光与物质相互作用是研究微观物质运动的重要手段之一。近年来新激光技术的出现极大地推动了相关研究的发展。例如，利用啁啾脉冲放大技术^[1]和啁啾镜色散补偿技术^[2-3]可以产生高峰值功率、超短持续时间的激光脉冲，为测量并操控原子分子的动力学过程提供了必要条件。1988年，Zewail^[4]利用该技术发展出飞秒泵浦探测技术，并用于观测化学反应中的原子分子运动状态，首次成功地控制化学键的断裂和生成。而要准确探究原子分子内壳层电子信息，彻底了解多激发、原子间库仑衰变(Interatomic Coulombic Decay，ICD)等更为复杂的动力学过程，需要进一步提高光子能量。目前产生高能光子的方法主要是自由电子激光技术(Free Electron Lasers, FELs)^[5]和高次谐波技术(High Harmonic Generation, HHG)。

自由电子激光技术通过自由电子激光器产生高能光子，其原理是相对论能区自由电子束通过周期性变化的横向磁场以受激辐射的方式释放电磁波，电子与电磁波相干，将高能电子束的动能直接转换成光子辐射能^[6]。自由电子激光器具有功率高，光谱覆盖范围广(能够输出从太赫兹到X射线的任意波段)，光束品质好，输出脉冲宽度可从皮秒到飞秒量级且激光脉宽任意可调等优点，所以利用自由电子激光器能够获得单光子能量高且光子通量大的极紫外(XUV)高能光子。高功率的XUV脉冲会引起物质的非线性响应，例如多光子电离^[7]，推动了He、Ne等原子的双电离研究进展^[8-9]。人们通过XUV多光子电离现象，观察到非次序电离和次序电离两个基本的动力学过程^[7]，对电子-电子关联问题有了深入理解。但是自由电子激光器造价昂贵，运行成本较高且体积庞大，难以安置于普通实验室。对于HHG技术，由Corkum等^[10]提出的电子再散射模型(即三步模型)形象地解释了高次谐波的产生原理，推动了超快科学研究的飞速发展。一般来说高次谐波可以通过飞秒红外激光脉冲与气相或者固相原子相互作用来产生，其光子能量覆盖了从红外到软X射线之间的极宽频段，成为实验室中相对成熟的能够产生XUV光子的重要手段。这种类型XUV脉冲系统的体积往往可以控制得很小，因此具有很强的机动性，可以安置于小型实验室。但是它产生光子的通量不高，所以在进行实验时大多与红外(IR)脉冲相结合，利用泵浦探测(pump-probe)的手段开展与时间相关的量子少体动力学演化过程研究：例如可以开展He原子在强场中的隧穿电离时间^[11]、Kr原子价电子的运动时间^[12]、以及Xe和Ar的自电离态寿命测量等^[13-14]涉及量子力学内核的基本过程研究。

另一方面，在超快反应动力学过程中，带电粒子携带了重要的动力学信息，带电粒子探测手段的发展也为开展超快原子分子的复杂动力学研究提供了重要的保障。飞行时间质谱仪(TOF)是使用最广泛的测量装置之一^[15]，它通过限制收集带电粒子的立体角，有效地提高了离子的一维飞行时间的测量精度。随着技术的发展，速度成像谱仪(VMI)进一步实现了对荷电粒子的二维动量分布测量^[16]。在20世纪初期，反应显微成像谱仪(Reaction Microscope)的出现使我们实现了对带电粒子三维动量信息的完全测量^[17]。

飞秒激光作为超快原子分子反应过程的“探针”与反应显微成像谱仪结合使得我们能够在飞秒时间尺度上研究原子分子量子态的含时演化过程。北京大学、吉林大学、华东师范大学、中国科学院武汉物理与数学研究所等都相继实现了飞秒激光系统与成像谱仪结合，并开展了诸如原子电离、分子转动、解离以及化学反应过程调控方面的研究。上述相关的研究工作中，基本都是利用红外基频光与原子分子直接作用。由于红外光的能量很低(~1.5 eV)，因此为了能够使得原子分子中的电子发生电离反应，往往需要同时吸收多个红外光光子。由于非线性多光子吸收截面随着吸收光子个数的增加急剧减少，因此在相关实验中研究的电子大多是原子分子的外壳层电子。相比于外壳层电子来说，内壳层电子与电子之间的关联更为强烈，且由于内壳层电子能级更低，受核的作用更强烈，因此可以通过内壳层电子的动力学演化研究诸如相对论等高阶效应，极大地拓展了原子分子物理的研究范畴。为了研究内壳层电子的动力学演化，提高单光子能量使之达到XUV能区是有效的手段之一。国际上绝大多数利用XUV脉冲进行的碰撞动力学研究都是在自由电子激光器装置上开展的^[18]，而利用HHG开展的反应动力学研究数据非常少。在国内，目前还没有相关的实验平台建成。由于自由电子激光器造价昂贵且脉冲长度难以进一步压缩至阿秒时间尺度，我们采用飞秒激光诱导气体产生XUV脉冲，并自主研发适用于XUV-原子分子碰撞动力学实验的反应显微成像谱仪。本文第二部分将对谱仪与XUV激光脉冲系统的各个模块进行介绍，第三部分对在该平台上开展的验证实验进行阐述。最后对本实验平台进行总结。

超快XUV与原子分子反应动力学平台由超快XUV激光脉冲系统与反应显微成像谱仪系统两部分组成，如图1所示。该平台利用超快XUV系统产生的超短脉冲束作用于中性的原子分子，并通过反应显微成像谱仪对过程中产生的荷电粒子碎片的动量进行精确的测量，从而实现对原子分子量子态的含时演化过程的研究。然而为了实现这两个系统的有效集成，需要克服若干技术问题。一方面，实验对靶气体的密度有很高的要求，如果气体靶过厚，每次激光脉冲与多个原子分子相互作用，将造成依据事件逐个记录的数据获取系统不能正常工作；而如果气体靶密度过低，则导致实验效率低下，需要长时间运行激光器，对实验仪器损耗很大，因此谱仪的设计需要对超音速冷靶的靶厚度进行控制。另一方面，HHG的产生需要工作载气，特别是对于光纤HHG装置来说其载气能够直接进入谱仪的靶室内，由于XUV激光具有很强的电离本领，在反应谱仪真空度不高的情况下，XUV的强电离能力能够产生大量的本底噪声进而导致谱仪无法对正常反应事例进行符合测量。为保证对真实实验事件有很好的分辨能力，根据谱仪靶装置的设计指标，反应靶室的真空度需要尽可能保持在10^–10 mbar(1 mbar=100 Pa)量级以上。需要强调的是，飞秒激光驱动HHG产生的XUV激光脉冲是由阿秒脉冲串相干叠加而成，具有很宽但又不连续的能谱。这些不同能量的光子与原子相互作用，使得对动力学行为研究变得相对复杂，因此，为了测得相对能量单一的光子与原子作用的动力学过程，我们在实验中需要对高次谐波进行选单，只保留相对单频的谐波与原子靶相互作用。

图  1  (在线彩图)XUV阿秒脉冲系统与反应显微成像谱仪结合实验平台示意图

反应显微成像谱仪由中国科学院近代物理研究所自主设计搭建。其基本工作原理是在匀强电场与磁场的作用下，将XUV光子与原子或分子作用产生的电子与离子分别导引至上下两端的时间位置灵敏探测器：根据探测器记录的时间信息和位置信息以及谱仪磁场和电场的强度，我们可以计算得到它们的三维动量分布。反应显微成像谱仪的优势是能够在保持较高的分辨能力的同时实现了4π立体角的全空间测量效率。

反应显微成像谱仪的关键技术之一是超音速冷靶的实现，超音速冷靶系统的应用使我们能够获得一种局域密度大、温度低的气体靶，在保持反应率的同时极大地提高了反冲动量的测量精度^[19]。如图2(a)所示，高压气体通过直径为30 μm的喷嘴进入真空腔室，通过等熵绝热膨胀过程将气体的无规则混乱运动转换成定向运动。在这一过程中，由于能量守恒气体的温度由室温降至几K，形成超音速冷气体团。冷气体团在10^-3 mbar真空环境下与残留气体分子碰撞，速度会衰减至声速以下，因此在冷气体团的外缘能够形成一个密度相对较高的球壳。在球壳内的气体仍然处于超音速状态，称为“超音速静寂区”。处于“静寂区”以外的气体会很快碰撞回室温，因此需要漏斗状的气体选择器(skimmer)将处于 “静寂区”的冷靶引导到更高的真空环境。传统冷靶系统利用一级skimmer约束气体靶发散度，以He为例，传统超音速冷靶在1200 mbar，220 K左右的初始条件下，动量分散在0.35 a.u.左右^[19]。为了控制冷靶的发散度，我们增加了第二级skimmer和对应的差分系统来进一步筛选冷靶，有效减少了气体靶动量分散，提高反冲动量测量精度。定向运动的靶气体依次经过两个直径分别为0.4，0.3 mm的skimmer以及多级差分、狭缝最终到达超高真空靶室内(如图2(b)所示)。

图  2  (在线彩图)超音速冷靶系统示意图

为了方便调节气体靶的尺寸，我们在差分部分增加六只刀片形成的三组狭缝(如图3所示)，通过调节狭缝之间距离实现对冷靶靶厚的控制，超音速气体靶经过狭缝的筛选，滤掉的气体被分子泵抽走，筛选过后的气体束进入靶室与激光反应，未反应的气体靶继续飞行到靶室另一端的剩余气体抽气系统(收集级)，进一步保证靶室的真空程度。同时谱仪采用钛作为靶室的主材料，相比于不锈钢材料，钛具有较强的吸附能力，有利于进一步提高靶室的真空度。最后在普通涡轮分子泵的基础上增加了化学吸附剂泵，具体操作是：首先利用涡轮分子泵将靶室抽到10^–10 mbar量级，然后再开启吸附泵进一步提高主靶室的真空度。通过这一系列措施，在载气状态下我们最终达到了靶室的真空度为10^–11 mbar量级，满足了实验要求，谱仪的真空指标如表1所列。

图  3  冷靶系统中一组狭缝示意图

谱仪的飞行时间谱仪(Time Of Flight，TOF)由电场部分和磁场部分组成，用来引导、约束反应后产生的离子以及电子，将其导引至各自的探测器上，如图1所示。其电场部分是由匀强电场的加速区以及无电场的漂移区组成。加速区分别由等间距(10 mm)的20片电极片排列而成，电极片之间由阻值(1 MΩ)相同的电阻连接，起到分压作用。TOF电极两端加特定的电压就可以在电极片之间形成均匀的电场，我们可以根据不同的实验目的产生不同的电场强度。为了减少气体靶展宽对电场方向动量分辨的影响，加速区和漂移区的长度设计满足1:2的要求，符合Wiley-Mclaren时间聚焦条件^[20]：加速区长度110 mm，漂移区长度220 mm。

XUV光子与原子分子作用后，原子或分子发生电离。对于电离产生的反冲离子来说，其动量一般在几个原子单位的量级。由于其质量很大，它的速度约在10^-3原子单位的量级，因此仅依靠匀强电场就能够实现对其全空间立体角的收集。但是对电子而言，由于其质量小，出射速度很高，仅靠电场很难收集全部的电子，所以为了尽可能地提高电子的收集效率，我们采用四个亥姆霍兹线圈产生的与电场平行的均匀磁场来进一步约束电子，线圈的直径是外径975 mm，内径925 mm，在56.4 A的电流作用下可以产生1 mT的匀强磁场，能够实现对100 eV以内的电子的完全收集。

XUV激光脉冲系统由KMLabs公司提供。图4是飞秒激光系统示意图，该系统由振荡器、展宽器、脉冲选择器，放大器、压缩器组成，各部分输出激光参数如图4(b)所示。利用钛蓝宝石振荡激光器最终产生单光子能量为1.5 eV，脉冲重复频率是3 kHz，脉宽为25 fs，激光功率15 W的红外(IR)光脉冲。XUV激光脉冲系统的工作原理是：将IR光聚焦到长5 cm、直径为150 μm内充流动性氩气的波导管内来产生高次谐波^[21]，实验仪器如图5(b)所示。其高次谐波形成的原理由再散射模型(即三步模型)完美地解释^[10](如图5(a)所示)。

图  4  (在线彩图)飞秒激光系统(Dragon™ system)示意图

图  5  (在线彩图)高次谐波产生部分

进入波导管前的激光功率在约10¹⁴ W/cm²的量级，通过调节管内氩气的气压(13~120 mbar)可以实现红外光与XUV光的相位匹配^[22]，进而达到对高次谐波产率优化的目的。通过HHG产生的高次谐波与基频光一起入射到铝膜上(如图1所示)，其中红光被铝膜完全阻挡，只有高次谐波可以顺利通过。通过铝膜的XUV光子能量范围在20~100 eV之间。为了选取单一级次的谐波，实现XUV脉冲的单能化，我们利用光栅将不同频率的XUV光子分离开来，如图1中XUV单能化模块所示。通过小孔对所需的光子进行选择，并将能量单一的XUV光子利用轮胎镜聚焦到靶室中的超音速冷靶上。由于XUV光子具有强电离能力，所以必须在真空条件下传播，XUV光路的真空度保持在10^–8 mbar量级，该真空光路一方面保证了XUV束流不受损失，更重要的是保证了靶室的高真空度不受影响，有利于XUV系统与真空靶室的结合。

总体来说，本工作利用钛腔结合化学吸附泵的设计，有效解决表面材料放气的问题，使反应腔达到10^–11 mbar量级的真空度；利用差分系统、狭缝设计不仅进一步限制冷靶的发散度，而且成功地将冷靶的低真空与靶室的超高真空结合，保证了主靶室的超高真空；通过光栅、小孔和轮胎镜组成的XUV单能化模块，使我们能够选取实验所需的单级次谐波，且XUV光路的真空度保持在10^–8 mbar，减少了对靶室的高真空度的影响。通过对以上各关键部件的优化设计最终确保了反应谱仪与XUV激光系统顺利结合，我们在此基础上开展了相应的测试实验。

实验中从振荡器输出激光脉冲重复频率约是79.5 MHz，脉宽为12 fs，单脉冲能量约5 nJ。脉冲进入展宽器与脉冲选择器，放大器、压缩器后，最终输出单光子能量1.5 eV，脉冲重复频率3 kHz，脉宽25 fs，激光功率约15 W红外(IR)基频光。调节波导管两端的基座(如图5)，使IR光聚焦到波导管(光纤)内。IR光与波导管中的惰性气体氩气作用产生XUV光脉冲，在此过程中可以通过调节波导管中载气气压实现XUV光脉冲强度的最大化。优化后的XUV光经由单能化模块后形成单能量的XUV脉冲串，通过观察小孔旁边的CCD相机以及光电探测器来选取单能XUV脉冲，本次实验，选择了功率最高的XUV脉冲(光电探测器示数最高)打入靶室内。最后XUV经过轮胎镜聚焦并进入反应主腔室与气体靶原子作用。

实验中我们利用反应显微成像谱仪测量了39 eV线偏振XUV光子作用下Ne原子的单电离反应产物的动量：即${\rm{Ne}} + \hbar w \to {\rm{N}}{{\rm{e}}^ + } + {\rm{e}}$中Ne离子和电子的动量。在测量中，我们定义了飞行时间谱仪方向为实验室坐标系的x轴，靶气体传播的方向为y轴，XUV传播的方向为z轴，如图1所示。在这一坐标系中，我们将XUV光子的偏振方向设置至气体靶的传播方向(y轴)。由于动量守恒的原因，电子和Ne离子具有大小相同，方向相反的动量，所以只有当Ne离子和电子的纵向动量之和为零时，Ne离子和电子可以被认为来源于同一个Ne原子。因此在动量符合谱上同一个事件的电子和Ne离子能够形成斜率为-1的线型图样，而偏离斜线的数据点来自于本底的随机符合。图6(a)展示了Ne离子与电子在纵向(x方向)的动量符合谱。由动量符合谱可以看出，在飞行时间方向上Ne离子与电子的动量基本符合斜率为-1的预测，证明了谱仪的可靠性。图6(b)展示了x方向上Ne离子与电子的动量之和的分布。根据动量守恒，它们的动量和应该严格为零，实际上在测量中由于探测器电缆长度的不同，导致对两个带电粒子飞行时间测量上存在一个与之相关的固定值。另外，从该分布可以得到符合动量展宽小于0.09 a.u.(半高宽小于0.09 a.u.)，这说明该实验平台对离子和电子的动量测量分辨要好于0.09 a.u.。

图  6  (在线彩图)单光子能量为39 eV的XUV光作用下，Ne原子单电离的电子离子在纵向(x)动量符合图(a)与Ne离子与其符合的电子动量之和(b)

图7(a)展示的是电子的飞行时间与电子回旋半径之间的关系。在关联谱上呈现出等间隔的5个节点，节点的出现是由于电子在均匀磁场中周期运动的结果。根据节点间隔T(即电子在均强磁场中的回旋周期)与磁场强度之间的关系，我们可以得到磁场强度的精确值。再根据磁场强度与回旋半径之间的关系可以求出电子的初始出射方向以及动量值，即光电子三维动量。图7(b)展示了光电子在xy平面内的动量分布谱。

在匀强磁场的作用下，电子在探测器平面做匀速圆周运动，当电子到达探测器时刚好飞行了N个整数周期，那么电子在探测器平面将回到发射时的位置。由于在反应点位置上无法还原电子在探测器平面的出射方向，在这些位置上我们将损失电子动量的信息，并且距离这些节点越近动量还原的不确定度也越大。这些节点造成了二维动量谱在x方向(TOF方向)上的不连续(图中三条竖线)。除此之外，我们可以看到光电子谱在激光偏振方向呈现出明显的偶极分布，这一现象符合Ne原子的2p电子倾向于沿激光偏振方向出射的特征。通过后续数据的处理能够将该电子出射特征正确还原，证明了实验中电场磁场的均匀性符合实验要求。

图  7  (在线彩图)光子能量为39 eV的XUV光作用下，Ne原子单电离的光电子谱图

图8展示的是实验测量到的电子能谱。在本实验中，HHG是IR光通过Ar产生的，其光子通量最大的光子能量在40 eV附近，该能域的光子不足以产生处于激发态的Ar⁺离子。因此从能谱的峰位(17.5 eV)以及Ne原子的第一电离能(21.5 eV)可以推得XUV脉冲中光子中心能量是39 eV。电子能谱的宽度反映了XUV脉冲频谱的宽度：XUV激光是在高次谐波超连续谱中产生的，它具有超短的脉冲和相对较宽的频谱。较宽的能谱在一定程度上保持了激光脉冲的超短特性。

图  8  Ne原子单电离后的出射光电子能谱图

本文系统地介绍了中国科学院近代物理研究所研发的用于超快原子分子动力学研究的实验平台。该平台引进了美国KMLabs的HHG超快XUV脉冲激光系统，与自主开发的反应显微成像谱仪结合，是目前国内唯一能够开展单能XUV脉冲激光研究原子分子动力学过程的实验平台。相比于近红外波段的飞秒激光只能通过多光子吸收或者隧穿电离等机制与原子外壳层电子发生反应的限制，XUV激光具有单光子能量大的特点，能够直接对特定内壳层电子进行时间上的操控。因此该单能XUV激光系统能够使我们针对特定的内壳层电子开展具有针对性的实验研究，极大地拓展了我们实验研究的能力。为了适应XUV光子的强电离能力，我们对传统的反应显微成像谱仪进行升级改造，通过采用多级差分、钛真空靶室加吸附泵的一系列措施，实现了载气状态下10^–11 mbar量级的超高真空，确保了本底数据对真实实验数据没有实质性影响。在测试实验中，利用该实验平台我们成功测量到Ne原子在线偏振39 eV光子能量下的电子出射谱，证明了该平台的可靠性并为平台后续的复杂分子的高精度测量及深入研究奠定了基础。未来将升级XUV激光系统，使得XUV的单光子能量达到200 eV左右，进一步扩大可研究的原子分子的种类以及动力学研究的范畴。