Attosecond kontrolü ve kiral fotoiyonizasyon dinamiklerinin ölçümü

Kiralite geleneksel olarak maddenin yapısal bir özelliği olarak görülür. Moleküllerdeki ve malzemelerdeki atomların uzaysal düzeni aslında onların el tercihini tanımlar. Basitleştirilmiş bir bakış açısıyla yapısal kiralite sıklıkla kiral tanımayı açıklamak için kullanılır. Ancak son araştırmalar yapısal kiralitenin kiral olguyu tam olarak anlamak için yetersiz olduğunu göstermektedir. Özellikle, giderek artan kanıtlar, kiral elektron dinamiğinin, elektronik düzeyde kiral etkileşimleri etkinleştirme ve bunlara aracılık etmedeki işlevsel rolüne işaret etmektedir.⁵. Bu tür dinamiklerin aynı zamanda spintronik de dahil olmak üzere ileri uygulamalarda da rol oynadığı düşünülmektedir.⁶tek yönlü moleküler makineler⁷ ve kiral duyarlı biyoalgılama⁸. Ayrıca elektronik dairesel dikroizm gibi çok çeşitli kayroptik teknikler⁹ (CD), PECD^10,11 ve kiral yüksek harmonik nesil^12,13artık yalnızca yapısal asimetrilerden ziyade elektronların altında yatan kiral dinamikleri incelediği anlaşılmaktadır. Bu gelişmeler, kiral sistemlerdeki elektronların yalnızca statik yapısını değil aynı zamanda dinamik davranışını da kapsayan kiraliteye ilişkin daha geniş bir perspektifi teşvik etmektedir.

Kiral elektron dinamiğinin temel önemine rağmen, attosaniye darbelerine dayalı spektroskopi şu ana kadar kiral ayrımcılığın önemli yeteneğinden yoksundu. Attosaniye bilimini kiral moleküller ve materyaller alanına doğru genişletmenin önündeki temel engel, dairesel polarize attosaniye ışık darbelerinin eksikliği olmuştur. Sonuç olarak, bu alandaki tüm öncü deneyler femtosaniye darbelerine dayanıyordu, örneğin ref.^{12,13,14,15,16,17,18,19,20,21}. Özellikle, faz kaymalarını ölçmek için yoğun iki renkli femtosaniye lazer darbeleriyle güçlü alan iyonizasyonu kullanılmıştır.¹⁷ ve kiral moleküllerin güçlü alan iyonizasyonunda fotoelektron açısal dağılımlarının (PAD’ler) asimetrisini kontrol etmek^20,22. Son zamanlarda, mevcut yazarlardan bazıları, dairesel polarize attosaniye darbelerinin tam karakterizasyonu için genel bir metodolojinin üretilmesi ve gösterilmesi için bir eklenti aparatı sunarak dairesel polarizasyonda attosaniye metrolojisini geliştirmişlerdir.¹. Bu yeni yetenek yakın zamanda atomların fotoiyonlaşma dinamiklerini incelemek için uygulandı.^2,23.

Burada, dairesel polarize attosaniye darbelerinin kiral moleküllere ilk uygulamasını bildirerek attosaniye kayroptik spektroskopisini tanıtıyoruz. Momentum-vektör çözümlü elektron-iyon-rastlantı spektroskopisi ile birleştirilen bu gelişme, kiral elektron dinamiklerini doğal attosaniye zaman ölçeğinde ölçmemize ve kontrol etmemize olanak tanır. Spesifik olarak çalışmamız, iyi tanımlanmış fotoiyonizasyon yolu çiftleri arasındaki yapıcı veya yıkıcı girişime dayalı olarak PECD üzerinde attosaniye tutarlı kontrolü göstermektedir. Ayrıca kiral fotoiyonizasyon gecikmelerinin, ışık yayılım çerçevesindeki fotoemisyonun hem polar hem de azimut açılarına olan karakteristik bağımlılığını ortaya koymaktadır.

Deney düzeneği Şekil 2’de gösterilmektedir. 1aayrıntılar şurada verilmiştir Yöntemler. Tek bir ortak sarmallığın dairesel polarize aşırı ultraviyole (XUV) attosaniye darbe dizisi (APT), kompakt bir eklenti aparatı kullanılarak eşdoğrusal olmayan HHG şeması tarafından üretildi.¹. Zayıf doğrusal veya dairesel olarak polarize (birlikte dönen) IR’ye yakın (800 nm) lazer darbesi, iki fotonlu geçişlerin (RABBIT) müdahalesi ile attosaniye vuruşunun yeniden yapılandırılmasını kullanarak XUV-IR iki foton geçişlerini indüklemek için attosaniye zamansal stabiliteye sahip XUV APT ile uzay-zamansal olarak örtüştü. Bu çalışmada, ışığın yayılma yönünü şu şekilde tanımladık: z eksen ve ışık polarizasyonunun X–sen düzlem, böylece CD açıya göre açısal dağılımda kendini gösterir Ben = arkcos(P_z/P_toplam), burada P_toplam Ve P_z elektronun toplam momentumu ve onun zsırasıyla bileşen. Polarizasyon düzlemindeki azimut açısı ϕ= için(P_X/P_sen) -15° ile +15° arasında entegre edilmiştir. Enantiyomerik olarak saf metiloksiran numuneleri (MeOx, propilen oksit olarak da bilinir, C₃H₆O, ≥%99,5 ee) soğuk hedefli geri tepme iyon momentum spektroskopisi (COLTRIMS) kurulumuna iletildi^24,25 30 µm’lik bir açıklığa sahip nozül boyunca süpersonik genleşme yoluyla. Fotoelektronların ve iyonik parçaların 3 boyutlu momentumları, ultra yüksek vakum odasında (yaklaşık 10 saniye) tesadüfen ölçülmüştür.⁻¹⁰mbar).

ADeneysel kurulum. İyonik parçalar ve yayılan fotoelektronlar, COLTRIMS kullanılarak tesadüfen ölçülür. BAşırı yük oranının ve yalnızca XUV alanının varlığında moleküler ışın yönü boyunca iyon detektörü üzerindeki konumun bir fonksiyonu olarak ölçülen 2D iyonik spektrum. CDağıtımın projeksiyonu B kütle aşırı yük ekseninde. Sayımların logaritmik ölçekte gösterildiğini unutmayın. Yukarıdaki iki küçük zirve M/Q= 58 şuna karşılık gelir ¹³ Ana iyonun C izotopomerleri. D,eBozulmamış ana iyonla çakışarak ölçülen fotoelektron spektrumları (D) ve C₂H₄⁺parça iyonu (e). İçinde Dbir dizi ayrı, eşit mesafeli tepe noktasının gözlemlenmesi, fotoiyonizasyonun ({mathop{X}limit^{ sim }}^{+}) katyonun temel durumu molekülü sağlam bırakır. İçinde edeneysel veriler, aşağıdakilere karşılık gelen iki set Gauss piki ile donatılmıştır: ({widetilde{A}}^{+}) Ve ({widetilde{B}}^{+}) sırasıyla iyonik durumlar. İlgili durumların iyonlaşma enerjileri ref’den alınmıştır.²⁶. au, isteğe bağlı birimler.

Figür 1b iyonik parça dağılımını kütle aşırı yük oranının bir fonksiyonu olarak gösterir (M /Q) ve dedektör konumu ve Şek. 1c projeksiyonu sunar M/Qeksen, her ikisi de yalnızca attosaniye XUV darbeleri kullanılarak kaydedildi. Harmonik 7’den (H7) harmonik 13’e (H13) kadar attosaniye darbeleri ile fotoiyonizasyondan sonra, ayrışmamış ana iyonu (C) gözlemliyoruz.₃H₆O⁺ ) ve CH’ye atanan iki daha geniş dağıtım₃⁺ ve C₂H₄⁺önceki sinkrotron çalışmaları ile uyumlu olarak parçalar²⁶. Fotoelektron spektrumu, iyonizasyon adımında erişilen iyonun elektronik durumunu tanımlarken, iyonik türler, iyonun belirli bir elektronik durumunun ayrışıp ayrışmadığını ve nasıl ayrıştığını ortaya çıkarır. Figür 1d,e ana iyon ve C ile tesadüfen ölçülen fotoelektron spektrumlarını gösterir₂H₄⁺ sırasıyla. İlki, katyonu sağlam bırakan H7-H13 tarafından en yüksek işgal edilen moleküler yörüngeden (HOMO) gelen fotoiyonizasyonu yansıtır. C ile tesadüfen ölçülen fotoelektron spektrumu₂H₄⁺katkılarını içeren daha karmaşık bir dağılım gösterir. ({widetilde{A}}^{+}) Ve ({widetilde{B}}^{+}) iyonik durumlar. Bu çalışmada ana iyon kanalına odaklanıyoruz.

Figür 2 ana iyon kanalı için XUV-IR gecikmesini attosaniye hassasiyetiyle değiştirerek ölçülen PECD’yi ve bunun tutarlı kontrolünü gösterir. Enerji (e_k)-çözünmüş ve açı (Ben)-çözümlenmiş PECD dağılımı 2( ile tanımlanırBEN_S(e_k,Ben) –BEN_R(e_k,Ben))/( BEN_S(e_k,Ben) + BEN_R(e_k, Ben)), burada BEN_{S / R}( e_k,Ben ) PAD’dirS/ R enantiyomer. PECD’nin kiral doğası, XUV helisitesinin değiştirilmesiyle de doğrulanmıştır. Figür 2a,b sırasıyla yalnızca XUV alanından elde edilen ölçülen PECD dağılımlarını ve XUV + IR iki renkli alanlarındaki gecikme ortalamalı sonucu gösterir. Yalnızca XUV PECD dağılımı için, dört dipol şeklindeki eşmerkezli halka, Şekil 2’de gösterilen dört ana zirveye karşılık gelir. 1d. Bir IR alanını tanıttıktan sonra (Şek. 2b), ana tepe noktaları arasında yan bantlar (SB’ler) belirir ve komşu ana tepe noktalarının PECD işaretini miras alır, ancak bazı açısal modülasyonlarla, iki foton iyonizasyon sürecine ekstra kısmi dalgaların dahil olduğu gerçeğinin bir sonucudur (ayrıntılar için ‘Teorik yöntemler’ bölümüne bakın). Asimetri parametreleri, trigonometrik fonksiyonların açı çözümlemeli PECD’ye yerleştirilmesiyle elde edilir ve sonuçlar Genişletilmiş Veri Şekil 1’de gösterilir. 1. Figür 2c yalnızca XUV ve XUV + IR durumlarında çıkarılan PECD değerlerini karşılaştırır. Yalnızca XUV durumunda, en yüksek PECD yaklaşık %10’dur. Doğrusal olarak polarize edilmiş bir IR alanının varlığında, SB konumlarındaki PECD’ler, komşu ana bantların ortalama PECD’sine kıyasla %5’e kadar arttırılır. Dairesel olarak polarize edilmiş bir IR alanının varlığında, SB PECD’ler çok daha fazla artar; bu, ref.⁴ ve MeOx için simülasyonlar gerçekleştirildi. Tipik olarak PECD değerleri, Şekil 2’de siyah okla gösterildiği gibi komşu ana bantların ortalaması ile karşılaştırıldığında iki katına çıkar. 2c. XUV + IR alanında PECD de aktif olarak kontrol edilebilir. Figür 2 gün doğrusal olarak polarize edilmiş bir IR alanının varlığında gecikme çözümlü PECD’yi gösterir. Tüm SB konumlarındaki PECD’ler, PECD’nin işaret bile değiştirdiği SB 14’te maksimum modülasyon derinliği ile 1,33 fs’lik bir periyotla modüle edilir. Farklı SB’lerin PECD salınımları arasındaki faz kaymalarına, XUV APT’nin attochirp’i hakimdir. Dairesel olarak polarize edilmiş bir IR alanı durumunda gecikmeye bağlı PECD’ler Genişletilmiş Veri Şekil 2’de gösterilmektedir. 2.

A,BSırasıyla yalnızca XUV durumunda ve doğrusal polarize IR alanına sahip XUV + IR durumunda ölçülen açı çözümlemeli ve enerji çözümlemeli PECD dağılımları. CIR alanının hem doğrusal hem de birlikte dönen dairesel polarizasyonları dahil olmak üzere, yalnızca XUV fotoiyonizasyon ile (gecikmeli ortalamalı) XUV + IR iki renkli fotoiyonizasyon arasındaki PECD değerlerinin karşılaştırılması. DDoğrusal polarize IR alanı için XUV-IR gecikmesinin bir fonksiyonu olarak SB 8, 10, 12 ve 14’te ölçülen PECD değerleri. Fotoelektron sinyalleri, ana bantların ve SB’lerin tepe noktalarında merkezlenen 0,5 eV genişliğinde bir pencere üzerine entegre edilmiştir. Panelin üstündeki ekler D SB 14’te gözlemlenen PECD tersine çevrilmesini göstermektedir.

Şimdi doğrusal polarize IR alanı durumundan başlayarak, moleküler fotoiyonizasyon gecikmelerindeki kiral asimetrilerin ölçümünü tartışıyoruz. PECD durumunda olduğu gibi, bu yaklaşım tek fotonlu XUV geçişinin kiral imzalarını izole eder ve IR alanı tarafından yönlendirilen süreklilik-süreklilik geçişlerinden gelen olası kiral katkıları ortadan kaldırır.⁴. Figür 3a,c fotoelektron emisyon açısı üzerinden entegre edilerek elde edilen enerji çözümlü TAVŞAN izlerini gösterir Ben 0° ila 90° (ileriye yayılan fotoelektronlar) veya 90° ila 180° (geriye doğru yayılan fotoelektronlar). SB pozisyonlarındaki fotoelektron verimi salınımlarının fazları, hem attochirp hem de moleküler fotoiyonizasyon gecikmelerinden katkılara sahiptir. İleri yayılan ve geri yayılan fotoelektronlar arasındaki faz farkı değerlendirilerek, attochirp’in etkisi iptal edilir ve moleküler fotoiyonizasyon gecikmelerinin kiral asimetrisi izole edilir. Figür 3 boyutlu Fourier dönüşümüyle yavaş yavaş değişen arka planın kaldırılmasından sonra, farklı SB’ler için ileri ve geri fotoelektronların verim salınımlarını karşılaştırır (bkz. Yöntemler ayrıntılar için). İleri fotoelektronlar geçici olarak geri fotoelektronların arkasındadır.R -MeOx, yani SB maksimumları daha büyük XUV-IR gecikmelerinde meydana gelir; bu etki en çok SB 8 için belirgindir.

Veriler doğrusal olarak polarize edilmiş bir IR ile elde edildi.sen yön ve fotoemisyon açısı ϕ−15° ile +15° arasında entegre edilmiştir. A,CTAVŞAN geriye doğru elektronların izleri ( Ben90° ila 180° arasında entegre edilmiştir) ve ileri elektronlar ( Benpanelde gösterildiği gibi sırasıyla 0 ila 90° arasında entegre edilmiştir B. D,eSabit arka plan sinyallerinin Fourier dönüşümü kullanılarak kaldırıldığı SB 8, 10 ve 12 için ölçülen ve simüle edilen enerji entegreli TAVŞAN sinyalleri. Elektron-enerji entegrasyon genişliği, tepe konumlarında ortalanmış 0,5 eV’dir. FMeOx’un her iki enantiyomeri için fotoelektron enerjisinin bir fonksiyonu olarak deneysel ve teorik ileri-geri fotoiyonizasyon zaman gecikmesi. Panellerdeki deneysel sonuçların A, C, D ve paneldeki teorik sonuçlar e karşılık gelmek R -MeOx ve veriler S-MeOx Genişletilmiş Veri Şekil 2’de gösterilmektedir. 3. au, isteğe bağlı birimler.

Aynı ölçümler diğer enantiyomer ( S -MeOx; Genişletilmiş Veri Şek. 3) kiral doğasını göstererek zıt gecikmeler gösterdi. Figür 3f her iki enantiyomer için ölçülen fotoiyonizasyon süresi gecikmelerini gösterir. İleri yayılan ve geriye yayılan fotoelektron dalga paketlerinin zamansal ayrımını ifade eden ileri-geri zaman gecikmelerinin, SB 8’de olduğu gibi yaklaşık 60 olduğunu ve elektron kinetik enerjisiyle azaldığını bulduk; bu, fotoelektron dalga paketinin, PECD genliklerinde olduğu gibi, moleküler potansiyelin kiralitesine karşı azalan duyarlılığını yansıtır. Hesaplanan zaman gecikmeleri ölçülenlerden biraz daha küçüktür ancak ölçümün hata çubukları dahilindedir. Bu ileri-geri zaman gecikmelerinin kiral doğası, hem deneyde hem de teoride iki enantiyomer için elde edilen zaman gecikmelerinin zıt işaretleri ile doğrulanır.

Moleküler fotoiyonizasyon dinamikleri, referansın teorik çerçevesi uyarlanarak simüle edilir.⁴PAD’deki kiral imzaların tutarlı kontrolünü gerçekleştirmek için RABBIT’in kullanılmasını önerdi. Simülasyonlar, referansları takip ederek donmuş çekirdek statik değişim ve elektrik dipol yaklaşımlarında gerçekleştirilir.^3,4,27 açıklanan değişikliklerle Yöntemler fotoelektron sürekliliğinin ayrıklaştırılmasının neden olduğu yapay rezonansların etkisini gidermek ve deney koşullarını açıklamak.

Orijinal teori önerisi, kiral molekül CHBrClF modeli için fotoelektron interferometrisini tartıştı (ref.⁴). CHBrClF ile karşılaştırıldığında MeOx, CHBrClF ile karşılaştırıldığında MeOx için moleküler dalga fonksiyonlarını temsil etmek için gereken daha az sayıda açısal temel fonksiyondan görülebileceği gibi daha izotropik bir yapı gösterir (bkz. Yöntemler). Bu, CHBrClF’nin fotoelektronlarının moleküler potansiyelde daha yüksek anizotropi yaşadığını göstermektedir. Bu, kontrol şemasının sağlamlığını ne ölçüde etkiler? Referansta CHBrClF için simülasyonlar.⁴ XUV-IR gecikmesini optimize ederek maksimum PECD sinyalinin beş kat artırılabileceğini gösterdi; oysa MeOx simülasyonlarında gecikmeyi optimize etmenin PECD’yi yaklaşık iki kat artırabildiğini gösterdi; bu, Şekil 1’de sunulan gecikme ortalamalı deneysel sonuçlarla benzer bir gelişmedir. 2. Bu, sunulan kontrol şemasının molekülün daha az izotropik doğasından yararlanabileceğini gösterebilir. Kiral imzaların fotoelektron enerjisine bağımlılığı analiz edilirken de benzer bir tartışma yapılabilir. PECD’nin yanı sıra ileri-geri zaman gecikmeleri, Şekil 2’de gösterildiği gibi SB sırası ile azalır. 2c Ve 3f. Bununla birlikte, dairesel polarize IR darbesinin dahil edilmesi, yalnızca XUV durumunda en yakın harmoniğin (H13) PECD sinyaliyle karşılaştırıldığında en yüksek SB (SB 14) için PECD’yi yaklaşık %50 artırır. Kiral fotoiyonizasyon gecikmelerinin hesaplanması yakın tarihli bir yayında rapor edilmiştir.²⁸.

Kiral ileri-geri zaman gecikmelerine ek olarak, deneyimizin 3 boyutlu momentum çözünürlüğü, fotoiyonizasyon zaman gecikmelerini açısal çözünürlükle elde etmemize olanak sağlar. Momentum-vektör çözünürlüğü, kiral fotoiyonizasyon gecikmelerinin kantitatif ölçümü için bir önkoşuldur, çünkü ikincisi, fotoemisyonun laboratuvar çerçeve açılarına bağlıdır ( BenVe ϕ) herhangi bir kiral duyarlı deneyde. Genişletilmiş Veri Şek. 4 SB salınımının fazının doğrusal olarak bağlı olduğunu göstererek bu gerçeği göstermektedir. ϕ XUV ve IR alanlarının birlikte dönmesi durumunda. Bu, açısal çizgi çizme ilkesinin TAVŞAN analogudur. Bu özelliği hesaba katmak, açı çözümlü kiral fotoiyonizasyon gecikmelerinin niceliksel bir analizini yapmamıza olanak tanır. Figür 4a,b ölçülenleri gösterir Ben– birlikte dönen dairesel polarize IR alanı durumunda MeOx’un iki enantiyomeri için SB 8’in TAVŞAN izleri çözüldü; teorik hesaplamalara uygun olarak en büyük PECD gelişimini sağlayan konfigürasyon. TAVŞAN’ın saçakları dikey değildir ancak eğimin bir fonksiyonu olarak eğim gösterir. Ben enantiyomerleri değiştirirken tersine dönen bir yönde, yine etkinin kiral doğasını gösterir. Her birinde çıkarılan zaman gecikmeleriBen açı (göreceli)Ben= 90°) Şekil 2’de gösterilmektedir. 4c. İncelenen açısal aralıkta yaklaşık 240° değişirler. Figür 4d, e iki enantiyomer için sırasıyla hesaplanmış açı çözümlemeli TAVŞAN izlerini gösterir ve iki enantiyomer için TAVŞAN saçaklarının zıt eğimlerini yakından üretir. Şekil 2’de gösterilen açı çözümlü fotoiyonizasyon gecikmeleri. 4f fotoiyonizasyon gecikmelerinin ölçülen değişimini, ölçülen açısal aralıkta yaklaşık 240° kadar yakından yeniden üretir. Teorik sonuçlar ile deneysel veriler arasındaki geri kalan farklar, dipol olmayan etkilerden, ışık-molekül etkileşimindeki pertürbatif olmayan etkilerden veya elektronik korelasyon etkilerinden kaynaklanabilir. Deney pertürbatif rejimde iyi bir şekilde gerçekleştirildi ve sonuçlar Şekil 2’de gösterildi. 2a,b güçlü dipol olmayan etkiler için kanıt sağlamaz. Bu nedenle deney ve simülasyonlar arasındaki sapmaların temel nedeninin elektronik korelasyonlar olmasını bekliyoruz.

A,B,Ben– SB 8’in TAVŞAN izleri çözüldüRVeSMeOx enantiyomerleri. CÇıkarılan fotoiyonizasyon zaman gecikmesi A Ve Bbunun için gecikme değerleriBen= 90° referans olarak seçilmiştir. İyonlaşma zaman gecikmesinin negatif değerinin, fotoelektron dalga paketinin emisyona göre geciktiğini gösterdiğine dikkat edin.Ben= 90°, bu ölçümlerde referans olarak seçilmiştir.Ben-bağımlı maksimumlar vurgulanmıştır A Ve B kesikli çizgiler ve eşdeğer çizgiler gösterildiği gibi D Ve e. Çıkarılan zaman gecikmesinin (hata çubuğu) belirsizliği, sinyal üstü arka plan yaklaşımıyla tahmin edilir³⁴. D–FMetinde ve içinde açıklanan teorik hesaplamalardan elde edilen karşılık gelen sonuçlar Yöntemler.

Dairesel veya doğrusal polarize IR darbeleriyle elde edilen açı çözümlü zaman gecikmelerinin karşılaştırılması, süreklilik-süreklilik geçişlerinin zaman gecikmelerinin kiral asimetrilerine katkısı hakkında da bilgi sağlar. Genişletilmiş Veri Şek. 5 a ve b panelleri doğrusal polarize IR alanı durumu için ham deney verilerini gösterirken c ve d panelleri sırasıyla doğrusal ve dairesel polarize IR alanları için açıya bağlı fotoiyonizasyon zaman gecikmelerini karşılaştırarak böyle bir doğrudan karşılaştırmayı gösterir. Gecikme değişimi doğrusal IR alanı durumunda yaklaşık 180 iken, dairesel polarize IR alanı durumunda yaklaşık 240’a ulaşır. Süreklilik-süreklilik geçişlerinin katkıda bulunduğu kiral asimetriyi ölçmek için panel e, belirli bir polarizasyon konfigürasyonu için simetrik zaman gecikmelerini gösterir (şu şekilde elde edilir:T(Ben)_S-MeOx+T(180° −Ben)_R-MeOx)/2) ve panel f, süreklilik-süreklilik geçişlerinin ölçülen fotoiyonizasyon gecikmelerine kiral katkısını ölçen farklarını gösterir. Hata aralıkları sıfırla örtüşse de, kiral potansiyeldeki IR kaynaklı süreklilik-süreklilik geçişlerinin kiralitesine atadığımız tüm açısal aralıkta kabaca 60’lık bir varyasyona karşılık gelen net bir eğilim fark edilebilir.

Pertürbatif rejimde dairesel polarize attosaniye darbeleriyle elde edilen mevcut sonuçların, güçlü alan rejiminde femtosaniye darbeleriyle elde edilen önceki sonuçlarla karşılaştırılması^17,20,22elde edilen ilerlemeleri daha da vurgulamaktadır. Mevcut yaklaşımın tedirgin edici doğası, şeffaf bir kontrol mekanizması ve hesaplamalarla iyi bir uyumla sonuçlanır. Mevcut çalışmada, doğal olarak oluşan PECD etkisi iki kat arttırılarak %16’ya kadar ulaşmış ve bir XUV ve bir IR fotoneach tarafından tahrik edilen yolları içeren pertürbatif rejimde attosaniye zaman ölçeğinde tutarlı bir şekilde kontrol edilmiştir. Femtosaniye darbelerini kullanan Rozen ve ark. %0,5’e kadar asimetriler gözlemlendi ve bunların pertürbatif olmayan iki renkli güçlü alan iyonizasyonu kullanılarak tutarlı kontrolü sağlandı, ancak mekanizmanın ayrıntılı bir şekilde anlaşılması ve teoriyle uyum eksikti²⁰. Bu çalışmada, yerleşik RABBIT tekniğini dairesel polarize attosaniye darbelerine ilerleterek kiraliteye duyarlı fotoiyonizasyon gecikmelerini ölçtük. Fotoiyonizasyon gecikmeleri, belirli iyonik parçalarla çakışarak 3 boyutlu momentum çözünürlüğü ile ölçülmüş ve katyonik son durumlar açısından çözümlenmiştir. Teoriyle iyi bir uyum ve altta yatan mekanizmalara ilişkin şeffaf bir açıklama sağlanmıştır. Buna karşılık Beaulieu ve ark.¹⁷ pertürbatif olmayan iki renkli femtosaniye darbelerine dayanan güçlü alan iyonizasyonunu kullanmışlardır. PAD’in projeksiyonunu, lazer darbelerinin yayılma yönüne paralel bir 2 boyutlu dedektör üzerinde ölçtüler. Bu geometri, fotoiyonizasyon gecikmesinin bağlı olduğu lazer darbelerinin polarizasyon düzlemindeki emisyon açısını çözmez. Ayrıca, iki renkli güçlü alan iyonizasyonunda belirlenen fotoiyonizasyon gecikmeleri, lazer darbelerinin yoğunluğuna bağlıdır.²⁹öyle ki bunlar içsel moleküler özellikleri temsil etmezler.

Sonuç olarak, attosaniye kayroptik spektroskopiyi tanıttık ve bunu kiral moleküllerin fotoiyonizasyon dinamiklerini doğal attosaniye zaman ölçeğinde çözmek ve kontrol etmek için uyguladık. Çalışmamız, fotoiyonizasyon tarafından indüklenen attosaniye elektron dinamiklerinin elektronik durum çözümlemeli, açı çözümlemeli, enerji çözümlemeli ve enantiyomer çözümlemeli bir şekilde incelenmesine olanak tanıyan, dairesel polarize attosaniye ışık darbelerinin 3D momentum çözümlü elektron-iyon tesadüf tespiti ile kombinasyonunun güçlü yeteneğini göstermektedir. Kiral moleküler potansiyeldeki elektron saçılması, yüksek kiral duyarlılığa ve geniş uygulanabilirliğe sahip olan PECD fenomeninin altında yatan, ışık yayılma yönüne göre asimetrik saçılma genliklerine yol açar. Attosecond kayroptik spektroskopisi artık kiral moleküllerin tek foton iyonizasyon gecikmelerinin de kiral asimetriler gösterdiğini ortaya çıkardı; bu da kiral moleküllerdeki elektron saçılma dinamiklerini zamana göre çözmek için genel bir yaklaşım tanımlıyor. Attosecond kayroptik spektroskopisi ayrıca kiralitenin neden olduğu spin seçiciliği (CISS) etkisinin kökeni hakkında çok önemli bir soruyu yanıtlama potansiyeline sahiptir.³⁰hala niceliksel bir açıklamadan yoksundur. Geleneksel yaklaşımlar CISS’i tamamen elektronik (dönme-yörünge) etkisi olarak görürken, bu tür modeller CISS etkisini tipik olarak iki büyüklük mertebesinde hafife alıyor³¹. Çok yeni modeller, birleşik elektronik-nükleer dinamiklerin merkezi bir rol oynayabileceğini öne sürüyor³². Attosecond kayroptik spektroskopisi, elektroniği yapısal dinamiklerden geçici olarak ayırma yeteneği sayesinde bu ilgi çekici bilmeceye bir çözüm sunabilir³³.