cząsteczka miała niezerową prężność pary; W przypadku cząsteczek o niskiej prężności pary fiolkę można podgrzać. Przepływ próbki gazowej do komory jest kontrolowany przez dwa zawory nieszczelności o zmiennej charakterystyce. Próbka dostaje się do komory przez rurkę ze stali nierdzewnej 1/16" w odległości około 1 cm od ogniska lasera (<silna klasa="xfig">Rysunek 2) w celu dostarczenia lokalnie wysokiego stężenia cząsteczki docelowej w regionie ekstrakcji27. Płyta ekstrakcyjna ma szczelinę 0,5 mm zorientowaną prostopadle do propagacji lasera i ścieżek jonów. Ponieważ zakres Rayleigha belki pompy wynosi około 2 mm, szczelina ta służy jako filtr, dzięki czemu tylko jony generowane z centralnej objętości ogniskowej, gdzie intensywność jest największa, przechodzą przez płytę ekstrakcyjną28. Jony wchodzą do 1-metrowej wolnej od pola rurki dryfującej, aby dotrzeć do detektora płytki mikrokanałowej Z-gap (MCP) 29, gdzie są wykrywane i rejestrowane za pomocą oscyloskopu cyfrowego 1 GHz z częstotliwością powtarzania 1 kHz typowych komercyjnych laserów Ti:Sapphire.

<table><tbody><tr><td>Elementy spektrometru masowego</td><td></td><td></td><td></td></tr><tr><td>TOF zestaw soczewek i rurka lotnicza</td><td>Jordan TOF Products, Inc.</td><td>C-677</td><td></td></tr><tr><td>18 mm zespół detektora szczeliny Z</td><td>Jordan TOF Products, Inc.</td><td>Zasilacz wysokonapięciowy C-701Z</td><td></td></tr><tr><td>TOF</td><td>Jordan TOF Products, Inc.</td><td>D-603</td><td></td></tr><tr><td>Elementy systemu próżniowego</td><td></td><td></td><td></td></tr><tr><td>Łopatkowa pompa oporowa</td><td>Edwards Vacuum LLC</td><td>RV12</td><td></td></tr><tr><td>Pompy turbomolekularne (2)</td><td>Edwards Vacuum LLC</td><td>EXT255H</td><td></td></tr><tr><td>Sterowniki pomp turbomolekularnych (2)</td><td>Edwards Vacuum LLC</td><td>EXC300</td><td></td></tr><tr><td>Manometr</td><td>Edwards Vacuum LLC</td><td>AIGX-S-DN40CF</td><td></td></tr><tr><td>Chiller do chłodzenia wodą</td><td>Neslab</td><td>CFT-25</td><td></td></tr><tr><td>Femtosecond laser system</td><td></td><td></td><td></td></tr><tr><td>Ti: Szafirowy wzmacniacz regeneracyjny</td><td>Coherent, Inc.</td><td>Oscylator i wzmacniacz Astrella</td><td>w jednym zintegrowanym systemie</td></tr><tr><td>Optyczny wzmacniacz parametryczny (OPA)</td><td>Konwersja światła</td><td>TOPAS Prime</td><td></td></tr><tr><td>Motion control</td><td></td><td></td><td></td></tr><tr><td>Motorized liniowy stopień translacji 1" skok</td><td>Thorlabs</td><td>Z825B</td><td></td></tr><tr><td>do liniowego stopnia translacji</td><td>Thorlabs</td><td>KDC 101</td><td></td></tr><tr><td>Kontroler USB koncentrator i zasilacz</td><td>Thorlabs</td><td>KCH 601</td><td></td></tr><tr><td>Ręczny etap translacji liniowej 1" skok</td><td>Thorlabs</td><td>PT1</td><td></td></tr><tr><td>Detectors</td><td></td><td></td><td></td></tr><tr><td>Piroelektryczny miernik energii laserowej</td><td>Coherent, Inc.</td><td></td><td></td>1168337</tr><tr><td>Termiczny miernik mocy lasera</td><td>Coherent, Inc.</td><td>5356E16R</td><td></td></tr><tr><td>Detektor spolaryzowany krzemem 200-1100 nm</td><td>Thorlabs</td><td>DET10A Kompaktowa</td><td></td></tr><tr><td>kamera USB CMOS</td><td></td><td></td> Spektroskop DCC1545M <td></td></tr><tr><td>USB</td><td>Ocean Optics</td><td>HR4000</td><td></td></tr><tr><td>Oscyloskop cyfrowy 1 GHz&nbsp;</td><td>LeCroy</td><td>WaveRunner 610Zi</td><td></td></tr><tr><td>Optics</td><td></td><td></td><td></td></tr><tr><td>Type 1 BBO crystal</td><td>Crylight Photonics</td><td>BBO007</td><td>aperturę i grubość można dostosować Achromatyczna</td></tr><tr><td>płyta półfalowa, 1100-2000 nm</td><td>Thorlabs</td><td>AHWP05M-1600</td><td></td></tr><tr><td>Polaryzator pryzmatyczny Wollaston</td><td>Thorlabs</td><td>WPM10</td><td></td></tr><tr><td>Pusty światło wsteczne</td><td>PLX, Inc.</td><td>OW-20-1C</td><td></td></tr><tr><td>Filtr o zmiennej neutralnej gęstości</td><td>Thorlabs</td><td>NDC-100C-2</td><td></td></tr><tr><td>Longpass zwierciadło dichroiczne o średnicy 2 cali</td><td>Thorlabs</td><td>DMLP950L</td><td></td></tr><tr><td>Software</td><td></td><td></td><td></td></tr><tr><td>Digital Camera Oprogramowanie do obrazowania</td><td>Thorlabs</td><td>ThorCam</td><td></td></tr><tr><td>Instrument</td><td>Krajowy Instrumenty</td><td>NI-MAX</td><td></td></tr><tr><td>Graficzne środowisko programistyczne dla programów pomiarowych</td><td>National</td><td>Instruments LabVIEW</td><td></td></tr><tr><td>Oprogramowanie do przetwarzania danych</td><td>Mathworks</td><td>MATLAB</td><td></td></tr></tbody></table>

pomiar ultraszybkich koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodnikowych z jonizacją adiabatyczną w silnym polu

Measurement of Ultrafast Vibrational Coherences in Polyatomic Radical Cations with Strong-Field Adiabatic Ionization

Prezentujemy metodę pompowo-sondową do przygotowywania koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodnikowych i badania ich ultraszybkiej dynamiki. Poprzez przesunięcie długości fali impulsu pompy jonizującej w silnym polu z powszechnie stosowanych 800 nm do bliskiej podczerwieni (1200-1600 nm), udział adiabatycznego tunelowania elektronów w procesie jonizacji wzrasta w stosunku do absorpcji wielofotonowej. Jonizacja adiabatyczna powoduje dominację populacji podstawowego stanu elektronowego jonu po usunięciu elektronów, co skutecznie przygotowuje koherentny stan wibracyjny ("pakiet falowy") podatny na późniejsze wzbudzenie. W naszych eksperymentach koherentna dynamika drgań jest badana za pomocą impulsu o długości fali 800 nm w słabym polu i mierzona w czasie wydajność produktów dysocjacji w spektrometrze mas czasu przelotu. Przedstawiamy pomiary cząsteczki dimetylometylofosfonianu (DMMP), aby zilustrować, w jaki sposób użycie impulsów 1500 nm do wzbudzenia zwiększa amplitudę koherentnych oscylacji w wydajności jonów 10-krotnie w porównaniu z impulsami 800 nm. Protokół ten może być zaimplementowany w istniejących konfiguracjach pompa-sonda poprzez włączenie optycznego wzmacniacza parametrycznego (OPA) do konwersji długości fali.

Przedstawiono wyniki uzyskane dla cząsteczki DMMP21. Rysunek 3 przedstawia widma masowe DMMP zarejestrowane przy zerowej opóźnieniu czasowym, przy intensywnościach piku impulsów pompy 1500 nm i sondy 800 nm wynoszących odpowiednio 8 x 1013 i 8 x 1012 W cm-2. Dla odniesienia przedstawiono również widmo masowe zarejestrowane przy użyciu wyłącznie impulsu pompy. Widma zostały uśrednione z 10 000 wystrzałów...

Przedstawiamy protokół do badania ultraszybkich koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodników, które skutkują dysocjacją molekularną.

Pomiar ultraszybkich koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodnikowych z jonizacją adiabatyczną w silnym polu

We present a pump-probe method for preparing vibrational coherences in polyatomic radical cations and probing their ultrafast dynamics. By shifting the ...

Metoda ta może pomóc odpowiedzieć na kluczowe pytania dotyczące ultraszybkiej dynamiki wieloatomowych kationów rodnikowych, takie jak to, czy koherentne ruchy wibracyjne są wzbudzane i jak koherentna egzotyka napędza asocjację wiązań. Główną zaletą tej techniki jest to, że wieloatomowe kationy rodnikowe mogą być otrzymywane w naziemnym stanie elektronowym, co znacznie poprawia zdolność do rozwiązywania koherentnych ruchów wibracyjnych. Ogólnie rzecz biorąc, osoby nowe w tej metodzie miałyby trudności z ustawieniem dwóch niezależnych ścieżek wiązki o identycznej nazwie ścieżki, aby zapewnić, że dwie wiązki rozchodzą się dokładnie równolegle lub współliniowo, gdy jest to konieczne.Najpierw włącz laser femtosekundowy i poczekaj około 30 minut, aż się ustabilizuje. Umieść rozdzielacz wiązki 90/10 za wyjściem lasera, aby wygenerować dwie repliki, które zostaną wykorzystane do budowy linii wiązki pompy i sondy. Sprawdź moc lasera przed rozdzielaczem wiązki i moc przesyłanej wiązki, aby upewnić się, że przesyłane jest około 10% mocy.Skieruj odbitą wiązkę do optycznego wzmacniacza parametrycznego. Następnie zoptymalizuj moc wyjściową, postępując zgodnie z procedurami zawartymi w instrukcji. Następnie ustaw oprogramowanie optycznego wzmacniacza parametrycznego, aby wybrać żądaną długość fali.Skieruj wiązkę wyjściową z optycznego wzmacniacza parametrycznego przez płytkę półfalową i polaryzator. Zablokuj wiązkę spolaryzowaną P i skieruj wiązkę spolaryzowaną S na wklęsłe i wypukłe lustra, aby zwiększyć jej średnicę pięciokrotnie. Następnie skieruj rozszerzoną wiązkę na zwierciadło dichroiczne.Aby przygotować tor optyczny sondy, skieruj wiązkę przechodzącą przez rozdzielacz wiązki 90/10 do wypukłych i wklęsłych luster, aby dwukrotnie zmniejszyć jej średnicę. Skieruj skolimowaną wiązkę w dół do pustego retroreflektora zamontowanego na zmotoryzowanym liniowym stopniu opóźniającym. Wyreguluj pokrętła mocujące dwóch płaskich lusterek przed reflektorem odblaskowym, aby upewnić się, że położenie wiązki za reflektorem nie zmienia się, gdy stage jest przesuwany w pełnym zakresie ruchu.Następnie włóż przestrajalny filtr o neutralnej gęstości po stopniu opóźniającym, aby osłabić moc impulsu sondy, włóż tęczówkę za filtrem o neutralnej gęstości, aby dostosować średnicę wiązki i skieruj wiązkę do lustra dichroicznego. Teraz włóż kryształ boranu beta-baru o średnicy 15 milimetrów za lustrem dichroicznym, aby podwoić długości fal obu wiązek, czyniąc je w ten sposób widocznymi. Wyreguluj wyrównanie belki sondy końcowej pompy za pomocą mocowań lustra przed zwierciadłem dichroicznym tak, aby wiązki rozchodziły się współliniowo przez komorę TOFMS i na zewnątrz z drugiej strony.Następnie umieść szybki fotodetektor dio kilka centymetrów przed wejściem okiennym do komory TOFMS na ścieżce belek sondy na końcu pompy. Podłącz detektora do oscyloskopu cyfrowego i niezależnie zlokalizuj sygnały impulsów sondy po stronie pompy. Dostosuj położenie zmotoryzowanego stopnia opóźniającego na linii sondy tak, aby sygnały sondy na końcu pompy w oscyloskopie czasowo się nakładały.Jeśli jeden sygnał jest stale przed drugim w oscyloskopie, przesuń mocowania przytrzymujące zmotoryzowany stopień opóźniający, aby w razie potrzeby skrócić lub wydłużyć długość ścieżki. Następnie wyjmij detektor fotodiody. Podłącz żądaną próbkę do komory TOFMS i wyreguluj ciśnienie.Włącz zasilanie TOFMS i sprawdź napięcie. Sprawdź działanie oprogramowania do akwizycji danych w odniesieniu do komunikacji zarówno ze zmotoryzowanym stopniem opóźniającym, jak i oscyloskopem. Odblokuj belki sondy końcowej pompy i upewnij się, że są wyrównane w komorze TOFMS.Zmaksymalizuj moc sondy, regulując filtr o neutralnej gęstości. Ustaw moc pompy z płytką falową na wystarczająco wysoki poziom, aby uzyskać zadowalający sygnał jonowy. Następnie dostosuj położenie przestrzenne wiązki sondy za pomocą pokręteł na mocowaniu zwierciadła dichroicznego, aż zaobserwuje się skok intensywności wszystkich jonów lub znaczne zubożenie macierzystego jonu molekularnego i/lub wzrost wydajności jonów fragmentacyjnych.Dostosuj pozycję zmotoryzowanego stopnia opóźniającego, aby wytworzyć skok całkowitego sygnału jonowego, co odpowiada zerowemu opóźnieniu czasowemu. Dostosuj energie impulsów sondy na końcu pompy, aby uzyskać żądane sygnały jonowe. W oprogramowaniu do akwizycji danych określ długość skanowania i rozmiar kroku.Na koniec uruchom oprogramowanie do akwizycji danych, aby uzyskać widmo masy przy każdym opóźnieniu pompa-sonda. Widma masowe DMMP wykonane z zerowym opóźnieniem czasowym i tylko z impulsem pompy są pokazane tutaj. Istnieje niewielka zauważalna różnica między widmami słabo zachodzącymi na siebie a widmami tylko pompy, co ilustruje, jak określić optymalne przestrzenne nakładanie się belek sondy na końcu pompy za pomocą bezpośrednich sygnałów jonowych.W tym miejscu wyświetlane są dane spektralne mas uzyskane z jednego skanu pompa-sonda z czasem lotu na odciętej i opóźnieniem pompa-sonda na rzędnej. Surowe dane ilustrują, w jaki sposób zmiany sygnałów jonowych z opóźnieniem pompa-sonda w tych eksperymentach mogą być wizualizowane bez dodatkowego przetwarzania danych. Pokazano tutaj czasowo-rozdzielcze sygnały jonowe DMMP z jednego skanowania pompa-sonda ze zoptymalizowanym i słabym nakładaniem się przestrzennym belek sondy na końcu pompy.Wyniki te ilustrują znaczenie optymalizacji nakładania się przestrzeni między pompą a sondą w celu uzyskania wysokiej jakości sygnałów jonów przejściowych w przetwarzanych danych. W tym miejscu wyświetlany jest jon DMMP i fragment PO2C2H4 sygnałów jonów przejściowych pobranych przy użyciu długości fali pompy 800 nanometrów i 1500 nanometrów. Szybka transformacja sygnałów jonowych DMMP pobranych za pomocą pomp 800 nanometrów i 1500 nanometrów jest pokazana tutaj.Szczyt przy liczbach fal 750 widocznych dla pompy 1500 nanometrów ilustruje rozdzielczość częstotliwości przy zastosowanych ustawieniach skanowania. Próbując wykonać tę procedurę, należy pamiętać o dwukrotnym sprawdzeniu rozwinięcia przestrzennego pompy i wiązek sondy przed zarejestrowaniem jakichkolwiek danych eksperymentalnych. Postępując zgodnie z tą procedurą, można przeprowadzić obliczenia ab initio lub teorii funkcjonału gęstości w celu określenia, które mody wibracyjne są spójnie wzbudzone, a także zidentyfikowania poziomu lub poziomów energii elektronowej, do których uzyskuje dostęp egzotacja sondy-impulsu.Nie zapominaj, że praca z laserami o dużej mocy może być niezwykle niebezpieczna i podczas wykonywania tej procedury należy zawsze zachować środki ostrożności, takie jak noszenie odpowiednich okularów ochronnych.

measurement-ultrafast-vibrational-coherences-polyatomic-radical

Research

JoVE Journal

Chemistry

Chemia

Wiązka molekularna sprzężona z przestrajalnym próżniowym spektrometrem masowym fotojonizacji ultrafioletowej w synchrotronie dostarcza wygodnego narzędzia do badania struktury elektronowej izolowanych cząsteczek i klastrów fazy gazowej. Za pomocą tej techniki wyjaśniono mechanizmy transferu protonów w dimerach zasad DNA.

Spektrometria mas wiązki molekularnej z przestrajalnym próżniowym promieniowaniem synchrotronowym ultrafioletowym (VUV)

Atomowe i dwuatomowe gatunki molekularne z rozdzielczością czasową są mierzone za pomocą LIBS. Widma są zbierane z różnymi opóźnieniami czasowymi po wytworzeniu plazmy rozpadu optycznego z promieniowaniem laserowym Nd:YAG i są analizowane w celu wywnioskowania gęstości elektronów i temperatury.

Pomiar i analiza widm wodoru atomowego i dwuatomowego molekularnego AlO,C2, CN i TiO po rozpadzie optycznym wywołanym laserem

Prezentujemy protokół tworzenia w czasie rzeczywistym filmu pakietu molekularnej fali rotacyjnej przy użyciu wysokorozdzielczego zestawu do obrazowania eksplozji kulombowskiej.

Bezpośrednie obrazowanie ultraszybkiej rotacji molekularnej sterowanej laserem

Dla małych gatunków chiralnych, Coulomb Explosion Imaging dostarcza nowego podejścia do określania ręczności pojedynczych molekuł.

Obrazowanie eksplozji kulombowskiej jako narzędzie do rozróżniania stereoizomerów

Opisujemy eksperyment mający na celu zbadanie uszkodzeń elektronowych indukowanych w nanokryształach buckminsterfullerenu (C60) przez intensywne, femtosekundowe impulsy promieniowania rentgenowskiego. Eksperyment wykazał, że dynamika elektronów indukowana promieniowaniem rentgenowskim w C60 nie jest stochastyczna, ale silnie skorelowana, rozciągając się na setki komórek elementarnych w obrębie kryształów1.

Pomiary korelacji elektronowych dalekiego zasięgu podczas eksperymentów dyfrakcji femtosekundowej wykonywanych na nanokryształach buckminsterfullerenu

Ten protokół opisuje kluczowe kroki do przeprowadzania i analizowania eksperymentów z pompą-sondą, łącząc femtosekundowy laser optyczny z laserem na swobodnych elektronach, w celu zbadania ultraszybkich reakcji fotochemicznych w cząsteczkach fazy gazowej.

Eksperymentalny protokół dla femtosekundowego NIR/UV - Eksperymenty z pompą i sondą XUV z laserami na swobodnych elektronach

Tutaj prezentujemy protokół obrazowania fotoelektronów gatunków anionowych. Aniony generowane w próżni i rozdzielane za pomocą spektrometrii mas są badane za pomocą obrazowania fotoelektronów z mapowaniem prędkości, dostarczając szczegółowych informacji na temat poziomów energii anionów i neutralnych, struktury anionów i neutralnych oraz natury stanu elektronowego anionów.

Fotoelektronowe obrazowanie anionów zilustrowane oderwaniem f− o długości fali 310 nm

Opisano szczegóły generowania i optymalizacji sygnału, pomiaru, akwizycji danych i obsługi danych dla femtosekundowego, czasowo rozdzielczego, stymulowanego spektrometrem Ramana w bliskiej podczerwieni. Jako reprezentatywne zastosowanie pokazano badanie Ramana stymulowane bliską podczerwienią dynamiki stanu wzbudzonego β-karotenu w toluenie.

Ultraszybkie, czasowo-rozdzielcze, stymulowane bliską podczerwienią pomiary ramanowskie funkcjonalnych układów π-sprzężonych

Barwnikowe ogniwo słoneczne zostało solwatowane przez RTILs; korzystając z zoptymalizowanych potencjałów empirycznych, zastosowano symulację dynamiki molekularnej do obliczenia właściwości drgań. Uzyskane widma oscylacyjne porównano z dynamiką molekularną eksperymentu i ab initio; Różne widma potencjału empirycznego pokazują, jak parametryzacja ładunku częściowego ładunku cieczy jonowej wpływa na przewidywanie widm wibracyjnych.

Widma drgań granicy faz N719-chromofor/tytan z symulacji empirycznego potencjału dynamiki molekularnej, solwatowane przez ciecz jonową o temperaturze pokojowej

Ten protokół jest wstępem dla początkujących do przetwarzania, dopasowywania i interpretacji widm absorpcji przejściowej. Protokół ten koncentruje się na przygotowaniu zestawów danych i dopasowaniu przy użyciu zarówno kinetyki pojedynczej długości fali, jak i globalnej analizy czasu życia. Omówiono wyzwania związane z danymi dotyczącymi absorpcji stanów nieustalonych i ich dopasowaniem.

Wprowadzenie do przetwarzania, dopasowywania i interpretowania danych absorpcji stanów nieustalonych

Poznaj metodę pomiaru ultraszybkich koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodnikowych przy użyciu jonizacji adiabatycznej. Technika ta pozwala przygotować kationy w stanie podstawowym, znacząco poprawiając rozdzielczość ruchów wibracyjnych.

Pomiar ultraszybkich koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodnikowych z jonizacją adiabatyczną w silnym polu

Przeglądaj więcej filmów