周期量级激光放大器填补飞秒与阿秒脉冲间的空白

2008/8/29/09:37 来源：激光世界

    利用载波-包络相位稳定的放大周期量级脉冲，能够通过高次谐波产生获得单一的阿秒脉冲输出。  

    Andreas Assion，Femtolasers公司放大器部门产品经理  

    Gabriel Tempea，Femtolasers公司光学产品经理  

    Eleftherios，Goulielmakis，Matthias Uiberacker，德国Max Planck Institutf黵 Quantenoptik博士后研究员  

    阿秒科学是基本理论研究领域的一个热点话题。[1]早在十年以前就有人预言：阿秒（1as=10-18s）脉冲的产生依赖于强场条件下激光与原子间的相互作用，并且可以通过直观的半经典模型描述。[2]原子在激光的辐射下，其外层电子首先被激光的电场剥离，然后在电场中加速（见图1）。随着电场符号的反转，高能电子有一定概率与母原子复合。复合过程具有放射性，会发射出高能软X射线光子。如果驱动脉冲包含许多光载波周期，发射谱就会由相互分离的激光频率的奇次谐波构成，激光频率在时间域上与软X射线阿秒脉冲序列相对应。  

    要想产生孤立阿秒脉冲，必须将软X射线发射限制在驱动脉冲的一个光周期（约2.5fs）内。如果满足这一条件，就会产生一个或两个阿秒脉冲，具体产生阿秒脉冲的数目取决于载波-包络相移（载波-包络相位描述了载波电场与脉冲包络之间的相对位置），并要求载波-包络相移保持稳定。  

    获得孤立阿秒脉冲  

    尽管人们已经想出了一些方法将谐波产生限制在一个光周期以内，但这些技术依然处在发展阶段。而且，尽管这些方法可以不需要使用单周期驱动脉冲，但它们或者会提高实验装置的复杂程度，或者会影响谐波产生过程的转换效率。 

    产生孤立阿秒脉冲的最为简便的方法是采用周期量级驱动脉冲。[5]采用这种方法，谐波谱高能端（高能截止）仅在一个光周期内产生。使用特别设计的掺钛蓝宝石（Ti:sapphire）激光系统，已经成为获得载波-包络相位稳定的、亚毫焦能量级的5fs脉冲的常规手段。  

    由啁啾脉冲多通放大器（CPA）引入的脉冲间的载波-包络相位漂移非常小，并且变化很慢，因此如果种子脉冲的载波-包络相位保持恒定，利用反馈回路就可以消除这种相位漂移。[6]由于CPA存在增益窄化的问题，因此不能用CPA直接产生周期量级脉冲。令输出脉冲进行非线性传输（例如通过充有气体的空心波导）能够对其光谱进行展宽，从而克服带宽窄化这一固有缺点。  

    周期量级脉冲  

    在载波-包络相位稳定的周期量级脉冲放大系统中，基于宽带啁啾镜的振荡器产生脉宽小于6fs的脉冲，其中心波长位于800nm处，并且光谱带宽超过300nm（见图2）。得益于较宽的光谱分布，使用单片装置就能通过差频产生（DFG）的方式测量载波-包络频率fCE。[7]在自参考稳定方案中，对fCE与重复率fR的分频之间的相位差进行测量，能够为振荡器的载波-包络相位锁定元件提供误差信号。采用声光调制器对振荡器的泵浦功率进行反馈控制，能够实现对fCE的锁定。  

    令fCE=fR/4，则相邻两个脉冲之间将发生半波长（λ/2）的相移，因此，振荡器输出的脉冲序列的每四个脉冲具有相同的载波-包络相位。在振荡器输出的脉冲被放大之前，先经过单块SF57玻璃展宽到10ps。然后对脉冲进行选择，将重复率降为1kHz，以确保具有相同载波-包络相位的脉冲通过放大器。随后，用棱镜将放大后的脉冲压缩到25fs，能量为800μJ。此后，放大器输出的脉冲在充有氖气的空心波导中进行光谱展宽，并且通过超宽带色散镜压缩为脉宽小于5fs、能量为400μJ的周期量级脉冲。  

    在脉冲进入空心光纤压缩器前，使用共线干涉仪对载波-包络相移进行测量，能够获得干涉谱，并且能从干涉图案的变化中提取出载波-包络相位的变化。慢锁定电子元件产生的信号，控制单片脉冲展宽器中的压电制动棱镜。压电棱镜位移的截止频率超过200Hz，这足以补偿放大器的载波-包络相移。采用这种稳定方案，通常可以在超过三小时的时间内获得仅为56mrad（rms）的载波-包络相位噪声。  

    一些创新技术能够确保载波-包络相位的长期稳定性：与基于棱镜的振荡器相比，基于啁啾镜的振荡器对相位噪声耦合机制更不敏感；单片差频fCE测量装置对光束指向漂移并不敏感，并且易于使用；单片展宽器几乎不会引起载波-包络相移；相对较小的展宽因数，使棱镜压缩器的设计更为紧凑，与光栅压缩器相比，棱镜压缩器可以显著减小载波-包络相移；使用去耦的振荡器及放大器载波-包络相位稳定回路，能够避免振荡器及相位探测器运转过程中出现不稳定。 

    阿秒脉冲测量  

    与飞秒脉冲相比，阿秒脉冲更加脆弱，并且其时域测量十分复杂。测量阿秒脉冲的主要技术是采用所谓的阿秒条纹照像。该技术的基本思想源于传统的条纹相机：当未知光脉冲照射到光敏阴极时，会产生具有光脉冲时间特性的电子。随后，电容器两个极板间施加的强时变电场，使电子在到达光敏屏以前发生空间偏转或“加条纹”。因此，时间特性就被映射到空间上，从而可以分析电子以及光脉冲的时间结构。  

    与之相似，在阿秒条纹相机中，软X射线阿秒脉冲能够在原子气体中通过光电离产生电子。电子脉冲继承了软X射线脉冲的时间结构，并且能受到电“条纹”场的影响。然而，为了获得高分辨率，并不是采用宏观电容器的电场对发射的电子加条纹，而是使用超快以及超强的激光场来实现。这一施加场并不会改变电子在空间的运动轨迹，而是改变其最终动能。通过电子能谱仪可以精确测量电子的动能。  

    要测量阿秒脉冲，首先将周期量级激光脉冲聚焦到充有氖气的准静态气室中，以产生100eV的软X射线（见图3）。[10]准单片双镜组件将软X射线以及激光束聚焦到第二个氖气靶中。飞行时间电子能谱仪将沿激光偏振方向发射的电子收集起来。通过在±10fs的时间范围内对周期量级激光脉冲相对于阿秒脉冲的延迟进行扫描，能够记录一系列电子谱，并最终合成阿秒条纹光谱图（见图4）。探测到的电子的能量振荡漂移与延迟的函数关系，与激光脉冲的矢势（电场的时间积分）变化相对应。 

    先进的Ti:sapphire激光源产生的周期量级、波形可控光场是孤立阿秒脉冲产生的关键。然而，应用中能达到的时间分辨率并不仅由软X射线阿秒脉冲的宽度决定。采用泵浦-探测的方案，利用阿秒脉冲与周期量级激光脉冲一起研究极端超快现象时，可以获得100as的分辨率——这使得人们能够在实验中第一次直接研究原子内部的电子现象。对原子中俄歇衰减以及电子隧穿的实时观测，是阿秒科学的最初功绩之一，它也清晰地显示了阿秒研究广阔的发展前景。

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