高相干超快電子源研究進(jìn)展?

羅端1)2)3) 惠丹丹1)2)3) 溫文龍1) 劉蓉4) 王興1) 田進(jìn)壽1)3)

1)(中國科學(xué)院西安光學(xué)精密機(jī)械研究所,超快診斷技術(shù)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,西安 710119)

2)(中國科學(xué)院大學(xué),北京 100049)

3)(山西大學(xué),極端光學(xué)協(xié)同創(chuàng)新中心,太原 030006)

4)(西安工業(yè)大學(xué)光電工程學(xué)院,西安 710032)

1 引 言

自從2001年Hentschel等[1]首次實(shí)現(xiàn)阿秒脈沖計(jì)量以來,現(xiàn)今記錄原子甚至電子運(yùn)動(dòng)的時(shí)間尺度已近乎實(shí)現(xiàn),但進(jìn)一步的應(yīng)用卻受到光學(xué)探針空間分辨率的限制.傳統(tǒng)的電子衍射裝置雖然很容易獲得原子尺度的空間分辨[2],卻又不具備超快動(dòng)力學(xué)研究所需的時(shí)間分辨.為了實(shí)現(xiàn)“分子電影”[3,4]這一宏偉目標(biāo),基于抽運(yùn)-探測和電子衍射技術(shù)的超快電子衍射(ultrafast electron diffraction,UED)或時(shí)間分辨電子衍射(timeresolved electron diffraction,TRED)應(yīng)運(yùn)而生[5].利用這種技術(shù)可以探測到更微觀世界的超快變化過程,極大地促進(jìn)了我們對物理[6]、化學(xué)[7]以及生物學(xué)[8]中的超快現(xiàn)象的理解和對客觀世界的深入認(rèn)識(shí)[9].

如何獲取兼具超短和高相干的脈沖電子源是TRED的關(guān)鍵,前者決定了我們對微觀世界動(dòng)力學(xué)過程的探測精度和探測極限,后者限制了我們所能研究的散射結(jié)構(gòu)的最大尺寸.探測電子脈沖的時(shí)間分辨特性是實(shí)現(xiàn)超快過程四維可視化研究的先決條件.從電子本身來看,電子在真空中傳播會(huì)因色散效應(yīng)改變其時(shí)間輪廓,即真空色散展寬.同時(shí),由于電子為負(fù)電粒子,不可避免地存在空間電荷驅(qū)動(dòng)脈沖展寬,嚴(yán)重制約了時(shí)間分辨.近年來,國內(nèi)外相關(guān)學(xué)者一直致力于不斷發(fā)展具有更高時(shí)間分辨的電子衍射技術(shù),提出了多種可有效縮短電子束脈寬的方案,如:減小電子傳播距離[10?16]、采用單電子脈沖[17?20]、增大加速場強(qiáng)[21?30]、脈沖壓縮技術(shù)[31?39]、能量濾波[40]、條紋掃描技術(shù)[41]以及啁啾電子脈沖[40]等.目前,直流型[10]、射頻壓縮型[36]和相對論型[42]飛秒電子衍射以及飛秒單電子衍射[17,18]系統(tǒng)的時(shí)間分辨率均已接近100 fs的時(shí)間分辨屏障,這些典型系統(tǒng)的不同之處主要在于電子能量和潛在的總電量各有其適用的研究目標(biāo),已初步具備了“分子電影”的時(shí)間分辨能力.因此,本文重點(diǎn)討論TRED實(shí)驗(yàn)中電子源的另一重要特性,即相干性.

所有的衍射實(shí)驗(yàn)都是基于樣品散射波的相長干涉,因而散射波的相干性至關(guān)重要,這也是TRED進(jìn)一步擴(kuò)大應(yīng)用范圍所面臨的巨大挑戰(zhàn),特別是有機(jī)分子或非晶樣品的超快過程研究[9,13].為了形成相長干涉,除了要滿足布拉格條件,電子束還必須在樣品處相干.換言之,要想直接分辨所有原子及其運(yùn)動(dòng),待測區(qū)域應(yīng)被相干電子波完全覆蓋以免丟失重要信息[43],也即電子的橫向相干長度需大于樣品的待測區(qū)域尺寸.探測脈沖內(nèi)電子的空間電荷效應(yīng)和費(fèi)米特性以及亞原子德布羅意波長極大地限制了高相干電子束的形成.同時(shí),初始源尺寸、有效溫度和能量彌散進(jìn)一步約束了電子源質(zhì)量.目前用于TRED實(shí)驗(yàn)的平面陰極多電子和單電子發(fā)射源在樣品處分別可獲得最大11 nm[22]和20 nm[19]的橫向相干長度.然而,許多與生物和化學(xué)相關(guān)的復(fù)雜分子具有幾十納米的晶胞尺寸[43],并且大量非晶樣品的研究須采用高相干電子源,故仍需要繼續(xù)提升電子源的橫向相干長度以滿足探究更復(fù)雜樣品的要求.

簡而言之,高相干、高時(shí)間分辨的電子束是TRED的理想電子源.最新發(fā)展的尖端發(fā)射源[44?57]和冷原子電子源(cold atom electron source,CAES)[58?67]極具潛力,有望作為平面發(fā)射源的補(bǔ)充,引起了廣泛的關(guān)注和研究.本文首先介紹了超快電子探針的歷史及其優(yōu)勢,然后從理論上分析了提高超短電子脈沖相干性的條件,進(jìn)一步以電子源的相干性為主線介紹了平面陰極光電發(fā)射源、尖端發(fā)射源和CAES的最新進(jìn)展,最后對衍射技術(shù)的相干性發(fā)展和未來應(yīng)用進(jìn)行了展望.

2 超快電子探針

2.1 歷史由來

自1897年J.J.湯姆遜發(fā)現(xiàn)電子以來,科學(xué)家們就不斷地研究并應(yīng)用電子.1924年,德布羅意預(yù)測運(yùn)動(dòng)的電子也具有波動(dòng)性.短短三年之后,分別由G.P.湯姆遜和C.J.戴維森-L.H.革末完成的兩個(gè)獨(dú)立的電子衍射實(shí)驗(yàn)均證實(shí)了電子的波動(dòng)性,這奠定了采用電子探測物質(zhì)結(jié)構(gòu)的基礎(chǔ).1982年,借助于飛秒激光技術(shù),Mourou和Williamson[68]率先使用條紋相機(jī)產(chǎn)生了100 ps的電子脈沖并記錄了鋁膜的透射模式衍射圖像,緊接著又于1984年首次完成了皮秒級(jí)TRED實(shí)驗(yàn),觀察到了激光誘導(dǎo)鋁膜在20 ps內(nèi)發(fā)生固-液相變[69].Elsayed-Ali和Mourou[70]開展了進(jìn)一步的工作,尤其是表面熔化工作.隨后,Williamson和Zewail[5]將飛秒化學(xué)研究方法中的探針光脈沖更換成超快電子脈沖,開創(chuàng)了TRED在氣相結(jié)構(gòu)動(dòng)力學(xué)研究中應(yīng)用的先河,并在1992年成功地完成了孤立分子束CCl4,I2和CF3I的UED實(shí)驗(yàn)[71],證明了利用該方法研究超快反應(yīng)過程的可行性.然而空間電荷效應(yīng)和速度失配等難題限制了TRED時(shí)間分辨的進(jìn)一步提升,Ihee和Zewail通過近10年的努力,于2001年實(shí)現(xiàn)了直接成像分子結(jié)構(gòu)的壯舉[72].自此,TRED技術(shù)逐漸發(fā)展成為動(dòng)力學(xué)研究的有力工具.2003年,多倫多大學(xué)Miller研究組[14]利用600 fs電子脈沖研究了鋁膜的強(qiáng)驅(qū)動(dòng)熱熔化,首次完成了飛秒級(jí)電子衍射實(shí)驗(yàn).2016年,內(nèi)布拉斯加大學(xué)林肯分校Yang等[73]首次實(shí)現(xiàn)了振動(dòng)的碘分子的分子電影,這一突破為生物學(xué)、化學(xué)、醫(yī)學(xué)和材料科學(xué)中的動(dòng)力學(xué)過程的精確研究創(chuàng)造了新機(jī)遇.上述里程碑式的發(fā)展如圖1所示.目前UED已成功用于氣相分子[42,72?75]、激光誘導(dǎo)熔化[14,76,77]、石墨的晶格動(dòng)力學(xué)[20,78]、電荷密度波[79]、有機(jī)鹽的分子運(yùn)動(dòng)[7]和超結(jié)構(gòu)動(dòng)力學(xué)[57]等超快過程的研究.

2.2 優(yōu)勢所在

目前,X射線和電子是各大研究中心廣為采用的兩種超快過程探測源,與之對應(yīng)的兩種代表性的原子級(jí)時(shí)空分辨技術(shù)被稱為超快X射線衍射(ultrafast X-ray diffraction,UXD)[80,81]和UED[10,13,16,82].這兩種互補(bǔ)技術(shù)均是基于抽運(yùn)-探測原理,即利用超短激光脈沖激勵(lì)樣品,隨之而來的超快變化由另一束超快探測脈沖分辨.最新發(fā)展的X射線自由電子激光(X-ray free electron laser,XFEL)[83]是飛秒X射線的主要產(chǎn)生方法之一,可獲得集高亮度、高相干和飛秒時(shí)間特性于一體的X射線,但其需要昂貴且復(fù)雜的吉電子伏特(GeV)粒子加速器,到目前為止全世界也只有為數(shù)不多的幾個(gè)裝置[84,85].相比之下,超短脈沖電子源造價(jià)較低且結(jié)構(gòu)更緊湊,同時(shí),電子的小質(zhì)量使得它可輕易地經(jīng)電場加速至高能態(tài)且很容易通過電磁透鏡和偏轉(zhuǎn)設(shè)備等操縱.電子的德布羅意波長與其能量緊密相關(guān),在低能態(tài)(1 keV)時(shí)便可與第四代光源產(chǎn)生的X射線波長相比擬,而在常見的衍射條件下(＞100 keV)將會(huì)比之短兩個(gè)數(shù)量級(jí).進(jìn)一步的區(qū)別是,電子散射截面更高(比X射線散射截面大106),故只需要很少的單脈沖電子數(shù)目即可獲得與X射線相同的信噪比,并且具有一個(gè)更小的穿透深度,非常適合于氣體、表面和薄膜的動(dòng)力學(xué)研究.另外,電子的非彈性彈性散射比遠(yuǎn)小于X射線且其每非彈性碰撞能量沉積僅為X射線的1/400,因此輻射損傷閾值低得多,而超短X射線脈沖往往損壞樣品,常常僅允許單發(fā)實(shí)驗(yàn)[31].總之,與UXD相比,UED有其獨(dú)特的優(yōu)勢,詳見表1.

圖1 (網(wǎng)刊彩色)UED里程碑式的發(fā)展 (a)首次皮秒級(jí)實(shí)驗(yàn)[69];(b)CF3I的光解離過程[71];(c)C2F4I2的衍射差分圖像[72];(d)首次飛秒級(jí)實(shí)驗(yàn)[14];(e)第一次實(shí)現(xiàn)的分子電影[42,73]Fig.1.(color online)Milestones in the progression of ultrafast electron diffraction:(a)The f i rst picosecond electron diffraction experiment[69];(b)photodissociation of CF3I[71];(c)diffraction difference images of C2F4I2[72];(d)the f i rst femtosecond electron diffraction experiment[14];(e)the f i rst molecular movie of vibrating iodine molecules[42,73].

表1 電子和X射線探針的特性對比[86]Table 1.Comparison of properties of electron and X-ray probes[86].

3 超短電子脈沖的相干性

為了觀察瞬態(tài)結(jié)構(gòu)變化并獲得高質(zhì)量的衍射數(shù)據(jù),電子束的橫向相干長度至少應(yīng)在晶格間距a量級(jí)[65],即從簡單原子系統(tǒng)的亞納米到生物樣品的幾十納米.原則上,可以通過簡單的縱向和橫向擴(kuò)張電子束實(shí)現(xiàn)任意相干長度,但這犧牲了時(shí)間分辨率和與樣品相互作用的粒子數(shù).如果要保持最短的電子脈寬,縱向相干長度L//基本固定在103λ—104λ(λ為德布羅意波長),即10—100 nm,可見縱向相干性在晶體衍射應(yīng)用中不是主要的限制因素[87],故以下討論將集中于橫向相干性.

目前,電子衍射中相干性的描述方法主要有三種:范西特-澤尼克定理[88]、不確定關(guān)系[43]和直接定義[35].對于電子束通過光闌的情況,比如電子顯微鏡,可以采用范西特澤尼克定理,而不確定關(guān)系一般用于描述單電子脈沖相干性.直接定義是UED領(lǐng)域廣為接受的定義[13,18,19,35,62],束腰處的橫向相干長度L⊥可類比光學(xué)可見度表示為

其中,σθ為均方根角度彌散.

L⊥更一般的描述是基于橫向歸一化均方根發(fā)射度εn,x(εn,y).在束腰處,εn,x可由均方根電子束半徑σx和橫向均方根動(dòng)量彌散σpx表示為.結(jié)合(1)式,則橫向相干長度可進(jìn)一步表示為

其中,?為普朗克常數(shù),me為電子質(zhì)量,c為光速.雖然理想的εn,x為守恒量,但L⊥不是守恒量,而是依賴于σx.在無空間電荷作用時(shí),電子光學(xué)系統(tǒng)以同一因子放大橫向相干長度和電子束尺寸,也就是說相干長度與電子束直徑的比值是守恒的[89],該比值定義為全局相干度(global degree of coherence,GDC)[19,43],表示為

此處,G⊥被定義成完全相干束時(shí)取值為1,C⊥為相對相干長度;σx0和σxt分別為源處和樣品處電子束斑尺寸;L⊥,0和L⊥,t分別為源處和樣品處橫向相干長度.

在實(shí)驗(yàn)中,衍射樣品的尺寸(尤其是對于復(fù)雜材料)限制了最大可利用的電子束直徑.為了避免浪費(fèi)電子,電子束應(yīng)整體穿過所研究的樣品,這就需要樣品處的電子束斑尺寸σxt不得超過樣品的尺寸σs,即樣品處橫向相干長度L⊥,t應(yīng)小于G⊥或C⊥從樣品方面描述了所需電子束的品質(zhì),即要求L⊥,max＞a,則G⊥ ＞a/(2σs).鑒于樣品的尺寸有限(通常為10—100μm),全局相干長度G⊥≈10?3足以分辨微晶(蛋白質(zhì))結(jié)構(gòu)[65].此外,根據(jù)有效電子溫度T和初始束斑尺寸σx0刻畫樣品處橫向相干長度[62],則

其中,kB為玻爾茲曼常數(shù),T為有效電子溫度.(5)式蘊(yùn)含著增加橫向相干長度可采取的方法之一就是減小源的尺寸,即發(fā)展尖端源;方法之二為降低有效電子溫度,即發(fā)展超冷源.因此,當(dāng)前TRED實(shí)驗(yàn)中的超短電子源主要分三個(gè)發(fā)展方向:平面陰極光電發(fā)射源[11,12,17]、尖端發(fā)射源[55,57]和CAES[90,91].

4 平面陰極光電發(fā)射源

平面陰極光電發(fā)射源制備簡單且性能穩(wěn)定,是TRED最常用的電子源[11,16,38],然而電子源尺寸、有效溫度、空間電荷效應(yīng)以及能量彌散等[13]因素限制了其可實(shí)現(xiàn)的橫向相干長度[35,92].根據(jù)經(jīng)驗(yàn)法則,L⊥至少應(yīng)等于待測量目標(biāo)晶胞尺寸且最好是其3倍以上[13],故需要進(jìn)一步優(yōu)化電子源品質(zhì).

4.1 光電發(fā)射過程

平面陰極光電發(fā)射過程可由Berglund和Spicer[93]的三步模型描述,單個(gè)電子隨機(jī)發(fā)射,服從泊松分布律.當(dāng)電子從陰極發(fā)射時(shí),剩余能Ekin被轉(zhuǎn)移到電子的動(dòng)能而造成角度發(fā)散,此時(shí)電子束所具有的初始發(fā)射度εn,x0由陰極的熱發(fā)射度εthermal支配,即

故樣品處橫向相干長度可表示為

其中,σr為均方根激光光斑尺寸.由于σxt≤σs,為了獲得高的橫向相干長度,就需要入射激光的光子能量匹配陰極材料的有效功函數(shù)即Ekin≈0,且入射激光的束斑尺寸盡可能小.

4.2 直流型飛秒電子源

直流場加速UED因無需壓縮而具有最簡單的幾何結(jié)構(gòu),已發(fā)展成動(dòng)力學(xué)研究最有力的工具之一.2003年,Siwick等[14]利用緊湊型光電子槍設(shè)計(jì),極大地削弱了空間電荷效應(yīng)的影響,首次獲得了亞皮秒電子束.然而該裝置以犧牲亮度為代價(jià),簡單地通過陽極小孔約束電子束斑尺寸和發(fā)散角來增加相干長度,僅限于小晶胞樣品的動(dòng)力學(xué)研究.隨后,Harb等[15]利用非共線光參量放大(noncollinear optical parametric amplif i er,NOPA)輸出的510 nm飛秒激光減小電子初始能量彌散,顯著地提升了相干性.如圖2所示,NOPA輸出的飛秒激光照射到?55 kV的金陰極發(fā)生雙光子光電發(fā)射,產(chǎn)生的超短電子脈沖被瞬間加速至接地陽極,然后由磁透鏡聚焦至樣品處形成衍射圖樣并成像在熒光屏上.該裝置可在樣品處獲得束斑尺寸150μm、單脈沖電子數(shù)目約6000且時(shí)間分辨為200 fs的電子脈沖.即便如此,較大的源尺寸(取決于激光焦斑尺寸)仍限制了相干性遠(yuǎn)不足以分辨大晶胞分子樣品.

圖2 (網(wǎng)刊彩色)緊湊型UED裝置示意圖[15]Fig.2.(color online)Schematic of compact femtosecond electron diffraction[15].

考慮到研究樣品的多樣性,2015年,Baumert等[12]通過引入凹角觀察窗結(jié)構(gòu)和短焦距透鏡(f=60 mm)提供了2.3—30μm范圍內(nèi)可調(diào)的緊聚焦激光脈沖,大幅地減小了初始源尺寸,在2.3μm源尺寸下橫向相干長度可達(dá)10 nm以上.實(shí)驗(yàn)裝置如圖3所示.對比Harb等[15]的結(jié)構(gòu),新設(shè)計(jì)的超緊湊型飛秒電子衍射系統(tǒng)產(chǎn)生的電子脈沖未經(jīng)磁聚焦就直接入射到樣品發(fā)生衍射,而后經(jīng)位于樣品后的磁透鏡聚焦至探測器,最大程度地減小了電子束傳播距離,使得真空色散和庫侖排斥造成的展寬最小化,同時(shí)也避免了磁線圈本身帶來的時(shí)間展寬和畸變.多粒子仿真表明樣品處單脈沖電子數(shù)目約50個(gè)時(shí)可獲得短至130 fs(半高全寬,FWHM)的電子脈沖.

另外,Baumert等[12]分別利用N體仿真法、源擴(kuò)展法TEM載網(wǎng)陰影法和布拉格峰寬度法(L⊥,t=1/σk,其中σk為高斯分布布拉格峰的標(biāo)準(zhǔn)偏差)研究了橫向相干長度與三種高斯型緊聚焦紫外激光脈沖束斑尺寸(半徑2.3,9.5和28.0μm)的依賴關(guān)系.表2總結(jié)了四種方法獲得的三種不同尺寸電子源的橫向相干長度.通過對比可以發(fā)現(xiàn)減小源尺寸可大幅地提升橫向相干長度,預(yù)示著超緊湊電子源設(shè)計(jì)有望在樣品處提供高達(dá)20 nm的橫向相干長度,這將為研究大晶胞的生物分子或固體樣品提供支撐.但是如此之小的源尺寸(2.3μm)造成電子間的庫侖排斥作用更加顯著,從而導(dǎo)致時(shí)間分辨受限.為了達(dá)到所需的時(shí)間分辨率,該超緊湊飛秒電子源只能以犧牲橫向相干長度為代價(jià),因此需要進(jìn)一步發(fā)展其他高相干的超快電子源.

圖3 (網(wǎng)刊彩色)超緊湊型UED示意圖,其中,THG表示三倍頻,DS表示延遲線,L表示透鏡,CML表示制冷型磁透鏡,C為陰極,AR為加速區(qū),A為陽極,DR為漂移區(qū),SH為樣品托,S表示樣品,G表示磁隙[12]Fig.3.(color online)Schematic of the highly UED setup abbreviation:third harmonic generation(THG)delay stage(DS),lens(L),cooled magnetic lens(CML)cathode(C),acceleration region(AR),anode(A),drift region(DR),sample holder(SH)sample(S)pole piece gap(G)[12].

表2 不同方法下三種尺寸電子源的橫向相干長度對比[12]Table 2.Comparison of different approaches and their corresponding results to the transverse coherence lengths for three altered electron pulse source sizes[12].

4.3 飛秒單電子源

單電子脈沖的兩個(gè)獨(dú)特優(yōu)勢決定了其出色的橫向相干性.其一,單電子的橫向動(dòng)量彌散非常低.在多電子脈沖中,大量電子集中在飛秒脈寬內(nèi)[82],庫侖力造成了顯著的徑向彌散,從而降低了橫向相干性.單電子體系不存在這種效應(yīng),其橫向動(dòng)量彌散完全由光電發(fā)射過程的物理機(jī)理[18]決定.其二,它可以最大限度地減小發(fā)射區(qū)而不受鏡像電荷效應(yīng)將多電子波包拉回發(fā)射面[62,87]的影響.

4.3.1 最小化電子源尺寸

Kirchner等[19]利用飛秒脈沖緊聚焦至金陰極上實(shí)現(xiàn)每脈沖提取至多單個(gè)電子[18,94]消除了由于空間電荷帶來的展寬且大幅縮減了電子源尺寸,最終得到了極高相干長度的飛秒單電子脈沖.圖4(a)為飛秒單電子衍射實(shí)驗(yàn)裝置示意圖,利用焦距f=20 mm的透鏡緊聚焦266 nm的紫外激光脈沖至1—4μm的光斑半徑,然后照射到陰極上發(fā)射平均單脈沖十分之一個(gè)電子,多發(fā)飛秒激光產(chǎn)生的電子累積形成電子束,經(jīng)加速和磁聚焦后會(huì)聚至樣品處形成尖銳的衍射圖.在單電子領(lǐng)域無空間電荷力,橫向相干長度與電子束直徑的比值是守恒的,見圖4(b).因此,最大化源的相干性且最小化其尺寸可增加樣品處的相干性.圖4(c)為累積約109發(fā)激光共約108個(gè)單電子而獲得的衍射圖,衍射斑的銳度即束斑寬度與衍射斑間距之比證明了單電子脈沖具有極好的相干性.

利用該方法可獲得均方根源尺寸σx0=3μm,結(jié)合σxt=77μm、橫向速度彌散σv⊥=143.2 km/s,則樣品處橫向相干長度為L⊥,t=≈20 nm,此L⊥,t值能有效地分辨大晶胞材料以及小的生物樣品[95].但在Kirchner等[19]的實(shí)驗(yàn)中,激光的光子能量并未完全匹配陰極的功函數(shù),產(chǎn)生了橫向速度彌散[18].如果σv⊥減小為原來的二分之一,則樣品處橫向相干長度L⊥,t有望再增大一倍(約40 nm).該彌散一定程度上可通過調(diào)節(jié)飛秒光發(fā)射激光波長來控制,即利用匹配功函數(shù)的光子能量激勵(lì)陰極[17,18]而優(yōu)化.

圖4 (網(wǎng)刊彩色)飛秒單電子脈沖的高度相干性 (a)實(shí)驗(yàn)裝置示意圖;(b)源處和樣品處相干長度關(guān)系;(c)高相干單電子脈沖的衍射圖[19]Fig.4.(color online)High coherence of single-electron pulses:(a)Experimental arrangement;(b)global degree of coherence;(c)diffraction snapshot obtained with single-electron pulses[19].

4.3.2 最小化能量彌散

2010年,Aidelsburger等[18]利用寬帶連續(xù)譜經(jīng)偏硼酸鋇(BBO)晶體倍頻產(chǎn)生240—350 nm范圍內(nèi)的可調(diào)諧紫外飛秒脈沖,將傳統(tǒng)的激發(fā)光波長(266 nm)優(yōu)化至286 nm,大幅地削減了剩余能,從而減小了電子源束斑尺寸和脈寬(見圖5),證明了可調(diào)諧激勵(lì)是一種既可降低波包持續(xù)時(shí)間也能提升相干性的方法,但是保持發(fā)射率的穩(wěn)定和產(chǎn)生高重頻的超短可調(diào)諧紫外脈沖極具挑戰(zhàn).而后Lahme等[20]通過利用二倍頻激光脈沖誘導(dǎo)雙光子光電發(fā)射進(jìn)一步改善了單電子源的發(fā)射度和陰極老化問題,于2014年首次完成了飛秒單電子衍射動(dòng)力學(xué)論證實(shí)驗(yàn),確認(rèn)了單電子抽運(yùn)-探測技術(shù)在研究可逆動(dòng)力學(xué)方面的可行性.雖然利用400 nm的倍頻光激發(fā)陰極產(chǎn)生雙光子光電發(fā)射[43](3.1 eV×2=6.2 eV)的方案實(shí)用且相對穩(wěn)定[20],但光電子的能量彌散(光子能量6.2 eV＞功函數(shù)4.3 eV[18])通常大于驅(qū)動(dòng)激光的能量彌散(幾十毫電子伏特)[39,41],這將導(dǎo)致在加速和傳播期間單電子波包的色散展寬[41].此外,初始電子束通常也顯示出比激光脈沖更大的橫向動(dòng)量,從而引起電子束發(fā)散并降低樣品處的相對相干長度,限制了分辨復(fù)雜材料的能力[19].這兩類相空間展寬主要?dú)w因于激光光子能量和陰極材料功函數(shù)之間的失配[18]以及發(fā)射材料的瑕疵.

圖5 (網(wǎng)刊彩色)電子束半徑和脈寬與激發(fā)光波長的關(guān)系[18]Fig.5.(color online)Photoelectron statistics for tunable excitation[18].

最近,Kasmi等[17]利用接近功函數(shù)的雙光子光電發(fā)射最小化能量彌散并結(jié)合更緊的聚焦縮小激勵(lì)光斑尺寸有效地提升了相干性.為了匹配20 nm金陰極的功函數(shù)(4.3 eV[18],對應(yīng)290 nm的光波長),雙光子光電發(fā)射條件需要激光脈沖在580 nm及以下的可見光譜范圍可調(diào)諧.Kasmi等[17]采用優(yōu)化的NOPA[96]產(chǎn)生了連續(xù)覆蓋505—580 nm光譜范圍的可調(diào)諧脈沖,對應(yīng)2.1—2.5 eV光子能量.利用該可調(diào)諧脈沖,獲得了如圖6所示的電子束斑和對應(yīng)的初始橫向速度彌散與激發(fā)光波長(光子能量)的依賴關(guān)系.當(dāng)光子能量向著功函數(shù)的一半(虛線)減小時(shí),束斑尺寸明顯收縮且橫向速度彌散大幅減小,說明發(fā)射度隨著剩余能減小而降低,該結(jié)果與兩倍光子能量的單光子發(fā)射相似且接近功函數(shù)一半時(shí)發(fā)射度存在下限閾值.同時(shí)假設(shè)縱向速度彌散類似于橫向彌散[18],則在不需要微波壓縮下即可獲得小于100 fs的電子脈沖,預(yù)示著可調(diào)諧NOPA脈沖誘導(dǎo)雙光子發(fā)射可產(chǎn)生集高相干、超短和長時(shí)間穩(wěn)定于一體的高質(zhì)量單電子波包.這有助于更好地理解光電發(fā)射機(jī)理且在電子衍射或顯微方面具有廣泛的應(yīng)用前景.但飛秒單電子衍射單脈沖內(nèi)電子數(shù)極少,而一幅高信噪比的大晶胞樣品的衍射圖至少需要約106個(gè)電子[4].因此,利用單電子脈沖進(jìn)行衍射測量往往要求所研究的過程可以重復(fù)實(shí)驗(yàn)數(shù)百萬次[35]或者樣品可探測區(qū)域足夠大.這使得該方法不適用于研究易受抽運(yùn)激光損壞的樣品和不可逆過程[4,97],故需要發(fā)展高亮度的相干單發(fā)超短電子源.

圖6 (網(wǎng)刊彩色)電子束發(fā)散的波長依賴性[17]Fig.6.(color online) Experimentalresults on wavelength-dependent electron beam divergence[17].

4.4 超快單發(fā)電子源

目前典型的實(shí)現(xiàn)高亮度的途徑有直流加速結(jié)合射頻壓縮和射頻場加速兩種,前者最大可獲得約106電子/脈沖,而后者涉及加速器技術(shù)可獲得＞107電子/脈沖.雖然二者皆可滿足單發(fā)實(shí)驗(yàn)要求,但應(yīng)用時(shí)卻受到相干性的限制.由和歸一化亮度(I為峰值電流)可知,同時(shí)增加相干長度和亮度的惟一方法就是減小橫向發(fā)射度,故如何控制庫侖擴(kuò)張即減小發(fā)射度成為獲得高質(zhì)量超快單發(fā)電子源的關(guān)鍵.

4.4.1 均勻填充的橢球束

為了能夠橫向和縱向壓縮電子束至所需的尺寸且避免發(fā)射度增長,就需要實(shí)現(xiàn)電子束完全線性傳輸.然而,由于空間電荷力以及射頻場效應(yīng)等使得維持發(fā)射度遠(yuǎn)非易事.均勻的三維橢球分布因其線性的內(nèi)部作用場是保持傳播期間發(fā)射度的理想粒子分布,因而發(fā)射度增長難題可通過產(chǎn)生空間電荷密度分布完全可控的電子束而解決.如圖7所示,利用三維橢球狀整形的激光束①或其他整形的飛秒激光②照射陰極.目前有三種方式可能實(shí)現(xiàn)這種分布:1)短脈沖照射陰極且利用縱向空間電荷擴(kuò)張,即煎餅束(pancake beam)[98],其特點(diǎn)是束團(tuán)長度小于束團(tuán)半徑,即L?r;2)長而細(xì)的脈沖照射陰極且利用橫向空間電荷擴(kuò)張,即雪茄束(cigar beam)[99],其特點(diǎn)是束團(tuán)長度大于束團(tuán)半徑L?r;3)直接激光脈沖三維橢球狀整形[100].

圖7 (網(wǎng)刊彩色)電子束分布示意圖Fig.7.(color online)Schematic diagram of generation of three-dimensional(3D)ellipsoidal and quasiellipsoidal electron beams.

4.4.1.1 煎餅束

2004年,Luiten等[98]提出可利用徑向整形的飛秒激光輻照陰極獲得徑向半圓分布的橢球束,即煎餅束.圖8(a)為激發(fā)陰極后50 ps時(shí)仿真電子束的x-px橫向相空間投影,可見該線性橢球分布與煎餅束理論預(yù)測(黑線)符合,橢球束分布的線性行為與平頂束和高斯束特別是高斯束的非線性變化形成了鮮明的對比.圖8(b)為三種徑向分布沿縱向的均方根發(fā)射度εn,x變化,其中平頂束和高斯束激發(fā)產(chǎn)生的光電子的均方根發(fā)射度在激發(fā)后迅速增加,而橢球束分布εn,x保持其初始值約0.4μm不變.可以發(fā)現(xiàn),高斯束和平頂束內(nèi)存在非線性空間電荷力,往往造成不可逆的庫侖擴(kuò)張,極大地增加了發(fā)射度,而橢球束是維持發(fā)射度行之有效的電子分布.

圖8 (網(wǎng)刊彩色)平頂束、高斯束和橢球束條件下的電子分布(a)x-px相空間分布的仿真圖;(b)相應(yīng)的均方根發(fā)射度[98]Fig.8.(color online)Bunch distribution after initiation with an ellipsoidal(red dots),a f l attop(green dots),and a Gaussian(blue dots)initial radial prof i le:(a)General particle tracer simulations of the distribution in x-pxphase space;(b)the εn,xas a function of z[98].

圖9 (網(wǎng)刊彩色)偏轉(zhuǎn)電壓開或關(guān)的電子束圖像[101]Fig.9.(color online)Beam images after vertically focusing lens and radio-frequency def l ector,cases with def l ecting voltage offand on[101].

2008年,Musumeci等驗(yàn)證了Luiten提出的煎餅束方案的可行性[101],并對其進(jìn)行了優(yōu)化[102].通過使用四極透鏡將電子束垂直(y方向)聚焦至如圖9所示的長橫條狀,對比射頻偏轉(zhuǎn)開、關(guān)前后的電子束分布,可以發(fā)現(xiàn)最顯著的特征就是鋒利的橢球束邊界(L?r),其將投影在(x,t)面的粒子分布函數(shù)包圍在內(nèi).這一橢圓形邊界的直接證實(shí)為超短激光脈沖照射陰極產(chǎn)生橢球束的理論預(yù)測提供了強(qiáng)有力的支撐,將極大地促進(jìn)電子源的亮度和相干性的提升.然而大的初始激光光斑需求造成了較大的陰極熱發(fā)射度,這限制了煎餅束可獲得的最小發(fā)射度.

4.4.1.2 雪茄束

為了有效降低熱發(fā)射度以滿足衍射成像所需的相干性要求,區(qū)別于煎餅束,Li等[103]提出使用縱向長(10 ps)且橫向窄(＜30μm束斑尺寸)的雪茄束作為電子源.通過整形激光脈沖至雪茄狀縱橫比和拋物型時(shí)間輪廓實(shí)現(xiàn)了均勻填充的橢球分布,圖10(a)為1 pC和0 pC(無空間電荷效應(yīng))雪茄束橫向束斑尺寸的動(dòng)力學(xué)仿真.對于≤30μm(均方根RMS)的橫向激光光斑,產(chǎn)生的電子動(dòng)力學(xué)完全由線性空間電荷力支配,劇烈地橫向擴(kuò)展使得雪茄狀電子束演變成一個(gè)近乎理想的均勻填充的橢球分布(圖10(a)插圖).仿真顯示可產(chǎn)生超低歸一化發(fā)射度(＜50 nm·rad)的高亮度相對論電子束.圖10(b)中①為長激光脈沖條件下陰極后方3米處的雪茄狀電子束分布,其對應(yīng)的仿真結(jié)果如圖10(b)中②所示.電子束分布在一個(gè)軸上的投影(虛線)極好地與拋物線分布(實(shí)線)符合,這與預(yù)期的均勻填充的橢圓束分布一致.當(dāng)紫外光脈沖不進(jìn)行拉伸時(shí)(非雪茄狀),實(shí)驗(yàn)和仿真的電子束橫向分布分別如圖10(b)中③和④所示,可以觀察到一個(gè)亮的束暈,這預(yù)示著非線性空間電荷力的作用出現(xiàn),將導(dǎo)致不可逆的發(fā)射度增長和束團(tuán)質(zhì)量退化.對比①和③或②和④可以明顯地發(fā)現(xiàn)雪茄束在控制空間電荷力驅(qū)動(dòng)擴(kuò)張方面的重要作用.雪茄狀電子束具有非常小的陰極固有發(fā)射度且橫向和縱向動(dòng)力學(xué)基本解耦(橫向尺寸和縱向尺寸相近時(shí),兩者之間會(huì)發(fā)生耦合),如果結(jié)合射頻或磁減速彎壓縮,能實(shí)現(xiàn)極低發(fā)射度,可使諸多應(yīng)用受益,包括UED、超快電子顯微、先進(jìn)光源以及尾波場加速器的外注入劑等.然而,由于較小的初始激光束斑尺寸以及陰極提取場的限制,減少了可獲得的電荷量,僅可實(shí)現(xiàn)0.1—1 pC的低束團(tuán)電量(與典型的兆電子伏特(MeV)電子源相比).

圖10 (網(wǎng)刊彩色)雪茄狀電子束的特性研究 (a)橫向尺寸的動(dòng)力學(xué)仿真;(b)離陰極3 m處測得的橫向電子束輪廓,①表示長激光脈沖條件,③表示短激光脈沖條件,②和④為相應(yīng)的仿真結(jié)果[99]Fig.10.(color online)Study of cigar beam dynamics:(a)transverse beam sizes for 1 pC and 0 pC;(b)measured transverse beam prof i les at z=3 m from the cathode for①a stretched laser pulse and③a short laser pulse on the cathode and corresponding simulation results②and④[99].

4.4.1.3 三維橢球狀激光脈沖

2016年,Mironov等[100]通過直接激光脈沖整形實(shí)驗(yàn)第一次獲得了三維橢球激光分布,大幅地提升了電子源的質(zhì)量,有望進(jìn)一步減小發(fā)射度.雖然這些均勻橢球分布的電子束因其近似線性的空間電荷場減小了發(fā)射度的增長,有利于獲得更短的高相干、高亮度的電子脈沖,但這種分布的電子源的產(chǎn)生極其復(fù)雜[101].

4.4.2 射頻壓縮型飛秒電子源

2007年,Luiten研究組[35]首次將煎餅束引入到TRED中,提出了基于橢球狀電子束線性擴(kuò)張結(jié)合射頻場壓縮的新方法,通過逆轉(zhuǎn)庫侖排斥,單發(fā)UED有可能在非相對論能量實(shí)現(xiàn).仿真顯示樣品處0.1 pC、100 keV、均方根半徑0.2 mm的電子束的橫向相干長度可達(dá)3 nm,滿足小晶格周期樣品單發(fā)TRED實(shí)驗(yàn)的要求.2010年,該小組在實(shí)驗(yàn)上實(shí)現(xiàn)了壓縮方案[36],演示了95 keV,0.25 pC的電子束可被壓縮到亞100 fs均方根脈寬,并進(jìn)行了多晶金膜的單發(fā)實(shí)驗(yàn).Gao等[38]進(jìn)一步優(yōu)化設(shè)計(jì)混合型直流-射頻(DC-RF)壓縮系統(tǒng),在樣品處獲得約5 nm的橫向相干長度,并利用壓縮后的超亮電子脈沖進(jìn)行了絕緣體導(dǎo)體相變材料(EDO-TTF)2PF6的光誘導(dǎo)超快結(jié)構(gòu)變化研究[7],證明了射頻壓縮型電子探針觀察分子反應(yīng)的能力.

2014年,Siwick等對石墨中的相干和非相干電聲子耦合機(jī)理[78]以及光誘導(dǎo)二氧化釩(VO2)半導(dǎo)體-金屬相變[104]進(jìn)行了研究,實(shí)驗(yàn)裝置如圖11(a)所示.得益于射頻壓縮帶來的時(shí)間分辨和亮度的顯著提升,可以在圖11(b)中清楚地看到,VO2相變過程中存在多重時(shí)間尺度的在20 mJ/cm2光激發(fā)后,(30ˉ2)衍射峰的強(qiáng)度有一個(gè)與周期性晶格畸變相關(guān)的快速衰減(時(shí)間常數(shù)(310±160)fs),其次是(220)和(200)衍射峰強(qiáng)度的緩慢增加(時(shí)間常數(shù)(1.6±0.2)ps).這些結(jié)果展現(xiàn)出射頻壓縮TRED在探測分子系統(tǒng)原子運(yùn)動(dòng)方面的巨大潛力.但是,庫侖排斥和能量彌散仍限制了電子脈沖的亮度和相干性,制約著其在單發(fā)成像復(fù)雜分子系統(tǒng)方面的應(yīng)用.

圖11 (網(wǎng)刊彩色)混合型飛秒電子衍射 (a)裝置示意圖[37];(b)VO2的衍射峰變化[104]Fig.11. (color online)Schematic diagram of the radio-frequency compressed UED:(a)Experimental arrangement[37];(b)structural dynamics during the semiconductor-to-metal transition in VO2[104].

圖12 (網(wǎng)刊彩色)MeV UED及其衍射特性 (a)實(shí)驗(yàn)裝置;(b)多晶鋁的散射強(qiáng)度變化[22]Fig.12.(color online)Brookhaven National Lab MeV UED with its diffraction patterns:(a)Schematic of the experimental set-up;(b)simulated and experimental scattering intensities as a function of scattering vector for polycrystalline Al[22].

4.4.3 相對論飛秒電子源

為了抑制非相對論TRED中電子間庫侖排斥作用,結(jié)合不可逆過程和樣品損壞以及穿透深度等因素對電子探針的要求,將高亮度的相對論電子源應(yīng)用到TRED中引起了廣泛關(guān)注,匯集了加速器和電子衍射領(lǐng)域研究人員的共同努力.2006年,王西杰研究組[26]提出將射頻槍產(chǎn)生的MeV電子脈沖用于TRED.同年,SLAC國家加速器實(shí)驗(yàn)室Hastingsa等[25]首次實(shí)驗(yàn)演示了MeV UED并觀察到160 nm鋁膜的單發(fā)衍射圖,驗(yàn)證了該技術(shù)的可行性.此后,加州大學(xué)洛杉磯分校[97]、清華大學(xué)[105]、大阪大學(xué)[106,107]、布魯克海文國家實(shí)驗(yàn)室[6]、上海交通大學(xué)[21]和馬普所/漢堡大學(xué)/德國電子同步加速器實(shí)驗(yàn)室[108]等相繼發(fā)展了新的基于光陰極射頻槍的MeV UED系統(tǒng).所有裝置幾乎都采用能量1—5 MeV、電荷量0.1—10 pC(106—108e?)的超短電子束,允許單發(fā)衍射成像且可研究當(dāng)前非相對論TRED裝置所不能及的非可逆超快過程.

2015年,王西杰研究組[22]通過仔細(xì)控制從電子產(chǎn)生到探測之間的每一步(RF腔體優(yōu)化、銅陰極、紫外激光形狀和尺寸、螺線管磁鐵、準(zhǔn)直孔、光闌、探測器),在約100μm的紫外激光照射下獲得了約11 nm和2.5 nm的橫向和縱向相干長度.該MeV UED實(shí)驗(yàn)裝置如圖12(a)所示,其獲得的多晶鋁的散射強(qiáng)度變化見圖12(b),這些衍射特征證實(shí)了電子束具有高的橫向相干長度.雖然該裝置可完成多晶鋁和單晶1 T-TaS2的單發(fā)衍射實(shí)驗(yàn)且具有約130 fs(RMS)的高時(shí)間分辨,但單脈沖僅有3×104個(gè)電子且產(chǎn)生于射頻槍的電子具有高于1000 K的溫度、較大的初始能量彌散和極小的德布羅意波長,這使得其橫向相干長度和亮度均不足以單發(fā)成像大分子或納米晶體.

5 尖端型光電發(fā)射源

平面陰極的橫向相干長度受限于電子源尺寸和能量彌散[13],最大可成像低于20 nm的完整晶胞[19].另一方面,多電子脈沖的空間電荷效應(yīng)[14,92]和單電子脈沖的到達(dá)時(shí)間差[18,33,94]分別制約著這兩類電子源的脈寬.進(jìn)一步縮減脈寬并提升相干性是利用電子衍射記錄原子級(jí)動(dòng)力學(xué)過程的兩大挑戰(zhàn).近年來,尖端脈沖電子源被廣為研究[44?49],其發(fā)射過程能控制在亞飛秒時(shí)間尺度[51,52],可實(shí)現(xiàn)超短的電子脈寬.同時(shí),準(zhǔn)點(diǎn)狀納米尖端源[45,46]的有效發(fā)射區(qū)極度局域化結(jié)合尖端處場增強(qiáng)效應(yīng)大幅地減小了色散展寬[55]從而可獲得極高的相干性和亮度.迄今為止,尖端電子源[44,51,53,55,109]具有最高的GDC[55].這不僅有利于TRED在成像大晶胞晶體方面的應(yīng)用拓展,也吸引著超快電子顯微等[110]領(lǐng)域的研究.

5.1 尖端源電子發(fā)射機(jī)理

飛秒激光脈沖誘導(dǎo)金屬納米尖端電子發(fā)射的微觀機(jī)理[44?51,111,112]可根據(jù)尖端的大小、形狀、材料、施加電壓以及激光強(qiáng)度和極化方向進(jìn)行研究.隨著光強(qiáng)的增加,電子發(fā)射過程可依次解釋為光輔助場發(fā)射[47,50,112]、多光子光電發(fā)射[46,111]、超閾值光電發(fā)射[49,51]和光學(xué)場發(fā)射[44,48,52],見圖13.這些分類通常由Keldysh參數(shù)γ量化,定義如下[113]:

圖13 (網(wǎng)刊彩色)非線性電子發(fā)射機(jī)理(直流場偏壓存在) (a)多光子光電發(fā)射;(b)光輔助場發(fā)射;(c)超閾值光電發(fā)射;(d)光學(xué)場發(fā)射Fig.13. (color online)Mechanisms of nonlinear photoemission with a bias voltage:(a)Multiphoton photoemission;(b)photof i eld emission;(c)abovethreshold photoemission;(d)optical f i eld emission.

根據(jù)場強(qiáng)變化,不同電子發(fā)射過程成為主導(dǎo)[50,114].對于弱場區(qū)(γ?1),光場可被看作是結(jié)合勢的微擾,單個(gè)電子經(jīng)多光子或單光子吸收激勵(lì)占主導(dǎo),光激發(fā)電子越過表面勢壘或隧穿過勢壘而發(fā)射,即多光子光電發(fā)射[46,111](圖13(a))和光輔助場發(fā)射[47,50,112](圖13(b)).當(dāng)過渡到γ≈1時(shí),光場的有質(zhì)動(dòng)力能與電子的束縛能已經(jīng)可比擬,預(yù)示著強(qiáng)場區(qū)的開始,電子吸收多于逃逸出金屬所需的最小光子數(shù)而發(fā)射,即超閾值光電發(fā)射[49,51](圖13(c)).當(dāng)光場進(jìn)一步增加至γ?1時(shí),與光場相關(guān)的非常強(qiáng)的局域場瞬間大幅地修改隧穿勢壘,并直接從費(fèi)米能級(jí)處激發(fā)場發(fā)射,出現(xiàn)光學(xué)場發(fā)射[44,48,52](圖13(d)).

在平面光電發(fā)射源中,低能電子脈沖即使在窄電子能量分布和無空間電荷效應(yīng)時(shí)也極易色散展寬,故而基于平面陰極的超快低能電子衍射(ultrafast low-energy electron diffraction,ULEED)在實(shí)驗(yàn)中遇到了挑戰(zhàn).而對于尖端電子源,為了避免形成破壞性的弧光放電[115]并契合納米尖端的優(yōu)勢特點(diǎn),通常被應(yīng)用于低能區(qū).此時(shí),場發(fā)射結(jié)構(gòu)的尖端電子發(fā)射恰好可最小化展寬效應(yīng),在低能電子衍射和成像中具有不可替代的重要作用.值得注意的是場發(fā)射的工作原理不能直接轉(zhuǎn)移至脈沖電子源,特別是利用能量?ω＞Φ的光子照射尖端型陰極不會(huì)產(chǎn)生強(qiáng)烈的局部發(fā)射.為了實(shí)現(xiàn)選擇性電子發(fā)射,納米源反而可通過光子能量低于材料功函數(shù)的低功率光脈沖照射,吸收多個(gè)能量?ω＜Φ的光子克服真空勢壘所需的最小能量,這也是目前ULEED常用的尖端電子源產(chǎn)生機(jī)理(弱場區(qū)γ?1).而在強(qiáng)場區(qū)(γ?1),驅(qū)動(dòng)光場起支配作用,隧穿僅在半光周期內(nèi)發(fā)生且極度非線性,可能帶來更短且更高空間相干性的電子脈沖.因此,光學(xué)場發(fā)射電子槍原則上可在低電子能量提高時(shí)間分辨.然而這個(gè)方案雖在原理上可行,但具有極大的技術(shù)挑戰(zhàn)且需要相當(dāng)復(fù)雜的實(shí)驗(yàn)裝置.總之,尖端源的發(fā)射特性需要更多的發(fā)展研究,例如去評估能量彌散、有效源尺寸和不同發(fā)射過程電子產(chǎn)量間的權(quán)衡,去證明其長期穩(wěn)定性.

5.2 尖端發(fā)射源的特性

5.2.1 納米級(jí)尖端源的優(yōu)勢

典型的尖端源結(jié)構(gòu)如圖14所示,高空間相干的超快電子源將金屬尖端處的光場增強(qiáng)和非線性光電效應(yīng)結(jié)合起來[45,46],借助電場加速和磁場聚焦已實(shí)現(xiàn)了飛秒和納米級(jí)時(shí)空分辨的非線性光電發(fā)射,尤其適合于TRED和成像[56,116].

尖端型光電發(fā)射源的第一個(gè)優(yōu)點(diǎn)就是在尖端處可產(chǎn)生極大的加速場強(qiáng)(約2 GV/m[50]).較之平面發(fā)射源(DC UED最大梯度約10 MV/m,MeV UED最大梯度約100 MV/m[25]),數(shù)量級(jí)提升的高初始場強(qiáng)有助于縮短加速區(qū)長度進(jìn)而減小初始能量彌散導(dǎo)致的脈沖展寬,因而尖端源理論上可以產(chǎn)生比平面發(fā)射源脈寬更短的電子脈沖.第二個(gè)優(yōu)點(diǎn)是具有極小的有效電子源半徑reff,其不再取決于激光束斑大小而是由尖端本身給出[55].根據(jù)L⊥∝1/reff可知,納米尖端發(fā)射源具有極高的固有橫向相干長度.然而尖端型光電發(fā)射雖可被局域在亞周期激光脈沖內(nèi)[51,52],但初始軌跡和近場加速的非均勻性以及電子的能量彌散導(dǎo)致了傳播過程中電子束的快速發(fā)散和拉長[114].此時(shí),必須精心設(shè)計(jì)靜電或磁透鏡準(zhǔn)直電子脈沖才有可能實(shí)現(xiàn)樣品處幾十飛秒的電子脈寬[55].

圖14 (網(wǎng)刊彩色)納米尖端源示意圖Fig.14. (color online)Schematic of the tip-based source.

5.2.2 空間相干性的定量研究

雖然激光驅(qū)動(dòng)金屬納米針尖能夠提供最高時(shí)間分辨的相干電子脈沖,但其空間相干性的定量研究一直難以實(shí)現(xiàn).Ehberger等[109]研究了近紫外激光觸發(fā)尖端光電發(fā)射的相干性,并將其與典型的高相干直流場發(fā)射[117]進(jìn)行了比較.實(shí)驗(yàn)中將碳納米管(carbon nanotube,CNT)緊貼尖端充當(dāng)靜電雙棱鏡,激光觸發(fā)和直流場發(fā)射模式下的電子干涉條紋分別如圖15(a)和圖15(b)所示,均觀察到平行于CNT的干涉條紋.兩種模式的空間相干寬度可分別從圖15(c)和圖15(d)中標(biāo)記區(qū)域的線輪廓圖獲得,從而得到激光觸發(fā)下有效電子源半徑reff為(0.80±0.05)nm,直流場發(fā)射模式下reff為(0.55±0.02)nm.電子源的空間相干性通常用其reff量化(L⊥∝1/reff).由此而論,Ehberger等[109]的研究結(jié)果清楚地揭示了激光誘導(dǎo)光電發(fā)射電子束保持了尖端場發(fā)射電子束出色的相干特性,表明配備場發(fā)射幾何結(jié)構(gòu)的電子衍射和成像設(shè)備可以通過飛秒激光觸發(fā)獲得優(yōu)異的相干和成像性能.

圖15 (網(wǎng)刊彩色)電子干涉條紋 (a),(b)分別為激光觸發(fā)和直流場發(fā)射模式下的干涉圖;(c),(d)分別為激光觸發(fā)和直流場發(fā)射模式下干涉條紋的線輪廓圖[109]Fig.15.(color online)Electron interference fringes:(a)Laser-triggered electron emission;(b)DC-f i eld emission;corresponding line prof i les of the interference fringes are shown in(c)and(d)[109].

5.3 尖端源的應(yīng)用拓展

尖端脈沖電子源已分別在以飛秒激光觸發(fā)鎢尖端發(fā)射[44?46]作為超快單電子源的飛秒點(diǎn)投影顯微鏡(femtosecond point-projection microscopy,fsPPM)[54,116]、ULEED[57]和二者結(jié)合[118]中得到應(yīng)用.極佳的源特性還可能服務(wù)于介質(zhì)激光加速器[119,120]、激光輔助原子探針斷層掃描[121]以及全息相干衍射[122].

5.3.1 fsPPM

最新的研究已將電子顯微鏡的時(shí)間分辨率擴(kuò)展至飛秒量級(jí).現(xiàn)在可以通過這一技術(shù)以極高的時(shí)空分辨觀察如熔化、加熱、機(jī)械振動(dòng)、化學(xué)修飾、等離子體激發(fā)以及許多基本物理現(xiàn)象[94],這個(gè)新的領(lǐng)域被稱為四維超快電子顯微鏡(ultrafast electron microscopy,UEM)[94].但UEM往往是基于傳統(tǒng)的透射電子顯微鏡(TEM)[94],而依靠投影成像的替代方案更有利于研究等離子體和光電子密度分布過程[123?125].這些技術(shù)具有皮秒和飛秒時(shí)間分辨率,但空間分辨率被限制在百微米量級(jí).2013年,Barwick等[54]將納米超快電子源引入到點(diǎn)投影顯微鏡中,實(shí)現(xiàn)了100 nm的空間分辨率.

圖16 (網(wǎng)刊彩色)fsPPM及其顯微圖 (a)fsPPM示意圖;(b)基于DC電子發(fā)射(左)和飛秒電子波包(右)的點(diǎn)投影顯微圖[54]Fig.16.(color online)Femtosecond photoelectron point projection microscope:(a)Schematic of the microscope;(b)point projection images based on DC electron emission(left)and with femtosecond photoelectron packets(right)[54].

fsPPM的原理如圖16(a)所示,直徑約100 nm量級(jí)的場發(fā)射尖端被放置在可三軸移動(dòng)的樣品前,經(jīng)飛秒激光照射后產(chǎn)生發(fā)散的準(zhǔn)點(diǎn)狀電子源,形成的樣品放大圖像由樣品后方的微通道板和熒光屏以及電荷耦合器件俘獲.尖端至探測器的距離D固定在0.1 m,但尖端樣品間距d可以在10?5—10?2m之間變化,對應(yīng)于1000倍—10倍的放大率(M=D/d).為了量化該電子顯微鏡的成像能力,在直流場發(fā)射(CW)和脈沖發(fā)射兩種模式下探測了TEM載網(wǎng)支撐的銀納米線,獲得的圖像如圖16(b)所示.在5000倍放大時(shí),最小的孔(直徑為1μm)在CW和脈沖模式下均清晰可見,銀納米線(直徑為100 nm)在CW模式很容易看到且在脈沖模式也可以部分觀察到(圖16(b)的右上角).這些結(jié)果充分說明了無透鏡且非常緊湊的點(diǎn)投影UEM的巨大潛力,其將超快尖端電子源與點(diǎn)投影電子顯微技術(shù)相結(jié)合可作為昂貴和復(fù)雜的傳統(tǒng)電子顯微的替代.但是由于顯微鏡的機(jī)械振動(dòng),空間分辨被限制在約100 nm量級(jí),要達(dá)到標(biāo)準(zhǔn)點(diǎn)投影顯微鏡10 nm左右的空間分辨仍需要繼續(xù)優(yōu)化.

5.3.2 超快低能電子衍射

時(shí)間分辨表面研究已經(jīng)展示了大量準(zhǔn)二維系統(tǒng)中的超快現(xiàn)象,如薄膜的聲子限制效應(yīng)[126],表面弛豫重建和單層吸附系統(tǒng)中的復(fù)雜結(jié)構(gòu)[127],表面預(yù)熔化[128]和電子與晶格系統(tǒng)之間的強(qiáng)耦合形成的溫稠密物質(zhì)[76].盡管近年來不斷發(fā)展各種實(shí)驗(yàn)技術(shù)來進(jìn)一步提高時(shí)間分辨率,表面形貌的平整度、大的探測區(qū)域以及超薄樣品的制備等卻使得實(shí)現(xiàn)高表面靈敏度十分困難.

低能電子衍射因其衍射電子僅探測頂層原子而非常適合于確定晶體材料的表面結(jié)構(gòu).2014年,德國哥廷根大學(xué)Gulde等[57]開發(fā)了一種電子能量450 eV、時(shí)間分辨2 ps(FWHM)的透射式ULEED系統(tǒng),具有極高的表面靈敏度,已經(jīng)成功用于研究聚合物在石墨烯基底如何移動(dòng)和熔化,得到了吸附于石墨烯襯底的聚甲基丙烯酸甲酯(PMMA)層的超快熔化過程.該ULEED系統(tǒng)基于抽運(yùn)-探測原理,如圖17(a)所示,電子脈沖通過二次諧波照射鎢納米尖端(50 nm的曲率半徑)而產(chǎn)生,超短抽運(yùn)激光脈沖加熱PMMA層,而后熔化過程產(chǎn)生的結(jié)構(gòu)變化由幾皮秒的電子脈沖在不同時(shí)間延遲下探測其衍射圖案所記錄.聚合物和石墨烯雙層系統(tǒng)激發(fā)前后衍射斑如圖17(b)和圖17(c)所示,對比可知石墨烯衍射峰值沒有顯著變化,而超結(jié)構(gòu)衍射斑強(qiáng)度大幅衰減(圖17(c)白色方框內(nèi)).該ULEED的獨(dú)特之處在于利用超短脈沖照射鎢納米尖端產(chǎn)生電子脈沖,與最近得以實(shí)現(xiàn)的高能衍射方法相比大幅地縮小了電子衍射裝置[4,94],然而皮秒級(jí)的時(shí)間分辨限制了動(dòng)力學(xué)研究的范圍.

圖17 (網(wǎng)刊彩色)聚合物/石墨烯雙層系統(tǒng)的ULEED (a)裝置示意圖;(b)激發(fā)前的衍射圖;(c)激發(fā)后的衍射圖[57]Fig.17.(color online)ULEED in transmission and polymer/graphene bilayer system:(a)Schematic of the pumpprobe setup;(b)and(c)diffraction images for negative delay(left)and 600 ps(right)[57].

5.3.3 飛秒低能電子衍射(femtosecond lowenergy electron diffraction,fsLEED)

低維系統(tǒng)如納米線和二維材料的超快結(jié)構(gòu)動(dòng)力學(xué)研究需要飛秒探針具備高空間分辨率和與小體積樣品的強(qiáng)相互作用.低能電子展現(xiàn)出大的散射截面和高表面靈敏度,但是明顯的真空色散限制了其在飛秒時(shí)間分辨衍射實(shí)驗(yàn)中的應(yīng)用[57].Gulde等[57]證明了低能電子具備以皮秒時(shí)間分辨研究雙層薄膜結(jié)構(gòu)動(dòng)力學(xué)的能力.為了實(shí)現(xiàn)更高時(shí)間分辨以強(qiáng)化ULEED的探測能力,Müller等[118]設(shè)計(jì)了一種飛秒點(diǎn)投影顯微和fsLEED相結(jié)合的緊湊型混合裝置并進(jìn)行了單層石墨烯的低能電子衍射研究,其微米尺度的電子傳播距離大幅地減小了電子脈沖展寬,并結(jié)合使用單電子脈沖達(dá)到了飛秒時(shí)間分辨.

圖18(a)為飛秒時(shí)間分辨低能電子衍射和成像裝置原理圖.該裝置電子能量在20—1000 eV范圍,激光觸發(fā)金屬納米尖端提供了高相干飛秒[51,52]點(diǎn)狀電子源,如圖18(b)和圖18(c)所示,可選擇空間發(fā)散用于顯微(fsPPM)或準(zhǔn)直用于衍射(fsLEED)[54].圖18(d)為尖端-樣品間距d=500μm和650 eV電子能量以透射模式記錄的衍射圖樣,可以觀察到石墨烯二維六方晶格的六次對稱性.值得注意的是,即使是單層樣品,極高質(zhì)量的衍射圖案也可在非常低的電子劑量率(＜1 e·??2·s?1)下獲得,這歸功于亞keV電子的高散射截面[129].因此,與傳統(tǒng)的高能飛秒電子衍射[13]相比,利用fsLEED研究單層和幾層系統(tǒng)的結(jié)構(gòu)動(dòng)力學(xué)顯然是有利的.

由于不存在空間電荷效應(yīng)以及極小的發(fā)射區(qū),樣品處電子脈沖可被聚焦至幾微米,見圖18(e),徑向平均強(qiáng)度分布揭示了1.4μm(FWHM)的準(zhǔn)直束束斑尺寸.圖18(f)為計(jì)算所得的電子束斑尺寸(FWHM),其隨著間距d降至幾微米而線性減小.斜率則表示電子束的散度,其取決于尖端電壓.根據(jù)圖18(e)和圖18(f),在15μm初始束斑尺寸、?100 V尖端電壓和200μm間距下,可獲得約38 nm的極高橫向相干長度.結(jié)合飛秒時(shí)間分辨和高表面靈敏度,fsLEED是研究二維晶體材料的理想工具,有望提供單層二維材料和無機(jī)[130]及有機(jī)[131]異質(zhì)結(jié)的結(jié)構(gòu)動(dòng)力學(xué)和能量傳遞過程的實(shí)時(shí)信息.然而,尖端的弧線發(fā)射導(dǎo)致大的發(fā)散角和時(shí)間畸變且可實(shí)現(xiàn)的尖端樣品間距受限于電子透鏡處的真空打火(最短約150μm),使得時(shí)間分辨被限制在約300 fs,實(shí)現(xiàn)100 fs級(jí)的時(shí)間分辨率是fsLEED面臨的一大挑戰(zhàn).

圖18 (網(wǎng)刊彩色)fsLEED和成像裝置及實(shí)驗(yàn)研究 (a)裝置原理圖;(b)fsPPM模式;(c)fsLEED模式;(d)自支撐單層石墨烯的低能電子衍射圖;(e)樣品處束斑大小;(f)電子束斑尺寸與尖端樣品間距d的依賴性[118]Fig.18.(color online)Setup for time-resolved low-energy electron imaging and diffraction:(a)Schematic of the experimental setup;(b)fsPPM mode;(c)fsLEED mode;(d)LEED of free-standing monolayer graphene;(e)the electron spot size at the sample;(f)the dependence of the electron spot size on various tip-sample distances[118].

6 冷原子電子源(CAES)

目前TRED所用的電子源幾乎都是基于固態(tài)陰極的飛秒光電發(fā)射源[13,36,77].這些光電發(fā)射源運(yùn)行良好,但對于研究如生物分子般的樣品很難滿足相干性[62].傳統(tǒng)的場發(fā)射或光電發(fā)射源典型的有效電子溫度可由kBT≈0.5 eV推出,即T≈5000 K.而電子脈沖的橫向相干長度,可見電子溫度是決定電子源相干性的重要因素,溫度越低,橫向相干長度就越大.基于此,Luiten等[58]于2005年提出了一個(gè)全新的電子脈沖產(chǎn)生方案,即從超冷等離子體中脈沖提取電子從而取代傳統(tǒng)的光電陰極.這種新型的電子源被稱作CAES,其電子溫度可低至10 K,比常用的光電發(fā)射源小三個(gè)數(shù)量級(jí),意味著源處相干性和亮度數(shù)量級(jí)的增加,即預(yù)示著可獲得生物分子樣品的高質(zhì)量單發(fā)衍射圖,有望替代TRED中的傳統(tǒng)電子源[63].最近,超低溫的超快電子源已成功用于衍射實(shí)驗(yàn),并獲得了初步的結(jié)果[132].

6.1 CAES的產(chǎn)生

激光冷卻和陷俘技術(shù)[133,134]的出現(xiàn)預(yù)示著從內(nèi)部和外部操縱原子運(yùn)動(dòng)的新時(shí)代的到來,其關(guān)鍵在于提供了一種同時(shí)冷卻和陷俘中性原子的方法.為了產(chǎn)生超冷等離子體電子源,Luiten等提出了如圖19所示的四步過程[58]:①首先利用激光冷卻得到高密度的冷原子云,并將其囚禁在磁光阱(magneto-optical trap,MOT)中,MOT[135]是實(shí)現(xiàn)中性原子冷卻與囚禁的最重要手段;②部分冷原子云被激光脈沖激發(fā)至中間態(tài);③然后,另一與激勵(lì)光成直角傳播的脈沖激光束離化兩束激光交匯處的激發(fā)態(tài)原子,形成超冷等離子體;④產(chǎn)生的電子和離子束由電場提取加速,該電場至少應(yīng)比將電子和離子拉離所需的最小電場大一個(gè)數(shù)量級(jí).

圖19 (網(wǎng)刊彩色)產(chǎn)生脈沖超冷等離子體(UCP)電子源的四個(gè)步驟示意圖[58]Fig.19.(color online)Schematic of the four-step procedure to realize a pulsed ultracold plasma electron source[58].

這種超冷源受控于電離體積而具有相當(dāng)大的尺寸且重復(fù)率受限于冷卻光電發(fā)射后氣體云所需的時(shí)間,但卻能實(shí)現(xiàn)極低的溫度和能量彌散[43].2007年,Claessens等[59]利用銣原子首次實(shí)現(xiàn)了基于激光冷卻原子的電子源.2008年,Hanssen等[136]利用鉻原子首次獲得了基于激光冷原子的離子源.隨后,van der Geer等[62]利用粒子跟蹤模擬研究了超冷電子源用于TRED的可行性.仿真結(jié)果表明超冷氣體的光致電離可產(chǎn)生溫度低至10 K、發(fā)射度10 nm左右的電子束,有望大幅地提升電子束的亮度和相干長度.

6.2 典型的激光冷卻源裝置

超冷源的研究是一大熱點(diǎn),目前主要研究單位有:荷蘭埃因霍芬理工大學(xué)Luiten組[132]、澳大利亞墨爾本大學(xué)Scholten組[90]、英國曼切斯特大學(xué)[91]、法國國家科學(xué)研究院[137]、美國國家標(biāo)準(zhǔn)與技術(shù)研究院[138]以及英國杜倫大學(xué)[139]等.Luiten組的超冷源系統(tǒng)以MOT為中心,而用于加速和提取電子的電場由圍繞陷俘原子的同軸結(jié)構(gòu)提供,其裝置示意圖如圖20(a)所示.除了研究電離動(dòng)力學(xué)外[140],該系統(tǒng)還用于證明CAES單發(fā)衍射的適用性[63]、超快電子束的產(chǎn)生[65]和UED實(shí)驗(yàn)[132].Scholten組[95]采用另一種設(shè)計(jì)來產(chǎn)生CAES,特別之處在于將加速結(jié)構(gòu)作為形成MOT的光學(xué)系統(tǒng)的一部分,如圖20(b)所示.加速結(jié)構(gòu)包含一個(gè)透明的氧化銦錫(ITO)電極和一個(gè)用于反射MOT所需冷卻激光束的金電極.該裝置演示了CAES的電子束整形[95]、超快的CAES的產(chǎn)生[66]、詳細(xì)觀察了帶電粒子束的空間電荷動(dòng)力學(xué)[141]以及首次演示了CAES單發(fā)電子衍射實(shí)驗(yàn)[90].如圖20(c)所示為曼切斯特大學(xué)設(shè)計(jì)的新型CAES,其以交流型MOT(AC-MOT)[61]為核心,在AC-MOT中的原子冷卻和陷俘將被激發(fā)光脈沖選擇性地電離[91].

上述三種常見裝置均是基于中性原子的激光冷卻、激發(fā)和電離而形成的MOT源,其基本結(jié)構(gòu)都是以耦合加速結(jié)構(gòu)至三維MOT周圍為基礎(chǔ).最近,產(chǎn)生更高亮度的電子和離子束的迫切需要也推動(dòng)著基于激光冷卻和壓縮原子束電子和離子源的發(fā)展(圖20(d)所示)[137,138,142].高亮度主要是由于較之MOT源,其原子通量更大,這種新的電子和離子源仍處于發(fā)展中.

各種典型的CAES裝置的電子最低溫度均為10 K,相應(yīng)的源處橫向相干長度約10 nm,結(jié)合幾十微米的電子源尺寸,其相對橫向相干長度為C⊥≈10?3,這正是成像蛋白質(zhì)微晶所需的量級(jí)[65].迄今為止報(bào)道的最大的束團(tuán)電荷量為80 fC(5×105e?)[90],足以獲得金的單發(fā)超快衍射圖.

圖20 (網(wǎng)刊彩色)不同的超冷源裝置示意圖[64,65,91,142] (a)加速場快速開關(guān)型;(b)橫向整形型;(c)AC-MOT;(d)高亮度冷原子束源Fig.20.(color online)Different implementations of the cold atom electron source[64,65,91,142]:(a)Design optimised for rapid switching of the acclerator f i eld;(b)using accelerators as part of the optical system with the potential for transverse bunch shaping;(c)based upon an AC-MOT;(d)laser cooled atomic beams.

6.3 CAES的特性

6.3.1 超冷電子束的任意整形

高相干性是實(shí)現(xiàn)電子衍射所需空間分辨率的必要前提,但卻受限于傳統(tǒng)電子源的熱性質(zhì)和電子間庫侖排斥引起的發(fā)散.如果電子被塑造成均勻填充的橢球束,則可重新壓縮和逆轉(zhuǎn)庫侖擴(kuò)張以在目標(biāo)處產(chǎn)生最小的發(fā)射度[98,101].這一想法最初是針對光電陰極發(fā)射源提出的[98],但它也同樣適用于超冷源[58].CAES的獨(dú)特性質(zhì)之一就是其電子束的任意整形能力,可通過更換空間光調(diào)制器(spatial light modulator,SLM)相位掩膜板改變初始電子空間分布(見圖2(b)),也可通過控制正交的電離激光光強(qiáng)分布沿著電子傳播方向整形[95]產(chǎn)生煎餅束,其自然演變成理想的均勻橢球分布以減小由于非線性庫侖作用造成的相干性丟失[60,98].

2011年,Scholten課題組[95]首次演示了任意且實(shí)時(shí)控制超冷電子束形狀的實(shí)驗(yàn),其方法是利用SLM對780 nm入射光進(jìn)行整形從而產(chǎn)生相應(yīng)形狀的電荷分布,然后電子束在離開氣體時(shí)保留了該形狀.圖21(a)展示了電離激光波長逐漸減小即逐漸升高溫度時(shí)空間分辨率依次退化,直到結(jié)構(gòu)不再明顯.在低溫下詳細(xì)復(fù)雜圖案的保存印證了可用CAES獲得極佳的相干性.為了更精確地量化溫度對空間相干性的影響,激發(fā)光光束輪廓被調(diào)整以產(chǎn)生邊緣清晰的準(zhǔn)均勻電子束.隨著剩余激發(fā)能的增加,邊緣逐漸模糊,可提供結(jié)構(gòu)隨電子溫度丟失的精確測試(圖21(b)),提取的最小電子溫度上限T0＜(10±5)K,間接地預(yù)示著固有橫向相干長度L⊥,0＜(10±3)nm.該測量表明CAES的橫向相干長度足以衍射成像許多納米晶體和感興趣的固態(tài)結(jié)構(gòu),甚至是小病毒[35].空間相干長度可以通過減小溫度而增加,這一證明呈現(xiàn)出了一條通往克服由于空間電荷效應(yīng)引起的庫侖擴(kuò)張和提高電子束亮度的康莊大道[98].

6.3.2 橫向相干性的直接測量

為了直接測量任意形狀的CAES的橫向相干長度,Saliba等[64]引入了準(zhǔn)均勻模型,通過利用SLM直接改變干涉條紋間距并探測不同條紋頻率的相干函數(shù)獲得了如圖22(a)所示的電子束可見度與空間頻率的關(guān)系.相干長度可由測得的電子分布的可見度決定.根據(jù)空間頻率對可見度進(jìn)行高斯擬合,測得了L⊥,0=(7.8±0.9)nm的初始橫向相干長度(電子溫度T=(14±2)K),此處的橫向相干長度測量是一個(gè)下限值,因?yàn)榭梢姸冉档筒荒軆H歸咎于相干效應(yīng).由于緊隨電離的額外內(nèi)部加熱過程使得電子溫度進(jìn)一步增加T0[143],最終的電子溫度為TL+T0,相干長度隨之變?yōu)?/p>

圖21 電子溫度對電子分布結(jié)構(gòu)退化的影響 (a)激發(fā)光的光強(qiáng)分布(左一)和以各種過剩電離能提取的探測電子束序列;(b)不同電離激光波長產(chǎn)生的準(zhǔn)均勻電子束序列[95]Fig.21.Effect of electron temperature on structural degradation:(a)Excitation-laser intensity prof i le(left)and sequence of detected electron bunches extracted with varying excess ionization energies;(b)sequence of quasiuniform electron bunches for varying ionization-laser wavelength[95].

圖22 (b)表明了過剩電離能TL(光電離激光波長控制的額外的超閾值加熱)與相干長度的變化關(guān)系,電子束溫度的增加使得相干長度不斷減小,其中紅色虛線是沒有額外的內(nèi)部加熱過程(T0=0 K)下相干長度的變化.從以自由參數(shù)T0擬合的相干長度(圖22(b)中實(shí)線)發(fā)現(xiàn)T0=(9.9±3)K.零剩余能離化(TL=0 K)可以通過調(diào)節(jié)電離激光波長和加速電場至里德伯共振態(tài)而實(shí)現(xiàn),然后產(chǎn)生的橫向相干長度為L⊥,0=9.5 nm,與先前的間接估計(jì)符合[95].CAES的任意整形能力提供了一個(gè)簡單易行的電子束橫向相干性測量方法.相比于電子溫度T=104K量級(jí)的光電發(fā)射電子源L⊥,0=0.3 nm的相干長度,測得的CAES相干長度以及潛在的高亮度有望應(yīng)用于生物和其他納米晶體的相干衍射成像.

圖22 (網(wǎng)刊彩色)超冷源相干性的直接測量 (a)電子束圖案可見度與空間頻率的關(guān)系;(b)過剩電離能與相干長度的依賴關(guān)系[64]Fig.22.(color online)Direct measurements of the transverse coherence length of a cold atom electron source:(a)Visibility of electron bunch pattern as a function of spatial frequency;(b)variation of coherence length with excess ionization energy[64].

6.3.3 飛秒激光驅(qū)動(dòng)的光致電離

在冷原子源中,電子通常是由冷原子以兩步過程光致電離產(chǎn)生,首先由微秒激光將原子激發(fā)到中間態(tài),再由納秒激光電離激發(fā)態(tài)原子[59,95],由于CAES驅(qū)動(dòng)激光脈寬的限制,只能產(chǎn)生納秒級(jí)的電子束脈沖,這對于觀察超快動(dòng)力學(xué)過程來說太長.一束短的電離激光脈沖原則上可以產(chǎn)生對應(yīng)的短電子束,但當(dāng)脈寬Δt減小,脈沖頻譜寬度Δω必然增大.乍一看,可能會(huì)認(rèn)為電離脈沖的能量不確定性被轉(zhuǎn)移到電子動(dòng)量彌散,從而降低橫向相干性.但是Scholten研究組[95]和Luiten研究組[65]最近分別獨(dú)立證明了事實(shí)并非如此,兩個(gè)研究組都是將銣原子85Rb激發(fā)到5P態(tài),再用另一束脈沖激光電離,不同之處在于一個(gè)采用110 fs的飛秒脈沖激發(fā)、5 ns的脈沖電離(圖23(a)),另一個(gè)采用長脈沖激光激發(fā)、58 fs的飛秒脈沖電離(圖23(b)),但均證明了冷原子可在飛秒激光作用下產(chǎn)生皮秒級(jí)高空間相干[65,66]的超短電子束.剩余動(dòng)能Eexc并不是被均勻地重新分配在所有自由度之間,而是大部分貢獻(xiàn)給電子的縱向運(yùn)動(dòng).這項(xiàng)證明為CAES用于結(jié)構(gòu)動(dòng)力學(xué)研究提供了可能,結(jié)合最新發(fā)展的射頻壓縮技術(shù)[36,38]還有可能將束團(tuán)長度再降低三個(gè)數(shù)量級(jí).該工作是實(shí)現(xiàn)生物材料等UED的重要環(huán)節(jié),表明了盡管激光脈沖帶寬較大,依舊可獲得高達(dá)L⊥,0=4.0 nm的橫向相干長度和C⊥=2×10?4的相對相干長度,足以成像部分納米晶體.

圖23 (網(wǎng)刊彩色)電離方案 (a)雙色光電離[66];(b)近閾值離化[65]Fig.23.(color online)Ionization schemes:(a)Twocolour sub-threshold photoionization scheme[66];(b)photoionizing laser-cooled Rb atoms near the ionization threshold[65].

6.3.4 超冷源的空間電荷動(dòng)力學(xué)

帶電粒子束庫侖擴(kuò)張的控制對于諸如UED[14]、電子和離子顯微[144]、粒子加速器[145]和高亮度X射線源[80]等應(yīng)用至關(guān)重要.然而,逆轉(zhuǎn)空間電荷驅(qū)動(dòng)擴(kuò)張技術(shù)的發(fā)展卻受限于熱擴(kuò)散的掩蔽效應(yīng)(masking effect).2014年,Murphy等[141]研究了近閾值光電離產(chǎn)生的冷離子束的空間電荷效應(yīng).在此基礎(chǔ)上,Thompson等[146]利用超冷帶電粒子(采用具有更低溫度的冷離子源,溫度1 mK[147])可忽略熱擴(kuò)散的特性詳細(xì)地觀察了冷離子源的空間電荷效應(yīng),明確地表明了三維整形會(huì)使得庫侖力驅(qū)動(dòng)發(fā)射度增長減小,第一次清楚地分辨出不同初始粒子分布的非線性增長變化.

圖24 (網(wǎng)刊彩色)四種離子束分布及其空間電荷擴(kuò)張 (a)激發(fā)光形狀與相對激發(fā)概率的關(guān)系;(b)徑向擴(kuò)張因子與離子數(shù)的關(guān)系[146]Fig.24.(color online)Four ion bunch distributions and their expansion properties:(a)Measured radially averaged excitation laser prof i les(solid lines)and desired prof i les(dashed lines),plotted as the relative excitation probability;(b)radial expansion factors against ion number for each shape individually[146].

圖24(a)所示分別為所研究的四種離子束分布:半球型(HS)、高斯型(GS)、平頂束(FT)以及圓錐型(CN).為了評估冷原子電子和離子源(cold atom electron and ion source,CAEIS)擴(kuò)張的自相似性,在探測器處測量了含50%,75%,90%和95%束團(tuán)電荷量的不同分布的橫向半徑,然后把這些半徑比上其初始值得到了擴(kuò)張因子e50,e75,e90和e95.由圖24(b)可知,在低離子數(shù)時(shí),束團(tuán)擴(kuò)張主要由加速極小孔處的透鏡作用決定,因而各種形狀均近似為擴(kuò)張因子20的線性擴(kuò)張.隨著離子數(shù)增加,空間電荷效應(yīng)變得更加顯著,GS和CN分布的初始中心密度較大,造成中央半徑擴(kuò)張因子e50和e75比外半徑擴(kuò)張因子e90和e95增長更快.FT分布恰好相反,由于初始中心密度較小,e50和e75增長慢于e90和e95.對于HS分布,膨脹因子不隨離子數(shù)增加而改變,意味著線性自相似空間電荷擴(kuò)張和所需的均勻橢球束的形成[98].同時(shí)從粒子跟蹤軟件仿真中提取了預(yù)期的擴(kuò)張因子,與實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)符合良好,特別是對于HS分布.

在CAEIS中,加速區(qū)內(nèi)重離子束比低質(zhì)量電子分散慢得多,因此表現(xiàn)出更強(qiáng)的空間電荷效應(yīng)[141],從而納秒級(jí)離子束電荷分布的測量可直接類推到皮秒級(jí)超冷電子束[140,141].初始束輪廓整形抑制空間電荷誘導(dǎo)發(fā)射度增長的證明是冷電子源發(fā)展的一個(gè)重要里程碑,是利用超冷源固有相干性和亮度進(jìn)行非晶目標(biāo)單發(fā)超快衍射的必要條件,相關(guān)應(yīng)用涵蓋飛秒化學(xué)[74]、材料科學(xué)[14]和物理生物學(xué)[9].

6.4 冷原子電子衍射

通過將近10年的超冷電子源特性探索,研究人員終于開始將其用于實(shí)驗(yàn)研究.2014年,埃因霍芬理工大學(xué)Luiten研究組[132]通過增加磁透鏡,發(fā)射了100 Hz的脈沖電子束至石墨薄片,首次展示了CAES的TRED實(shí)驗(yàn),產(chǎn)生的衍射圖樣提供了冷原子電子衍射的原理性論證.該實(shí)驗(yàn)裝置如圖25(a)所示,電子束首先由激光冷卻和陷俘的銣原子云的近閾值光電離產(chǎn)生,然后被迅速加速到高能態(tài),再由兩個(gè)磁透鏡聚焦到石墨樣品(虛線左側(cè))或者探測器(虛線右側(cè))上.圖25(b)為在100 Hz重頻下累積大約1000發(fā)而獲得的單晶石墨樣品的超冷電子衍射圖:其中①為電子在微通道板處聚焦時(shí)的衍射圖;②和③所示分別為電子溫度250 K和10 K下在樣品處聚焦時(shí)的衍射圖;④,⑤和⑥分別為圖中藍(lán)色方塊內(nèi)衍射斑的均方根尺寸.圖25(b)⑤與⑥中不同的衍射斑寬度很好地證明了低電子溫度可以提高圖像分辨率.應(yīng)用的電場和電離激光脈沖共同決定了所釋放電子的動(dòng)能分布,從而決定了它們的有效溫度.通過在運(yùn)行中不斷改變電離激光的波長(477—500 nm),將電子溫度從300 K降到10 K,可發(fā)現(xiàn)衍射峰的寬度逐漸變窄,與預(yù)期相符.圖25(b)③中所示的衍射圖是由10 K的電子束聚焦到100μm時(shí)獲得的,估算其相干長度不小于15 nm,這樣的相干長度足以進(jìn)行復(fù)雜大分子的衍射研究.然而該實(shí)驗(yàn)沒有解決超冷電子源通量問題,為了緩解空間電荷效應(yīng)惡化相干性,離化激光脈沖僅產(chǎn)生包含幾百個(gè)電子的電子束.

墨爾本大學(xué)Scholten研究組的Speirs等[90]于2015年第一次獲得了基于CAES的單發(fā)電子衍射圖樣.實(shí)驗(yàn)裝置如圖26(a)所示,可分別工作在透射(i)和反射模式(ii),通過使用更大的電離區(qū)域產(chǎn)生了單脈沖約5×105個(gè)電子,隨后被加速到8 keV,再利用磁透鏡將之聚焦到金膜樣品上,并由探測器接收.較大的束團(tuán)電荷量使得在單發(fā)模式下就可以獲得足夠的信號(hào)從而得到有用的衍射數(shù)據(jù).圖26(b)所示為11 nm厚的金膜的單發(fā)衍射圖.為了獲得更高的信噪比,采集2000發(fā)后直接取平均,見圖26(c).當(dāng)和單發(fā)圖像對比時(shí)可以發(fā)現(xiàn)衍射斑被顯著地加寬,表明時(shí)間平均的電子束的橫向相干性較之單發(fā)時(shí)減小.這種相干性損失源于電子束的漂移,可理解為發(fā)與發(fā)之間的不穩(wěn)定性導(dǎo)致布拉格峰的加寬.高信噪比的單發(fā)衍射可以實(shí)現(xiàn)單個(gè)圖像的自動(dòng)配準(zhǔn)(automatic registering).為了說明并補(bǔ)償電子束抖動(dòng),對連續(xù)的單發(fā)圖像進(jìn)行了配準(zhǔn),由此產(chǎn)生的配準(zhǔn)平均圖像(2000幅平均)如圖26(d)所示,顯示出了更清晰的布拉格點(diǎn).單發(fā)、直接平均和配準(zhǔn)平均三種情況下單個(gè)布拉格反射峰的比較如圖26(e)所示,圖中顯示單發(fā)衍射圖和配準(zhǔn)平均衍射圖具有更高的峰值強(qiáng)度和更窄的反射峰寬度,闡明了實(shí)現(xiàn)單發(fā)衍射的重要性.單發(fā)衍射的實(shí)現(xiàn)是CAES向著應(yīng)用研究邁出的重要一步,有望成為用于超快單發(fā)電子衍射實(shí)驗(yàn)的固態(tài)光電陰極源的有力補(bǔ)充.

圖25 (網(wǎng)刊彩色)Luiten研究組的冷原子電子衍射(a)實(shí)驗(yàn)裝置;(b)超冷電子衍射圖:①探測器處聚焦;②樣品處聚焦,電子溫度T=250 K;③樣品處聚焦,電子溫度T=10 K;④探測器上的均方根束斑尺寸;⑤和⑥分別為②和③中藍(lán)色方塊內(nèi)的電子斑尺寸[132]Fig.25.(color online)Eindhoven University of Technology CAES:(a)Experimental set-up;(b)ultrafast diffraction images for:①focusing at the detector plane;②,③focusing at the sample plane with T=250 K and T=10 K electrons respectively;④the line prof i le along the minor axis of one of the spots and its Gaussian f i t;⑤,⑥line prof i les of②and③respectively[132].

圖26 (網(wǎng)刊彩色)Scholten研究組的冷原子電子衍射 (a)實(shí)驗(yàn)裝置(i)透射或(ii)反射模式;(b)金的單發(fā)透射電子衍射圖;(c)2000幅金衍射圖的直接平均;(d)2000幅配準(zhǔn)圖像的平均;(e)布拉格反射峰的比較[90]Fig.26.(color online)University of Melbourne CAES:(a)Experimental set-up,(i)transmission(ii)ref l ection geometries;(b)single-shot diffraction pattern from gold;(c)direct average of 2000 diffraction shots;(d)registered average of 2000 individual images;(e)the difference between singe-shot,registered average and direct averages in term of peak intensity and width[90].

7 總結(jié)與展望

電子衍射是納米尺度物質(zhì)結(jié)構(gòu)研究的重要技術(shù)手段,輔之以原子級(jí)時(shí)間分辨可實(shí)現(xiàn)對超快動(dòng)力學(xué)過程的直接觀察.電子束的橫向相干性是TRED技術(shù)的關(guān)鍵參量,與電子源的初始尺寸、有效溫度、能量彌散以及電子間固有的庫侖排斥密切相關(guān).為了滿足各種樣品對相干性的要求,需要不斷發(fā)展高相干的超快電子探針.本文重點(diǎn)討論了平面陰極光電發(fā)射源橫向相干性的研究進(jìn)展,并詳細(xì)介紹了最新發(fā)展的尖端發(fā)射源和CAES的獨(dú)有特性和典型應(yīng)用.

對比以上三種電子源,可以總結(jié)出限制電子源相干性發(fā)展的因素以及相應(yīng)的提升方法.通過減小激光束斑尺寸和熱發(fā)射度,結(jié)合三維激光整形技術(shù),平面陰極單發(fā)電子源的橫向和縱向相干長度有望同時(shí)達(dá)到10 nm以上.不斷優(yōu)化初始能量彌散且進(jìn)一步限制入射光斑尺寸,直流型飛秒電子源可獲得20 nm以上的橫向相干長度,而飛秒單電子源有望提供100 nm的極高橫向相干長度.總體而言,平面陰極發(fā)射源的高相干長度往往是以犧牲電流為代價(jià)的.納米尖端源具有最高的相干長度,但與飛秒單電子源類似,必須一次至多發(fā)射一個(gè)電子以消除電子間的庫侖作用,因此,只能通過頻閃模式累積上百萬發(fā)以形成衍射圖樣.CAES具有大于15 nm的橫向相干度且峰值亮度與很多傳統(tǒng)電子源相當(dāng),足以進(jìn)行部分復(fù)雜大分子的衍射研究.隨著冷原子離子源正在快速地進(jìn)入商業(yè)化階段,我們完全有理由期待在不久的將來CAES會(huì)有類似的激動(dòng)人心的進(jìn)展.

得益于傳統(tǒng)電子源相干性的不斷提升以及新型電子源的出現(xiàn),未來有可能在揭示復(fù)雜有機(jī)、無機(jī)和生物結(jié)構(gòu),特別是蛋白質(zhì)的動(dòng)力學(xué)行為方面取得突破性的進(jìn)展,促進(jìn)對納米尺度的能量輸運(yùn)、固-液和固-氣界面動(dòng)力學(xué)、量子材料的光子控制、化學(xué)反應(yīng)(氣體、液體和納米材料)的分子動(dòng)力學(xué)過程的理解以及實(shí)現(xiàn)介觀材料的動(dòng)力學(xué)研究.

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