强激光场下原子分子量子隧穿实验测量

王济国,余晓阳,刘运全,2,3

(1.北京大学 物理学院 人工微结构与介观物理国家重点实验室，北京 100871;2.量子物质协同创新中心，北京 100871;3.极端光学协同创新中心，山西 太原 030006)

1 强场光物理简介

光与物质之间的相互作用是一百多年来物理学研究的重要领域. 自1960年Maiman发明第1台激光器[1]以来，激光凭借其高光强、高相干性等特点，极大地促进了光与物质相互作用的研究[2]. 随着调Q技术、锁模技术，特别是啁啾脉冲放大(CPA)技术[3]的出现，激光的脉冲宽度不断被压缩，同时激光的峰值光强也在不断提高. 如今，已经可以较为轻松地获得脉宽在飞秒(fs)量级的超短脉冲激光，聚焦后的峰值强度可以达到甚至超过1015W/cm2，对应的电场强度达到109V/cm，可以和原子内部电子受到的库仑场相比较(氢原子中，第一玻尔半径上的电子所受到的库仑电场大小约为5×109V/cm). 处于这种极端光场下，原子分子的动力学过程已无法用传统的光与物质相互作用的理论来描述，伴随而来的是一系列新奇有趣的非线性现象，如多光子电离[4-5]、隧道电离[6-9]、阈上电离[10-11]、分子解离与库仓爆炸[12-14]、高次谐波[15-17]、非序列双(多)电离[18-20]等. 目前实验室聚焦后的激光光强已经可以达到1022W/cm2[21]，使用这种超强激光场可以加速电子、质子等. 这些新现象的出现极大地促进了人们对光与物质相互作用过程的理解，同时也催生了新的领域，即强场超快光物理.

1.1 原子分子在强激光场下的电离

原子分子在强激光场中会以一定的概率发生电离，通常电离行为可通过Keldysh参量[22]进行分类，它的表达式为

其中ω是脉冲激光的载波频率，me和e分别是电子的质量和电荷，Ip是原子或分子的电离能，E是脉冲激光的峰值电场强度. 当γ≫1时，激光强度相对较小，电场振荡较快，原子分子可以同时吸收多个光子从基态跃迁到连续态，发生多光子电离. 当γ≪1时，激光场变化速度较慢，原子分子内部的库仑势在激光场的作用下将被压弯，形成缓变的势垒，电子可以从缓变的势垒隧穿出来，发生隧道电离. 而当γ～1时，多光子电离和隧穿电离并存，电离处于非绝热区.

1.1.1 多光子电离与阈上电离

根据爱因斯坦对光电效应的解释，原子中的电子可以吸收1个光子后电离，而如果单光子能量小于电离能，则电离不会发生. 在当时的实验条件，光场强度较低，电子吸收多个光子的概率远远小于吸收1个光子的概率，在实验上难以观测. 但是对于脉冲宽度小于1 ps，激光峰值强度超过1013W/cm2的脉冲激光，可以有上千个光子在极短的时间内通过1×10-2nm2的原子截面[23]，原子或分子有很大的概率同时吸收多个光子发生电离，即多光子电离，如图1(a)所示，该现象在1979年被Agostini等人的氙原子电离实验所验证[4]. 此时激光光强虽然远大于一般条件下的光强(常见的He-Ne连续激光光强一般不超过1 W/cm2)，但激光电场依然远小于原子内部的库仑场，因此可以用高阶的微扰论来处理[24]. 电子吸收n个光子的电离率wn和光强I有如下关系：

wn=σnIn,

其中σn是吸收n个光子的吸收截面，电离后的电子能量En为

En=nћω-Ip-Up,

(a)多光子电离 (b)阈上电离

1.1.2 隧道电离与越垒电离

随着激光光强的进一步增加，原子内部的库仑势将被激光电场压弯形成缓变的势垒，如图1(c)所示，由量子力学可知，电子可以从这个势垒中隧穿出去进入连续态，即为隧道电离. 描述隧道电离概率时最常用的模型为ADK(Ammosov-Delone-Krainov)理论，其电离概率WADK随电场强度的增加呈指数增加[25]，

隧穿之后的电子将在激光场和离子库仓场作用下继续传播，如果不同时刻电离的电子最后演化到相同的末态动量上，那么这些电子将在动量空间发生量子干涉效应，形成干涉条纹. 例如，同一激光周期内不同时刻电离的电子演化到相同的末态动量上，将会发生周期内干涉，在光电子动量谱上形成径向的干涉条纹，如图2(a)所示；不同周期内电离的电子演化到相同的末动量态上将发生周期间干涉，形成环状的干涉条纹，如图2(b)所示. 环状结构的电子能量为一定值，在频域上对应着上文讲述的阈上电离. 这2种干涉结构相互叠加的结果如图2(c)所示.

(a)周期内干涉条纹

1.2 强场电离实验测量技术

飞秒激光与原子分子相互作用，会发生电离和解离等过程，产生许多电子和离子碎片. 在实验上，可以通过测量这些电子和离子碎片的三维动量谱，来研究强场物理中的超快动力学过程. 目前用于测量粒子动量的实验装置中，较为常用的是速度成像仪(Velocity map imaging, VMI)[27]和冷靶反冲离子动量成像谱仪(Cold target recoil-ion momentum spectroscopy, COLTRIMS)[28]. VMI主要利用切片成像技术，得到光解产物的动量分布和角分布等信息. 该装置可以达到很高的速度分辨率(1%)以及较快的采样速率，但是无法进行全空间立体角下的电子-离子符合测量. 而COLTRIMS系统则可以很好地解决这一问题. 本文接下来将主要介绍COLTRIMS系统的原理及结构，以及我们课题组利用该系统在对强激光场隧道电离方面的研究.

2 COLTRIMS系统原理与结构

COLTRIMS系统可以对靶原子分子电离或解离后产生的电子与离子碎片进行三维动量的高分辨率测量，并可以通过符合测量技术，区分探测到的电子和离子是否来自同一个母体原子(或分子)，是研究原子分子超快动力学的有力工具，也被称为反应显微镜(Reaction microscope). 它一般由超高真空系统、探测器、超音速冷靶气体分子束、亥姆霍兹线圈、质谱仪和聚焦镜等部分构成.

2.1 超高真空系统

超高真空系统是COLTRIMS系统的重要组成部分，它由主腔、准直腔、扩散腔、喷射腔和多组真空泵构成，具体结构如图3所示(部分图片内容来源于文献[29])，实验所必需的超音速冷靶气体分子束、电子探测器、离子探测器以及聚焦镜等都位于真空系统中. COLTRIMS系统对于真空度有着极高的要求，其主要原因有2点：一是电离产生的电子和离子在到达探测器的过程中不能与其他任何粒子发生碰撞，这要求真空腔内气体分子的平均自由程大于激光作用区域到探测器之间的距离；二是为了实现符合测量，需要确保同时探测到的电子和离子来源于同一个母体原子或分子，这意味着聚焦后的激光1个脉冲内最多只能电离1个原子或分子. 通过计算可知，这需要10-11mbar(1 bar=105Pa，约为1个大气压)量级的超高背景真空.

COLTRIMS系统的主体结构如图3所示，它由4个彼此连通的腔体组成，根据分子束进气的方向，依次为喷射腔、扩散腔、准直腔以及主腔，其内部的超高真空主要通过多组级联的真空泵组来维系. 腔体之间仅通过小孔和狭缝相连，形成了1个气压的差分系统. 如果需要更大的进气量，可以通过增加扩散腔的真空泵组或增加腔体的方式来维持主腔内的真空度，但是随着腔体的增多，超音速分子束的准直难度也将增加.

图3 COLTRIMS系统真空腔结构示意图

喷射腔是靶分子气体进入处，其中放置有进气喷嘴，由于实验时进气量很大(进气压强为3 bar左右)，为保证其他腔室的真空度，该腔与扩散腔之间通过漏斗状Skimmer相连通. 喷射腔使用抽速为1 170 L/s的分子泵和36 L/s的超级干泵将腔内气体抽出. 在喷嘴未进气时腔内气压为8.0×10-9mbar，在喷嘴进气时气压则控制在10-3～10-4mbar.

从喷嘴喷出的气体中仅有一小部分可以经过Skimmer尖端的小孔进入扩散腔. 扩散腔单独使用1台抽速为59 L/s的分子泵，并与准直腔共用1台抽速为3.5 L/s的涡旋机械泵. 其真空度在未进气时为4.3×10-10mbar，进气后约为1.0×10-6mbar.

准直腔两端各以直径1 mm的准直小孔与扩散腔和主腔相连通，它同样单独使用1台抽速为59 L/s的分子泵，并与扩散腔共用1台抽速为3.5 L/s的涡旋机械泵. 准直腔真空度在分子束未进气时约为1.4×10-10mbar，进气后约为2.0×10-9mbar.

主腔内是激光脉冲和靶分子相互作用，以及探测反应产物处，对真空度的要求也最高，该腔使用抽速为510 L/s的分子泵和210 L/s的涡旋机械泵抽取气体，在工作时其真空度可以达到5.0×10-11mbar.

在实际使用过程中，真空腔的内壁通常吸附有大量分子，包括水蒸气、残留的用于清洁的酒精、丙酮等，这些附着的分子在分子泵和机械泵工作时会缓慢向腔体内释放，这将极大地影响腔内的真空度，对于有复杂内部结构的腔体，由于其表面积更大，吸附分子更多，影响更为严重. 因此，通过对主腔进行加热的方式来促进吸附分子的释放，以达到更高的真空度. 加热的温度越高，吸附分子释放得也越快，但是为了防止测量仪器及其电路的损坏，一般将温度控制在110 ℃以下，并连续加热7～10 d. 此外，还要确保升温和降温的速度不超过10 ℃/h，防止进光窗片(厚度为1 mm的熔融石英片)因为温度变化过快发生形变而毁坏. 此外，准直腔和主腔直接相连，其真空度对主腔的真空度会有较大影响，因此也需一同加热.

2.2 超音速气体分子束

为了提高实验测量效率和精度，不仅需要尽可能降低背景气体密度，还要对靶分子气体进行控制，这主要包括3点：a.粒子数密度要合适，既要防止粒子数密度过高无法进行符合测量，也要防止粒子数密度过低影响采集速度，导致信噪比下降；b.分子束的空间位置，应该尽可能地与激光的焦点位置相重合；c.要尽可能降低靶分子束的热力学温度. 在理想状况下，希望每个靶分子在和激光脉冲相互作用时运动状态都一致，否则，靶分子无规则的热运动，将影响COLTRIMS系统的分辨率. 普通的热扩散气体靶无法满足上面的要求，因此在实验中采用超音速气体冷靶.

实现超音速气体冷靶的方法是让高压气体(压强为p0，温度为T0)通过直径较小(通常为10～100 μm)的喷嘴向低压区(接近于真空，压强为pb)扩散，气体在此过程将发生绝热膨胀，热力学温度迅速下降的同时形成了复杂结构，如图4所示. 气体结构可以通过马赫数M来进行划分. 在经过喷嘴扩散时，由于内外压强差较大，气体加速向外喷射，马赫数迅速增加，形成连续区. 在这一过程中，气体数密度迅速下降，在通过退出面之后会形成超音速静寂区，该区域内，气体分子的纵向运动速度远远超过音速，但是相对热运动速度很小，热力学温度可以降低到十几K，形成“冷靶”. 在超音速静寂区外侧，由于超音速气体分子和背景气体分子之间的相互碰撞，有序的分子平动被打破，形成较为混乱的冲击波层.

图4 超音速气体冷靶示意图

根据这种气体的结构，可以使用尖端带有小孔的漏斗状Skimmer，将其尖端插入超音速静寂区来提取该区域内的气体分子，得到热运动非常小的超音速气体冷靶. 该冷靶的冷却效果与高压气体的初始温度T0以及喷嘴前后的气压之比p0/pb有关，高压气体的初始温度T0越低，喷嘴前后压强之比越大，冷却效果就越好. 实验可采用对气体喷嘴进行预冷却提高进气气压，对喷射腔抽真空(降低背景气压)等方法来降低分子束的热力学温度，以提高COLTRIMS系统的分辨率.

超音速气体通过Skimmer进入扩散腔后，经过一段较长距离的飞行，还要通过准直腔两侧的准直小孔才能进入主腔内，这一过程会筛选掉横向速度较大的原子分子，因此最终通过小孔进入主腔内的，是纵向动量较大而横向动量较小，且彼此之间运动状态高度一致的“冷靶”气体分子束. 气体分子的纵向动量虽然很大，但是每个分子的纵向动量近似相同，这意味可以通过后期的数据校准来消除纵向动量的影响，因此，使用这样的冷靶分子束可以达到很高的实验精度. 准直腔内还放置二维的准直狭缝，如图3所示，用于对分子束空间位置和进气量的大小进行精准控制.

2.3 靶分子电离和解离产物的测量

主腔是COLTRIMS系统最重要的部分，脉冲激光与靶分子的相互作用，以及产生的电子、离子碎片的探测均在主腔进行，构造如图5所示.

图5 主腔内部结构示意图

超音速气体通过准直腔的准直小孔后沿x方向继续飞行，飞秒激光脉冲沿y方向入射，并通过腔内或腔外的聚焦镜聚焦到分子束上(聚焦镜一般安装在五维调节架上，其中三维为聚焦镜的空间位置，两维为镜面的倾斜角，可以精确控制焦点的位置). 在焦点位置，飞秒激光脉冲与靶分子相互作用，产生包含着大量超快动力学信息的电子、离子碎片. 焦点外由多层平行等间隔分布的空心铜片电极构成，其作用是产生z方向的平行电场，从而将反应产物中的电子和离子分开，并使其加速，最终达到位于主腔上下侧的电子和离子探测器上. 探测器可以记录电子和离子的飞行时间(time-of-flight)以及到达探测器上的位置，由于这些电子和离子在电场中做经典运动，因此根据探测器记录的数据即可重构激光作用后电子和离子获得的三维动量信息. 由于电子初始速度较大，为提高电子的收集效率，在主腔外侧添加亥姆霍兹线圈，在激光与靶分子的作用区域附近产生z方向的平行磁场(线圈方向有轻微倾斜，可抵消地磁场的影响). 通过选择合适的磁场，可以使大部分电子在栅网内沿x-y平面做圆周运动，并始终位于探测器的有效探测范围内，实现电子初始动量的全空间立体角测量. 对于离子，因其质量较大，一般不考虑磁场的影响.

电子和离子探测器主要由微通道板和延迟线探测器2部分构成，其中微通道板的主要作用是将电子和离子信号放大并记录达到时间. 1个微通道板由数百万个均匀排列的微通道构成，由于微通道板在工作时前后表面需要施加很高的电压差，故而这些通道中会有很强的电场. 当有离子或者电子进入通道内部，会和通道内壁碰撞产生许多次级电子，这些次级电子又会被电场加速，然后继续与微通道内壁碰撞产生更多的次级电子，形成雪崩效应. 这一过程会持续到电子离开微通道板，并最终产生大量的次级电子，放大倍率为103～104，而且可以通过串联微通道板的方式进一步提高放大倍率. 在我们课题组的COLTRIMS系统中，离子端探测器有2个串联的微通道板，总放大率能增加到106～107，电子端探测器有3个串联的微通道板，放大率可以达到108. 经过微通道板的放大后，单个的电子或离子放大为易于探测到的电子脉冲信号. 在向后释放电子的同时，微通道板本身由于正电荷的积累，也会产生信号，从真空中解耦出来并记录此信号的时间，并与激光的触发信号做差，就可以得到电子或离子的飞行时间(激光传播所需的时间和电子器件的响应时间可以在数据较准时消除). 离子在z方向上为电场作用下的匀加速运动(磁场对离子的作用可以忽略)，因此可以通过飞行时间求解其z方向上的初始速度viz为

其中，lia和ti分别为离子的加速区长度和飞行时间，ai=Eq/mi为离子的加速度，E是加速区电场强度，q和mi则分别是离子的电荷与质量. 为更精确测量电子飞行时间，避免初始位置不同导致的误差，一般需在电子的加速区后增加没有电场的漂移区，漂移区长度led是加速区长度lea的2倍，则电子的飞行时间te可以表示为

其中ae=eE/me是电子在加速区中的加速度，E是加速区电场强度，e和me分别是电子的电荷和质量. 可以看出，漂移区的存在虽然提高了测量精度，但也增加了计算的难度. 一般会近似选取可能的vez计算飞行时间te，然后通过迭代的方式使te接近实验测量值，这时选取的vez就是电子在z方向上的初始速度.

延迟线探测器在微通道板后，其作用是测量放大后电信号的x和y坐标. 一般的延迟线探测器由2层或者3层缠绕方向不同的探测线构成，为了更好地收集电子信号，延迟线的电压会比微通道板后表面高200～300 V. 当有电子束打在探测线上时，会产生1个电子脉冲信号并向2端传导，探测线的2端分别会记录脉冲到达的时间，如图6所示. 以y方向为例，1个沿y方向进行缠绕的探测线，不同y坐标的电子信号在探测线2端产生的时间差不同，根据时间差可计算y的具体数值. 由于电子信号在探测线中传播速度极快，为提高仪器分辨率，选择将探测线进行螺旋缠绕，以减慢电子信号在y方向上的速度. 假设电子信号在y方向传播的等效速度为u，延迟线2端记录的时间为t1和t2，则电子信号的坐标y(以探测器中心为坐标零点)可表示为

图6 延迟线探测器工作原理

离子端延迟线由2层缠绕方向正交的探测线组成，可以记录产物离子到达探测器的x和y坐标，而电子端延迟线由3层缠绕方向夹角为120°的探测线组成，这意味着有1个多余的数据可以用于坐标位置的校准，使得测量到的数据更加准确. 由于离子质量较大，可以忽略磁场对其作用，因此它将在x和y方向上做匀速直线运动. 可以根据飞行时间和离子到达探测器的坐标xi和yi来计算离子在x和y方向上的初始速度：

电子则在洛伦兹力的作用下做圆周运动，其初始速度为

其中,xe，ye和te分别是电子到达探测器的x，y坐标和飞行时间，ω=eB/me为电子做圆周运动的角速度，e和me分别是电子的电荷和质量，B是亥姆霍兹线圈产生的磁感应强度. 由于离子和电子的质量已知，因此它们的三维初始动量可以通过探测器测量到的数据进行重建.

利用COLTRIMS系统，课题组测量了氘气(D2)分子在光强为2.2×1014W/cm2，脉宽为25 fs，中心波长为795 nm的椭圆偏振光场下电离和解离的离子与电子动量谱，如图7所示[30]，其中(a)和(b)为D2分子解离产生的氘离子(D+)动量谱，图中左下角标注的是光场的椭偏率. 图7(c)和(d)则是实验室坐标系下，D2分子在激光场中电离的电子动量谱. 但是在实验室坐标中，电子的动量分布不仅取决于分子结构和激光条件，还会受到D2分子轴方向的影响，如果能得到固定于分子轴上的分子坐标系中的电子动量分布，就可以更清晰地得到分子结构等信息，而这需要借助COLTRIMS系统的符合测量能力. 通过电子和离子之间的符合测量，可以分辨来自于同一个母体分子的离子和电子，在轴向反冲近似[31]下，可以忽略解离过程中分子轴的转动，同时离子由于其自身质量较大，可以忽略外场的作用，故D+的电离方向就可以认为是分子轴的方向，而电子动量方向和离子动量方向之间的夹角就是在电子在分子坐标系中的动量方向角. 通过这种方法，将实验数据处理之后得到了分子坐标系下的电子动量谱，如图7(e)和(f)所示.

图7 COLTRIMS系统测量结果[28]

3 COLTRIMS在隧道电离方面应用

基于COLTRIMS技术，课题组展开了对强激光场作用下原子隧道电离的实验研究. 在量子力学中，电子的运动需要用波函数来描述，并且在运动过程中伴随着相位的变化. 总体上，激光场中被电离的电子波包的相位Φ可以分成以下几个部分：

Φ=Φat+Φsub+Φlight+Φcc,

其中，Φat是束缚态电子轨道的相位，对于磁量子数为m的电子态，Φat=eimφ，当m=0时，此相位可以忽略[32]；Φsub是电子在隧穿通过势垒时积累的相位，包含着隧穿的动力学信息[33]；Φlight是电子电离之后在激光场中运动时积累的相位；Φcc则来源于原子核的库仑势，由于在激光场和原子库仑势的共同作用下，电子的波函数没有对应的解析解，这一项只能通过数值计算得到. 目前，对于Φlight和Φcc已经有了相当多的理论和实验研究[34-35]，但是隧穿过程中积累的势垒下相位一直没有很好地被实验所证实.

课题组利用COLTRIMS系统观察800 nm和400 nm等强度正交双色场下氩原子的光电子动量谱，验证了势垒下相位在其中不可忽视的作用[36]. 等强度正交双色场可以一定程度地避免电子在x和z方向上的库仓聚焦现象，由库仑势导致的复杂相位影响减少，因此可以观察到更为细致的周期内干涉结构[37-38]. 正交双色光场的电场可以表示为

E(t)=ex·E800cos (ωt)+ez·E400cos (2ωt+φ),

其中，ω是基频光场(800 nm)的角频率，φ是基频光和倍频光(400 nm)之间的相对相位，E800和E400分别是基频光和倍频光的电场强度. 实验中，利用钛蓝宝石激光器产生中心波长为800 nm的基频光(脉冲宽度为25 fs，重复频率为3 kHz)，然后通过BBO晶体的倍频效应产生400 nm的倍频光，并调节基频光强度为0.72×1014W/cm2，倍频光强度为0.87×1014W/cm2，基频光和倍频光之间的相对相位可以通过光路中1对楔形镜的相对位置来调节.

借助COLTRIMS系统，课题组精确地测量了不同相对相位时等强度正交双色场与氩原子气体相互作用的光电子动量谱，如图8所示. 光电子动量谱同时具有明显的径向(周期内干涉)和环状结构(周期间干涉)，而且这种结构会受到激光场相对相位的调制. 实验结果表明，相对相位为0.5π时干涉结构最为清晰.

图9(a)中给出了电场振幅随时间的变化情况，黑色曲线是电场振幅的变化，红色和蓝色则分别表示800 nm和400 nm激光的负矢势的变化. 可以看到光场在1个800 nm周期内有4个等强度的电场峰值，由于电离率随电场强度指数增长，所以4个等强度的光电子波包会分别在这4个电场峰值处从势垒中隧穿出来. 理论上，忽略初始动量和库仑势影响，电离后电子的末动量与电离时刻激光的负矢势相等，即p=-A(ti)，其中p是电子的末动量，ti是电子的电离时刻，A是合成光场的矢势. 因此，根据电离时刻矢势的大小和方向可以判断出：第1个波包(WP1)与第2个波包(WP2)会在动量谱的右侧(px>0)重合并发生相干叠加，第3个波包(WP1)与第4个波包(WP2)会在动量谱的左侧(px<0)重合并发生相干叠加. 这种亚周期干涉会形成清晰的径向条纹，当它与ATI的环形结构相叠加时，就会形成图8(c)红色虚线所标出的斑点结构(共有8个斑点). 根据强场近似(strong-field approximation, SFA)模型[22，39-40]并结合鞍点法[41-43]，分别计算得到忽略和保留势垒下相位时的周期内干涉条纹，并在一阶ATI峰的位置用红色虚线标出(与实验结果中的红色曲线相对应)如图9(c)和图9(d)所示，可以看出，考虑势垒下相位时，周期内干涉形成的条纹与ATI相交会形成8个斑点结构，这与实验结果相符，而不考虑势垒下相位时只有6个斑点.

图8 等强度正交双色场与氩原子气体相互作用的光电子动量谱实验结果(图注是基频光和倍频光的相对相位)[36]

为了排除库伦势对干涉结构的影响，利用库伦修正的强场近似模型(Coulomb-corrected strong field approximation，CCSFA)[44-46]进行模拟. CCSFA模型不仅可以计算电子在激光场和库仑势场中运动时获得的相位，而且可以研究隧穿势垒过程中积累的相位对光电子干涉的影响. 在图9(e)和图9(f)中给出了利用CCSFA模型计算的结果，并用红色曲线标记了一阶ATI的位置，可以清晰地看到，库仓势不会影响干涉斑点的数目，而且只有在考虑势垒下相位时，才能重复出实验中8个斑点的结构. 综上所述，根据一阶ATI环上的斑点结构，并定量地比较不同理论和实验的结果，在实验上证实了电子在隧穿电离过程中会获得势垒下相位. 实验结果表明势垒下相位蕴藏着电子的隧穿动力学信息，对光电子干涉和全息有着不可或缺的作用.

图9 相对相位为0.5π时等强度垂直双色场的电子运动动力学[36]

4 结束语

在量子力学提出之后的很长一段时间，光与物质的相互作用还停留在低激光强度、低时间精度的水平上，即激光的电场强度远远小于原子内部的库仑场、激光脉冲的时间尺度远大于电子的核外运动周期. 随着激光技术和测量水平的不断进步，光与物质之间的相互作用逐渐向高强度(激光电场超过原子内部库仑电场)、短脉冲(飞秒脉冲甚至阿秒脉冲，与基态电子绕核运动周期可比拟)发展，强场超快光物理研究也得到了迅速的发展. 本文简要介绍了强场超快光物理的基本现象和概念，详细介绍了强场电离实验中重要的测量仪器——COLTRIMS系统及其基本工作原理，最后介绍了利用该系统在强场隧道电离领域取得的若干实验进展. 希望本文可以对相关研究和教学人员的工作有所帮助.

致谢：感谢北京大学人工微结构和介观物理国家重点实验室吴成印教授和邓勇开工程师以及课题组同学的帮助和支持.