基于太赫茲脈沖加速及掃描電子束的高時間分辨探測器*
2022-02-17 05:36:40李杭陳萍田進(jìn)壽薛彥華王俊鋒緱永勝張敏睿何凱徐向晏賽小鋒李亞暉劉百玉王向林辛麗偉高貴龍汪韜王興趙衛(wèi)
物理學(xué)報 2022年2期
李杭 陳萍 田進(jìn)壽 薛彥華 王俊鋒 緱永勝 張敏睿 何凱 徐向晏 賽小鋒 李亞暉 劉百玉王向林 辛麗偉 高貴龍 汪韜 王興 趙衛(wèi)
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)
與傳統(tǒng)條紋相機(jī)加速和偏轉(zhuǎn)電子束的方法相比,太赫茲強(qiáng)場的加速梯度和掃描偏轉(zhuǎn)梯度有明顯優(yōu)勢,具備實(shí)現(xiàn)飛秒級超高時間分辨的能力.本文基于這一新技術(shù)設(shè)計了一款基于太赫茲場操控電子束的超小型高時間分辨探測器.從理論上分析了加速區(qū)的時間彌散與電子脈沖發(fā)射時刻以及初始時間彌散的關(guān)系,并討論了空間電荷效應(yīng)對時間彌散的影響;設(shè)計并優(yōu)化了加速區(qū)和偏轉(zhuǎn)區(qū)的太赫茲脈沖耦合增強(qiáng)裝置,太赫茲脈沖電場在該裝置中的增強(qiáng)系數(shù)最高可達(dá)9.39.最終通過計算和分析本探測器的時間彌散,得到了時間分辨率優(yōu)于50 fs的結(jié)果.
1 引言
條紋相機(jī)是同時具備超高時間分辨(飛秒-皮秒級)與高空間分辨(微米級)的高端科學(xué)測量與診斷儀器,核心原理是將超快時間信息轉(zhuǎn)換為空間信息,通過反演得到超快信號的時間-強(qiáng)度特性.目前,超快光脈沖已經(jīng)可以達(dá)到100 fs (1 fs=10–15s)甚至阿秒(1 as=10–18s)量級[1,2],然而對這種時間尺度的脈沖測量仍面臨著挑戰(zhàn).對于X射線自由電子激光種子源及電子在原子中的二次散射實(shí)驗等,全面了解光/電子脈沖的時間特性是進(jìn)一步推進(jìn)這些科學(xué)裝置和儀器的先決條件[3].在慣性約束核聚變(ICF)實(shí)驗中,飛秒條紋相機(jī)能夠?qū)禳c(diǎn)火多路激光精確同步提供實(shí)時在線檢測,也為點(diǎn)火過程中靶丸的物理變化過程提供更高時間分辨率的診斷[4].此外,飛秒激光脈沖使磁性薄膜表面退磁的過程發(fā)生在幾十飛秒,在飛秒尺度上研究軌道和自旋磁化動力學(xué)過程,是推動下一代超高密度磁存儲器件發(fā)展的重要途徑.飛秒條紋相機(jī)也是生物醫(yī)學(xué)、光物理和光化學(xué)研究中測量熒光壽命的重要工具[5?8],可通過測量生物切片的熒光壽命對疾病進(jìn)行早期診斷.
提升條紋相機(jī)時間分辨的關(guān)鍵在于減小電子束的物理時間彌散和提高掃描速度,其中電子束的物理時間彌散與其加速電場的場強(qiáng)成反比,掃描速度與動態(tài)掃描電場的斜率成正比,因此提高加速場強(qiáng)和掃描斜率是提升條紋相機(jī)時間分辨能力的主要技術(shù)途徑.然而過高的靜態(tài)加速電場會導(dǎo)致電極間打火[5],造成條紋管失效甚至損壞,前人提出用脈沖加速場替代靜電加速場的方案以降低打火概率.日本濱松公司的Kinoshita[9]在陰極與柵極(加速極)間距50—100 μm、加速電壓3 kV的情況下,采用脈沖加壓將陰極附近的電場強(qiáng)度提升到30—60 kV/mm,理論時間分辨達(dá)到50 fs.全蘇光學(xué)與物理研究所的Lebedev等[10]研制的短磁聚焦飛秒條紋相機(jī)陰極與柵極距離為1 mm,施加 ≥ 10 kV的脈沖電壓,時間分辨率達(dá)到500 fs@400 nm.脈沖電壓是兼顧加速電場和可靠性的有效途徑,但電學(xué)方法產(chǎn)生高壓脈沖的上升速度有限,且涉及的電路系統(tǒng)龐大復(fù)雜.上述限制導(dǎo)致傳統(tǒng)條紋管的時間分辨無法突破100 fs[11].
隨著太赫茲技術(shù)的不斷發(fā)展,加速器領(lǐng)域的科學(xué)家也在研究如何利用太赫茲場將粒子加速到兆電子伏量級[12,13].美國麻省理工大學(xué)(MIT)和德國電子同步加速器(DESY)合作組于2015和2016年報道了太赫茲電子槍的理論和實(shí)驗研究[14,15],研究結(jié)果顯示平行波導(dǎo)做成的小型太赫茲電子槍可以有效增強(qiáng)太赫茲電場,當(dāng)峰值場強(qiáng)為350 MV/m時,該單周期太赫茲電子槍可以在25 μm之內(nèi)將電子加速到0.5 keV.太赫茲脈沖高場強(qiáng)、快上升的特點(diǎn)使其有潛力同時作為傳統(tǒng)條紋管中的加速場和掃描場來提升時間分辨,然而目前未見此類器件的報道.本文提出并設(shè)計了一種用太赫茲脈沖加速和掃描偏轉(zhuǎn)電子束的全太赫茲脈沖驅(qū)動的高時間分辨探測器,其脈沖耦合增強(qiáng)結(jié)構(gòu)能將太赫茲電場增強(qiáng)系數(shù)提高至9.39.為了選取合適的脈沖工作點(diǎn),通過理論和仿真分析了加速區(qū)的時間彌散與電子脈沖發(fā)射時刻及初始時間彌散的關(guān)系,并進(jìn)一步討論了空間電荷效應(yīng)對時間彌散的影響.最終獲得了一種時間分辨優(yōu)于50 fs的高時間分辨探測器.
2 太赫茲驅(qū)動加速及掃描探測器結(jié)構(gòu)
傳統(tǒng)條紋管電子光學(xué)系統(tǒng)包括光電陰極、柵極、聚焦極、陽極、偏轉(zhuǎn)板和熒光屏.其中,柵極與陰極組成加速系統(tǒng),陰柵加速電場用來加速從陰極出射的光電子以減小時間彌散;聚焦極控制電子束聚焦;偏轉(zhuǎn)板間施加動態(tài)掃描電場將不同時刻的電子偏轉(zhuǎn)至熒光屏的不同位置,從而將電子脈沖的時間信息轉(zhuǎn)換成空間信息.而太赫茲脈沖驅(qū)動的探測器可以僅由加速腔和掃描腔組成.在陰極和柵極構(gòu)成的加速腔內(nèi),太赫茲脈沖形成極高的陰柵加速場能將電子能量在幾皮秒內(nèi)提升近兆電子伏,電子束橫向發(fā)散極小以至于可以舍棄聚焦結(jié)構(gòu).無聚焦極能有效縮短電子渡越時間,遏制時間彌散.為了進(jìn)一步縮短渡越時間,在加速區(qū)后緊接太赫茲驅(qū)動的掃描偏轉(zhuǎn)腔.
鑒于現(xiàn)有太赫茲脈沖源功率有限,本文特別為加速腔與偏轉(zhuǎn)腔設(shè)計了一種太赫茲脈沖耦合增強(qiáng)結(jié)構(gòu),它由寬度漸變的耦合喇叭和平行板波導(dǎo)組成,太赫茲脈沖通過耦合喇叭饋入平行板波導(dǎo)將場強(qiáng)增強(qiáng)數(shù)倍.如圖1所示,圖1(a)—1(c)分別是加速腔的三維圖、俯視圖和正視圖.平行板內(nèi)間距H設(shè)置為150 μm,喇叭口半張角θ為11.3°,喇叭長L為5 mm,入口處邊長S為4 mm,連接平行波導(dǎo)的邊長D為0.5 mm.借助三維電磁仿真軟件CST (computer simulation technology)微波工作室計算,加速腔平行板波導(dǎo)中心電場增益達(dá)到7.03.掃描腔的結(jié)構(gòu)參數(shù)分別是:H為150 μm,θ為11.3°,L為5 mm,S為0.4 mm,D為0.05 mm,電場增益達(dá)到9.39.MIT和DESY合作組通過優(yōu)化耦合喇叭張角θ實(shí)現(xiàn)了5.3倍的太赫茲增強(qiáng)系數(shù)[13],然而本文作者發(fā)現(xiàn)耦合喇叭寬度D同樣是增強(qiáng)太赫茲電場的關(guān)鍵因素,在張角一定時,寬度沿太赫茲脈沖入射方向收縮的喇叭能顯著提高入射脈沖在此裝置中的強(qiáng)度.
圖1 加速腔太赫茲脈沖耦合增強(qiáng)結(jié)構(gòu) (a) 三維圖;(b) 俯視圖;(c) 正視圖Fig.1.THz pulse coupling and enhancing device of accelerating cavity:(a) Perspective;(b) top view;(c) front view.
加速腔耦合增強(qiáng)裝置的兩塊平行波導(dǎo)板作用分別是光電陰極和柵極,柵極開孔作為電子束離開加速腔、進(jìn)入掃描腔的通道.在加速腔內(nèi),太赫茲脈沖電場方向平行于電子出射方向,實(shí)現(xiàn)電子的加速;在掃描腔內(nèi),電場垂直于電子入射方向,實(shí)現(xiàn)對電子的偏轉(zhuǎn).探測器整體結(jié)構(gòu)示意圖如圖2所示,圖2(a)和圖2(b)分別是探測器加速及掃描結(jié)構(gòu)的三維圖和俯視圖.另外,輸入的太赫茲脈沖波形和在加速腔和掃描腔中心的波形如圖3所示.
圖2 太赫茲加速腔及掃描腔 (a) 三維圖;(b) 俯視圖Fig.2.THz accelerating and scanning cavity:(a) Perspective;(b) top view.
圖3 太赫茲脈沖輸入波形、以及在加速腔和掃描腔中心處的波形Fig.3.Wave form of THz pulse at the entrance and the center of accelerating cavity and scanning cavity.
3 加速場與時間彌散
激光在鈮酸鋰晶體內(nèi)差頻振蕩產(chǎn)生一個低頻振蕩的電極化場,這種低頻振蕩的電極化場可以輻射太赫茲頻段的電磁波.實(shí)際采用鈮酸鋰晶體產(chǎn)生的太赫茲電場波形如圖4(a)所示.仿真采用的太赫茲脈沖波形在前者基礎(chǔ)上進(jìn)行降噪和平滑,如圖4(b)所示.A點(diǎn)(0 ps)為電場正半個脈沖的起始時刻,B點(diǎn)(0.588 ps)為正半脈沖峰值,幅度350 MV/m,正半個脈沖的全寬AC為1.311 ps,E點(diǎn)之后電場強(qiáng)度為0.
圖4 (a) 實(shí)際太赫茲脈沖電場波形及頻譜;(b) 計算時采用的太赫茲脈沖電場強(qiáng)度波形Fig.4.(a) Actual wave form of THz pulse’s electric field and spectrum;(b) wave form of THz pulse’s electric field in the calculation.
在加速腔,電場正向與電子出射方向一致.從太赫茲脈沖的波形可以預(yù)判,電子脈沖發(fā)射時刻以及電子脈沖的初始時間彌散將共同影響電子脈沖到達(dá)柵極的時間彌散.為了讓分析清晰明了,這里做出一些合理的限定:1)電子發(fā)射時刻在A—B段內(nèi),在B點(diǎn)后發(fā)射的電子的加速時間短,導(dǎo)致飛行時間增大并產(chǎn)生嚴(yán)重的時間彌散;2) 本節(jié)僅考慮太赫茲加速電場對時間彌散的貢獻(xiàn),在第4節(jié)討論空間電荷效應(yīng)影響;3)用電子脈沖的首尾兩個電子間的時間展寬代表電子脈沖整體的彌散.
為了表示零時刻發(fā)射的多個具有不同初始時間彌散Tn的電子脈沖,首尾兩個電子分別在零時刻(A點(diǎn),圖4(b))和Tn時刻發(fā)射(Tn=n×13 fs,n=0,1,2,···).計算各電子位移與時間的關(guān)系(圖5(a))和到達(dá)柵極處的時間彌散(圖5(b)藍(lán)色曲線).圖5(a)內(nèi)嵌放大圖展示了Tn時刻發(fā)射的電子到達(dá)柵極(位于150 μm)的時刻.
圖5 (a)電子隨時間的位移,位移為150 μm(柵極)的區(qū)域展示于嵌入圖中;(b) 電子到達(dá)柵極的相對延遲Fig.5.(a) Displacement with time of electrons,displacement of 150 μm (grid) is shown in embedded graph;(b) relative delay among the electrons.
圖5(b)的橫軸是不同的初始時間彌散Tn,縱軸是不同初始時間彌散Tn對應(yīng)的柵極時間彌散.從藍(lán)色曲線可以發(fā)現(xiàn),初始彌散較小的電子束被壓縮(
為解釋上述現(xiàn)象,將結(jié)合物理過程和數(shù)學(xué)公式進(jìn)行分析.柵極時間彌散Δt為
式中τ0是初始時間彌散,T是陰柵間的飛行時間,E(t)是隨時間變化的電場強(qiáng)度,η為電子的荷質(zhì)比.v1為第1個電子的初速度,v2為第2個電子的初速度.
太赫茲脈沖正向增強(qiáng)階段(A—B段,圖4(b))類似于線性增強(qiáng)加速場,可以起到壓縮電子束的作用.在E(t)kt(k>0)的線性增強(qiáng)加速場內(nèi)先后發(fā)射2個電子,初始彌散τ0為(見附錄A)后發(fā)射電子比先發(fā)射電子所受加速場大,電子束被壓縮,因此柵極時間彌散Δt總小于初始彌散τ0.電子束在線性增強(qiáng)加速場會被壓縮,且電子束加速時間T越長,時間彌散Δt越小;同理,太赫茲脈沖的B—C段和C—D段導(dǎo)致電子束拉長,D—E段導(dǎo)致電子束縮短.具體公式推導(dǎo)見附錄A.另外,電子的飛行時間大于4 ps(圖5(a)嵌入圖),即太赫茲場消失(圖4(b)的E點(diǎn))之后電子才到達(dá)柵極,這樣所有的電子都將受到B—D段拉伸作用.
因此,當(dāng)電子脈沖初始彌散增大,脈沖尾部電子較頭部電子相對更晚進(jìn)入加速場(發(fā)射時刻都在A—B范圍內(nèi))、加速時間變短、速度滯后,造成電子脈沖拉長.另外,在A—B范圍內(nèi)發(fā)射時刻越晚的電子束加速時長越短,B—D段拉伸作用會更加凸顯,整個電子束趨向于拉長.
這種壓縮或拉長的結(jié)果不僅存在于一個電子束內(nèi)部,同樣的原理還能推廣至不同電子束之間的伸縮.例如,若兩個電子脈沖在A-B時間范圍內(nèi)發(fā)射較晚,不僅兩個電子脈沖自身拉長,二者的間距也會拉長,這說明了,發(fā)射間隔一定的兩個電子脈沖在柵極的時間間隔與發(fā)射時刻相關(guān),兩個電子脈沖發(fā)射越晚(在A—B范圍內(nèi)),它們在柵極的時間間隔就越大,呈現(xiàn)出非線性的時間分辨,即時間畸變.此外,一定程度地推遲發(fā)射時刻會導(dǎo)致加速時長減少,電子束能量增益降低,不利于控制后續(xù)漂移區(qū)的時間彌散.
4 空間電荷效應(yīng)與時間彌散
根據(jù)Niu等[16]的研究,傳統(tǒng)條紋管電子光學(xué)系統(tǒng)存在固有時間彌散,突破50 fs時間分辨的基本條件是電子脈沖初始能量彌散低于0.1 eV、初始時間彌散低于10 fs,這對陰極提出極高的要求.太赫茲脈沖驅(qū)動電子束具有低時間彌散的特點(diǎn),能降低對陰極的要求.因此本文放寬了對陰極出射電子初始能量彌散和初始時間彌散的要求,設(shè)置初始發(fā)射能量彌散服從0—0.2 eV的β分布、初始時間彌散服從標(biāo)準(zhǔn)差為10 fs的高斯分布.對于發(fā)射時間間隔50 fs的兩束電子,由圖5(b)紅色曲線可知,如果發(fā)射點(diǎn)在0點(diǎn),電子束內(nèi)部時間畸變將與脈沖長度相當(dāng),造成時間輪廓變形.因此應(yīng)將發(fā)射時間推遲,選定第1束電子在0點(diǎn)后100 fs發(fā)射,第2束電子在150 fs發(fā)射.另外,兩束電子于陰極表面中心發(fā)射,每束包含1500個電子.
空間電荷效應(yīng)產(chǎn)生的時間彌散采用平均場(mean-field,MF)模型進(jìn)行分析[17?19].平均場模型的原理是將電子束簡化為一個圓盤以便求解空間電荷力,電子束兩端的電子受到的空間電荷力為
式中,N為電子數(shù)量,e為電子電荷,ε0為真空介電常數(shù),r為電子束半徑,l為電子束長度.電子束長度隨時間變化規(guī)律為
式中,m為電子靜止質(zhì)量.電子束長度變化公式不是解析式,需要利用空間電荷力F估算空間電荷效應(yīng)導(dǎo)致的束長變化.模擬的電子束束長隨時間從100 nm變到4 μm,(3)式中的束長l取二者的平均并近似為2.1 μm,電子束半徑r為150 nm.當(dāng)電子束到達(dá)柵極時速度約為c/5 (c為光速),相對論效應(yīng)不明顯.空間電荷力產(chǎn)生的加速度:
電子在陰柵間的飛行時間約4 ps,空間電荷效應(yīng)造成的束長半寬增長量為
Δl≈1.8μm,脈寬半寬增長量 ΔtΔl/v約為30 fs.
用CST粒子工作室仿真,得到電子束在柵極、探測屏(偏轉(zhuǎn)板后1 mm)的時間彌散分別如圖6(a)和圖6(b)所示,兩束電子在柵極的時間彌散(FWHM)分別為25 fs和40 fs,在探測屏處的FWHM約為30 fs和45 fs,均由紅細(xì)箭頭標(biāo)出.柵極和探測屏處的時間彌散差別很小,用(6)式計算發(fā)現(xiàn)偏轉(zhuǎn)板后的空間電荷效應(yīng)僅讓時間彌散增加了6 fs,原因是偏轉(zhuǎn)板后電子飛行速度快、渡越時間短.另外,如圖6(a)中由紅色粗箭頭標(biāo)出的,第1個電子束在柵極的彌散(首尾電子)半寬約為45 fs.采用第3節(jié)理論計算發(fā)現(xiàn)加速場貢獻(xiàn)約10 fs,采用平均場模型計算發(fā)現(xiàn)空間電荷效應(yīng)貢獻(xiàn)約30 fs,二者之和約為40 fs,基本與仿真一致.
圖6 (a) 柵極處兩束電子的時間彌散;(b) 探測屏處兩束電子的時間彌散Fig.6.(a) Time dispersion of the two electron pulses at the grid;(b) time dispersion of the two electron pulses at the screen.
在探測屏處兩束電子的掃描圖像如圖7(a)所示,兩束電子可以清晰地分開.掃描方向(時間方向)電子密度統(tǒng)計分布如圖7(b)所示,谷底分布概率小于瑞利判據(jù)所要求的0.7,因此判定可以區(qū)分間隔為50 fs的電子束,即時間分辨優(yōu)于50 fs.電子散斑在非掃描方向(空間方向)尺寸小于0.4 μm,空間分辨率極高.
圖7 (a) 兩束發(fā)射間隔50 fs電子束的掃描圖像;(b) 掃描方向電子分布概率Fig.7.(a) Sweeping image of electron pulses with interval of 50 fs;(b) electron distribution probability in sweeping direction.
5 結(jié)論
本文提出并設(shè)計了一種基于太赫茲強(qiáng)場來加速及偏轉(zhuǎn)電子束的高時間分辨探測器,通過理論和模擬計算分析了利用太赫茲強(qiáng)場脈沖加速及偏轉(zhuǎn)電子束時,電子束初始時間彌散、發(fā)射時刻及空間電荷效應(yīng)對探測器時間分辨的影響.設(shè)計的太赫茲脈沖耦合裝置可以使太赫茲脈沖電場增強(qiáng)因子高達(dá)9.39,很大程度上降低了實(shí)際運(yùn)用時對太赫茲源功率的要求.分析發(fā)現(xiàn),在太赫茲波正半脈沖上升沿內(nèi)一定程度地推遲電子發(fā)射能夠減小時間畸變,但代價是電子束能量增益降低.最后,經(jīng)過合理設(shè)計太赫茲脈沖的工作點(diǎn),在全太赫茲驅(qū)動的探測器上得到了時間分辨優(yōu)于50 fs的結(jié)果.得益于高時空分辨能力以及微型結(jié)構(gòu)等優(yōu)良特性,這種利用太赫茲驅(qū)動的探測器具備探測飛秒微觀過程的應(yīng)用潛力.
附錄A
間隔τ0發(fā)射先后發(fā)射電子在時變加速電場E(t) 中飛行,飛行時間為T.v1為第一個電子的初速度,v2為第二個電子的初速度,η為電子荷質(zhì)比,E(t) 是隨時間變化的電場強(qiáng)度.兩個電子經(jīng)過時間T后的時間彌散為
對于AB段,初速度v1,v1近似為0,電場近似為E(t)=kt(k為正常量),在AB段內(nèi)先后間隔τ0發(fā)射2個電子的時間彌散:
對于BC段,E(t)=E0?kt(E0和k為正常量).在BC段內(nèi)先后間隔τ0發(fā)射2個電子的時間彌散為
對于CD下降沿,電場近似為E(t)=?kt(k為正常量).在CD下降沿內(nèi)先后間隔τ0發(fā)射2個電子的時間彌散:
對于CD上升沿,電場近似為E(t)=?E0+kt(E0和k為正常量),在CD上升沿內(nèi)先后間隔τ0發(fā)射2個電子的時間彌散:
