CN103389164A - 一种极紫外阿秒脉冲脉宽度量方法及装置 - Google Patents

Abstract

本发明涉及一种极紫外阿秒脉冲脉宽度量方法及装置。包括以下步骤：1】调整马赫-曾德干涉仪的双臂，使待测极紫外阿秒脉冲和载波包络相位锁定的超强飞秒脉冲共线传播；2】将两光场聚焦在目标靶上的同一空间点；3】调整泵浦光和探测光的相对时延以获得二维光电子能谱图；4】通过运用FROG中常用的迭代算法，重建待测阿秒脉冲的时域轮廓，得出脉冲宽度。本发明提供了一种用来测量阿秒脉冲，而且亦可同时用于阿秒脉冲的应用研究的极紫外阿秒脉冲脉宽度量方法及装置。

Description

一种极紫外阿秒脉冲脉宽度量方法及装置

技术领域

本发明属于光学领域，涉及一种超快诊断技术，具体涉及一种极紫外阿秒脉冲脉宽度量方法及装置。

背景技术

超快现象（持续时间小于1μs）广泛地出现在自然界或相关科学技术研究中。例如，植物的光合作用过程、光材料中的光激发态驰豫过程、化学反应的分子动力学过程、生物材料荧光发射、强光与物质相互作用物理过程等时间尺度多在皮秒至飞秒量级，甚至于阿秒量级范围内。因此超快现象研究对材料、生物、光物理、光化学等自然科学研究的发展，以及激光技术、强光物理、高能物理等技术领域的进步都具有巨大的推动作用和重要的现实意义。可以想象，人类在瞬态超快领域认识层面上的不断深入必须同时也正是建立在技术科学能够提供相应的实验手段和技术设备的基础上的。因此可以说，技术科学领域超快诊断相关技术设备和实验手段的更新进步直接导致了人类对微观世界认识的深入。

对于阿秒脉冲群以及单阿秒脉冲而言，对其的表征无疑是对现有成熟的超短脉冲表征方法的挑战。这其中除了其超短的时间量度以及由此所决定的极宽的光谱范围，更重要的是，其光谱大多处于在极紫外甚至软X射线光谱波段范围。由于在这个波段目前尚没有有效的非线性介质，因而常用的基于非线性光学效应的脉冲测量方法，如FROG（Frequency-ResolvedOptical Gating）等已经不再适用。而对于常用的表征其脉冲脉宽大于背景激光场周期的X射线脉冲的方法，也由于待测X射线脉冲阿秒量级的脉宽而使得这种方法不能被直接推广到阿秒量级脉冲的表征。在探索阿秒脉冲表征方法的过程中，人们也曾经尝试使用传统的变像管条纹相机技术，但由于此技术存在着由其工作原理所决定的时间分辨率提高方面的瓶颈，因而这种想法也最终归于失败。

发明内容

为了解决背景技术中所存在的技术问题，本发明提出了一种极紫外阿秒脉冲脉宽度量方法及装置。

本发明的技术方案是：

1.一种极紫外阿秒脉冲脉宽度量方法，其特殊之处在于：包括以下步骤：

1】调整马赫-曾德干涉仪的双臂，使待测极紫外阿秒脉冲和载波包络相位锁定的超强飞秒脉冲共线传播；

2】将两光场聚焦在目标靶上的同一空间点；

3】调整泵浦光和探测光的相对时延以获得二维光电子能谱图；

4】通过运用FROG中常用的迭代算法，如PCGPA，重建待测阿秒脉冲的时域轮廓，得出脉冲宽度。

2.一种极紫外阿秒脉冲脉宽度量装置，其特殊之处在于：包括载波包络相位锁定的疏周期超强近红外飞秒脉冲、极紫外单阿秒脉冲、分束镜、第一宽带全反镜、过滤单元、中空分束镜、光程控制单元、第二宽带全反镜、复合聚焦透镜、目标靶及光电子能谱探测分析系统；

上述分束镜设置在载波包络相位锁定的疏周期超强近红外飞秒脉冲的后方，其分出的一路红外飞秒脉冲进入光程控制单元后通过第二全反镜与另一路脉冲在中空分束镜汇合，其分出的另一路红外飞秒脉冲经过第一宽带全反镜后进入极紫外单阿秒脉冲产生及近红外光过滤单元，过滤后的极紫外单阿秒脉冲通过中空分束镜与分出的另一路脉冲汇合，并通过复合聚焦透镜进入目标靶及探测分析系统。

本发明的优点是：

1.本发明基于全新的时域至能量域映射技术，因而可以测量阿秒量级脉宽的超短脉冲。

2.本发明所述装置具有双重功能，不仅可以用来测量阿秒脉冲，而且亦可同时用于阿秒脉冲的应用研究。

附图说明

图1为本发明流程图；

图2为目标靶原子的双色场电离过程；

图3为双色场电离过程中探测场对某一时刻电离的光电子的速度调制；

其中，1-载波包络相位锁定的疏周期超强近红外飞秒脉冲；2-极紫外单阿秒脉冲、3-分束镜、4-第一宽带全反镜、5-极紫外单阿秒脉冲产生及近红外光过滤模块、6-中空分束镜、7-光程控制模块、8-第二宽带全反镜、9-复合聚焦透镜、10-目标靶及光电子能谱探测分析系统。

具体实施方式

参见图1-3，本发明的技术装置为如图1所示的基于马赫-曾德干涉仪结构的泵浦探测式构型（这是物理学中的公知结构）。载波包络相位锁定的疏周期超强近红外飞秒光脉冲作为整个系统的驱动光源，此脉冲光源在干涉仪的一个臂中通过强场高阶谐波过程产生极紫外单阿秒脉冲；其后，单阿秒脉冲和来自干涉仪另一臂中的近红外脉冲同时在真空系统中共线传播，在目标介质处分别作为泵浦光和探测光同时与介质原子发生双色场电离过程。极紫外阿秒光脉冲通过单光子电离而电离目标靶原子，在没有能级之间共振跃迁的条件下，此电离过程将产生一与待测阿秒光脉冲时间宽度一样的电子脉冲，这个过程可以认为是瞬时的。电离出的光电子具有一定初始能量分布，电离光电子即刻受到探测场的调制作用而具有一定的能量分布，根据泵浦光和探测光在强度和频率上的差异，此光电子脉冲动量或者能量的改变仅与光电子产生时刻的探测场有关，也即此能量调制幅度反应了光电子电离的时间信息，这样的依赖关系使得能够根据不同时刻电离电子的二维能谱分布推出待测阿秒脉冲的包络，也即其脉冲宽度。目标靶处的双色场电离过程如图2所示。

设待测阿秒脉冲的中心频率为Ω_X、驱动场的频率为ω_L。由前面提及的高次谐波产生的机理可以看出，一般说来这两个频率存在着较大的差别。正是基于这个频率方面的差异，可以将阿秒光脉冲测量技术中涉及的双色场原子电离过程分为两个步骤：（1）待测阿秒脉冲通过单光子电离原子而产生光电子；（2）光电子即刻在驱动场中运动。设原子的电离势为I_p，则光电子的初始动能

如果驱动场和待测阿秒脉冲分别满足条件

与

对于在t＝t_i时刻产生于

偏振驱动场中的光电子，其速度v(t)即可根据经典力学的方法求得如下：

$\stackrel{\→}{v}=-\frac{e}{m_e}\stackrel{\→}{A}\left(t\right)+\[{\stackrel{\→}{v}}_0+\frac{e}{m_e}\stackrel{\→}{A}\left(t_i\right)\].---\left(1\right)$

这里，

是电场的矢量势。其中，条件

意味着电子在光场中的周期平均振动能要远大于光场本身光子的能量。式（1）右边的第一项代表的是电子在驱动场中的振动，当驱动场消失时其趋于0；而第二项为驱动场消失时电子最终的漂移速度v_f。v_f与v₀的差别，从经典力学的角度可理解为光电子对驱动场光子的吸收或者散射等作用的结果。双色场电离过程中驱动场对某一时刻电离的光电子的作用如图3所示。其中，虚线圆代表的是光电子的初始状态v₀，实线圆代表的是光电子的漂移状态v_f。也就是说，驱动场作用的结果是使t＝t_i时刻产生的所有电子的初始速度沿着光场的偏振方向有一个速度增量

显然，这个速度增量仅与光电子产生的时间有关系，而这样的依赖关系正是阿秒光脉冲测量技术的核心物理思想。

从理论上分析描述，此测量技术的第一步是XUV阿秒光脉冲电离原子。以下采用原子单位制。采用强场近似（或一阶微扰理论），电子从基态跃迁到动量为v的连续态的跃迁幅度a_v可表述为：

$a_v=-i{\∫}_{-\∞}^{\∞}{\mathrm{dtd}}_v{E}_X\left(t\right)\exp \[i(W+I_p)t\],---\left(2\right)$

这里，E_X(t)是XUV阿秒脉冲的光电场，d_v是从基态到动量为v的连续态的偶极矩跃迁矩阵元素，W＝v²/2电子的动能，I_p是原子的电离势。从式（2）可知，在远离共振跃迁的情况下，电离的光电子谱在强度和相位方面都直接与阿秒光场的频谱相关。当此电离过程处于一强低频光场环境中时，可以考虑如下三个近似：

①单电子响应近似：原子可视为一类H原子系统，多级电离可以忽略；

②强场近似：处于连续态的电子可视为自由电子，库仑势的影响可以忽略而仅考虑低频光电场的影响；

③仅考虑基态和连续态，其他束缚态对原子系统的演化的贡献可以忽略。

对于具有时间延迟τ的XUV光场和强低频场，采用上述三个近似求解薛定谔方程可以得到此时电子从基态向动量为v的连续态的跃迁幅度a_v(τ)可得：

$a_v\left(\mathrm{\τ}\right)=-i{\∫}_{-\∞}^{\∞}{\mathrm{dtd}}_{p\left(t\right)}{E}_X(t-\mathrm{\τ})e^{i\[p{\left(t\right)}^2/2+I_p\]t},---\left(3\right)$

这里

是光电子在驱动场中的瞬时动量，

是驱动场的矢量势

d_p(t)是电子从基态到动量为p(t)的连续态的偶极矩跃迁矩阵元素。因而有

$a_v\left(\mathrm{\τ}\right)=-i{\∫}_{-\∞}^{\∞}{\mathrm{dte}}^{\mathrm{i\φ}\left(t\right)}{d}_{p\left(t\right)}{E}_X(t-\mathrm{\τ})e^{i(W+I_p)t},---\left(4\right)$

则电子最终的能谱为：

$S(W,\mathrm{\τ})={\left|{\∫}_{-\∞}^{\∞}{\mathrm{dte}}^{\mathrm{i\φ}\left(t\right)}{d}_{p\left(t\right)}{E}_X(t-\mathrm{\τ})e^{i(W+I_p)t}\right|}^2,---\left(5\right)$

其中，

$\mathrm{\φ}\left(t\right)=-{\∫}_t^{\∞}\mathrm{dt}\text{'}\[\stackrel{\→}{v}\·\stackrel{\→}{A}\left(t^{\′}\right)+{\stackrel{\→}{A}}^2\left(t^{\′}\right)/2\].---\left(6\right)$

假设此线偏振探测光场为

相对极紫外阿秒光脉冲而言可以采用慢变包络近似，则调制相位

${\mathrm{\φ}}_1\left(t\right)=-{\∫}_t^{\∞}d{t}^{\′}{U}_p\left(t^{\′}\right),---\left(7\right)$

${\mathrm{\φ}}_2\left(t\right)=(\sqrt{8W{U}_p}/{\mathrm{\ω}}_L)\cos \mathrm{\θ}\cos \left({\mathrm{\ω}}_{L}t\right),\left(8\right)$

φ₃(t)＝-(U_p/2ω_L)sin(2ω_Lt).   （9）

这里，

θ是动量

与探测场偏振方向之间的夹角。

对比式（4）与（2）可知，此双色场电离过程中驱动场的作用就是对XUV产生的电子波包进行如式（6）所示的相位调制。因此，驱动场可以看作一相位调制器。由于在实际的双色场电离情况下，光电子最终的能量宽度远小于其中心能量，因而可以将d_p(t)视为一常量。如此以来，光电子能谱图可作如下描述：

$\hat{S}(W,t)={\left|{\∫}_{-\∞}^{\∞}\mathrm{dtG}\left(t\right)E(t-\mathrm{\τ})e^{i(W+I_p)t}\right|}^2.---\left(10\right)$

其中，G(t)＝e^iφ(t)。很显然，通过改变不同的时间延迟τ即可得到一二维电子能谱图。通过对比当前用于超短飞秒脉冲测量的方法FROG所得的扫描图可知，以上所得的二维能谱图正是一FROG扫描图。如此通过运用FROG中常用的迭代算法，如PCGPA，便可以求出待测阿秒脉冲的强度及相位信息。

Claims (2)

1.一种极紫外阿秒脉冲脉宽度量方法，其特征在于：包括以下步骤：

1】调整马赫-曾德干涉仪的双臂，使待测极紫外阿秒脉冲和载波包络相位锁定的超强飞秒脉冲共线传播；

2】将两光场聚焦在目标靶上的同一空间点；

3】调整泵浦光和探测光的相对时延以获得二维光电子能谱图；

4】通过运用FROG中常用的迭代算法，重建待测阿秒脉冲的时域轮廓，得出脉冲宽度。

2.一种极紫外阿秒脉冲脉宽度量装置，其特征在于：包括载波包络相位锁定的疏周期超强近红外飞秒脉冲、极紫外单阿秒脉冲、分束镜、第一宽带全反镜、过滤单元、中空分束镜、光程控制单元、第二宽带全反镜、复合聚焦透镜、目标靶及光电子能谱探测分析系统；

所述分束镜设置在载波包络相位锁定的疏周期超强近红外飞秒脉冲的后方，其分出的一路红外飞秒脉冲进入光程控制单元后通过第二全反镜与另一路脉冲在中空分束镜汇合，其分出的另一路红外飞秒脉冲经过第一宽带全反镜后进入极紫外单阿秒脉冲产生及近红外光过滤单元，过滤后的极紫外单阿秒脉冲通过中空分束镜与分出的另一路脉冲汇合，并通过复合聚焦透镜进入目标靶及探测分析系统。

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