2.1. X射线光学

X射线束被三面镜子反射到AMO小屋中。它们涂有B₄C，并显示出14 mrad的入射角。KB-mirror系统是AMO中必不可少的X射线聚焦工具，由两个400 mm长的硅衬底和50 nm B组成₄C反射涂层。两个反射镜在平面椭圆几何结构中都是可弯曲的，这使得焦点可以沿着仪器从最佳焦平面动态变化到无穷大。两个反射镜的入射角均为13.85 mrad，水平和垂直聚焦反射镜的设计焦距分别为1600 mm和1100 mm。可调光圈系统限制了后视镜上的照明，以防杂散光受损。

全光软X射线分裂和延迟（XRSD）装置可选用于将入射X射线脉冲波前分裂为两个时间间隔相同的脉冲。该设备通过使用沿X射线束路径放置的两个硅镜进行操作。第一个反射镜切割光束的一部分，使其以非常浅的角度朝向相互作用区域偏转。第二个反射镜位于第一个反射镜的下游，并使光束的其余部分朝交互区域偏转一个稍大的角度。硅镜以小于13.5 mrad的角度工作，并沿仪器放置在大约1米的空间内。XRSD装置可以提供两个相隔200 fs的X射线脉冲，具有飞秒时间分辨率，并在280到1800 eV的软X射线范围内工作。

2.2. 光学激光能力

所有AMO终端站都能够使用与X射线束共线几何的光学激光器进行光学-X射线泵-探针实验。各种X射线-光学交叉相关器可用于测量X射线和光学激光器（Bionta等。, 2014; 朔尔布等。, 2012b条; 哈特曼等。, 2014).

LCLS的核心激光系统由一个与自由电子激光同步的超短脉冲钛宝石振荡器组成。振荡器种子一个商用啁啾脉冲放大器，在40 fs下产生4 mJ。一个额外的家用四通放大器可以将脉冲能量提高到30 mJ以上。橱柜内的波长转换可覆盖200 nm至150µm（2 THz）的宽光谱范围。Minitti对LCLS的光学激光器性能进行了更深入的描述等。(2015).

2.3. 探测器

AMO仪器提供一套带电粒子光谱仪。专门设计用于LAMP终端的高分辨率双面电子-离子符合速度图成像（VMI）光谱仪检测离子和/或电子，同时提供从相互作用区域到pnCCD探测器的清晰视线。光谱仪的离子侧可以检测高达50 eV的动能，飞行时间分辨率为100 ps。位置敏感型120 mm四延迟线探测器的分辨率为250µm。光谱仪的标准配置电子侧包含一个具有能量分辨率的荧光屏探测器高达1/100，能够测量高达150 eV的电子。可选的六角阳极可用于更换荧光屏。其他可用于测量电荷状态、动能和离子动量的光谱仪是积分光谱仪（Bozek，2009）)VMI光谱仪（Eppink&Parker，1997）)和反应显微镜离子光谱仪（多纳等。2000年).

LAMP端站配有两个单光子计数pnCCD（Strüder等。, 2010). 每个探测器由两个大面积（78毫米×37毫米）pnCCD传感器组成（75微米×75微米像素大小）。pnCCD收集散射或荧光光子量子效率能量分辨率为40至200 eV，介于50 eV和25 keV之间，帧读取速率高达250 Hz。第一个pnCCD安装在移动台上，以在两个传感器半部之间产生可变尺寸的间隙。第二个CCD安装在一个固定框架上，在中心有一个3.8 mm×3.8 mm的方孔，用于直接FEL光束。每个探测器都可以在高分辨率成像或光谱模式下操作。

3.1. 旋转超流体纳米液滴的相干衍射成像

超流体氦是一种在宏观长度尺度上延伸的量子力学状态，很像玻色-爱因斯坦凝聚体和超导体。在最近的相干衍射成像实验中，将超流体旋转氦纳米液滴置于X射线焦点中，并用pnCCD探测器（Gomez等。, 2014). 超流体⁴形成液滴通过高纯度氦在5 K温度下通过直径为5µm的喷嘴膨胀，蒸发冷却将液滴温度降低到2.17 K下的超流转变温度以下。可选地，氦纳米液滴可以在拾取池中掺杂氙原子。氙原子表现出更高的散射横截面在X射线能量下比氦原子强，因此可以作为X射线造影剂。实验示意图如图2所示.

图2 旋转超流氦纳米液滴成像的实验装置。（A） 旋转液滴是由氦流体膨胀成真空而形成的。（B） 纳米液滴在蒸发冷却后变成超流体。（C） 在气室中，液滴可以随意掺杂Xe原子。（D） 用pnCCD记录单个纳米液滴的X射线衍射图像。图经戈麦斯许可转载等。(2014).

原始纳米液滴的一些衍射图像显示出如图2（E）所示的尖锐条纹这样的衍射图像表明，纳米液滴非常平坦，或“轮状”，有两个几乎平行的表面。从极端形状畸变可以得出结论，液滴的旋转速度超过了经典稳定性极限。数据表明，超流体纳米液滴的行为与经典液滴截然不同。

超流体中的任何旋转运动都表现为量子涡旋。在实验的第二步中，研究了掺氙超流液滴。氙原子沿着涡旋核团簇。这样可以直接成像量子涡旋。衍射数据显示了特征氦液滴环形图案顶部的布拉格斑点。

量子涡旋可以直接成像通过掺杂氦纳米液滴的氙原子。布拉格峰的分离对应于规则间隔的氙结构，这表明氦液滴包含规则间隔的涡旋晶格。观测到的涡旋密度比体超流氦中的大几个数量级。

本实验利用AMO仪器的成像能力明确地演示了整个氦纳米液滴的量子力学运动状态。

3.2. X射线光吸收时的电荷转移

电荷转移过程推动了物理学、化学和生物学的许多重要转变。确定给定时间电荷的空间局部化仍然是一个关键难点。Erk最近的一项研究等。(2014)碘甲烷（CH）内层电离的直接映射电荷转移动力学_三一） AMO仪器。如图3所示显示，CH_三I分子首先用近红外（NIR）激光解离，然后用强X射线激光脉冲电离。CH核间分离_三和原子I碎片由离解近红外和电离X射线脉冲之间的时间延迟定义。内壳光电离和俄歇衰变诱导一个正电荷，最初强定位在碘原子上。然后电荷扩散到整个分子上通过分离过程取决于电离时的核间分离。

图3 研究CH中超快电荷转移过程的实验概念三一个800nm的近红外脉冲使分子离解。X射线脉冲在一定的延迟后到达，因此分子分离，并主要在I原子上产生电荷。短时间延迟(一)，电荷在两个碎片之间共享。在中间制度中(b条)碎片之间的电荷分布取决于原子间距。长时间延迟(c（c）)原子间距离过大，电荷转移可以忽略不计。经Erk许可重印的图等。(2014).

测量充电状态和动能碎片离子的分布作为NIR–X射线延迟的函数，允许对CH之间的电荷再分配进行详细分析_三和基于其核间分离的I片段。对于100 fs内的延迟，原子间距离非常小，以至于至少有一个价电子总是离开甲基碎片。在100到300 fs之间，电子相当局域，电子转移概率取决于原子间的分离。300飞秒后，甲基和碘碎片之间的距离变得太大，碘和碳之间的电荷转移变得极不可能。数据可以用经典的“过载流子”电荷转移模型很好地描述；在临界分离时，两个物体之间的经典势垒的高度变得大于价电子的结合能。

该示例提供了电荷转移动力学的时空成像技术，并具有AMO仪器的时间分辨能力。

3.3. 受激过程：从X射线激光到非弹性拉曼散射

X射线自由电子激光器（XFEL）的空前强度为X射线光谱领域的受激过程打开了大门。在AMO仪器的首次原理验证实验中，强烈的LCLS脉冲被用于在稠密氖气中驱动原子内壳激光器（罗林格等。, 2012). 霓虹灯1产生的内壳空位秒以X射线吸收衰减为主的能级通过螺旋钻工艺。然而，自发辐射衰减的可能性很小，发射出一个能量为849 eV的光子。这些光子可以在自由电子激光脉冲产生的稠密气体中沿等离子体通道以指数方式放大。为了检测激光信号，用光栅光谱仪分散出射光束，在光栅光谱仪中可以清楚地分辨出原子激光线。

在一个概念上类似的实验中，观察到了受激X射线拉曼信号（Weinger等。, 2013). 在这里，光子能量被调谐到霓虹灯之下K（K）-边缘电离阈值。光子能量调谐到870 eV左右(K（K）-在850 eV下观察到受激拉曼信号。实验方案如图4所示强烈X射线脉冲的共振激发超过了俄歇衰减，因此产生了种群反转。电子向1辐射衰变秒–2第页这些状态导致拉曼信号的指数放大。受激拉曼信号与入射光子能量的距离约为20 eV。它可以在位于气室后约4 m处的光栅光谱仪上沿光束轴清晰地识别。

图4 AMO仪器上的受激拉曼散射设置。在(一)XFEL光束由KB光学系统聚焦到充满氖的高压气室中。光栅光谱仪用于分离自由电子激光和拉曼信号。拉曼信号和自由电子激光脉冲(b条)被大约20 eV隔开。经Weninger许可重印的图等。(2013).

本研究使用AMO仪器中可用的高X射线功率密度来演示受激发射过程，为非线性光谱学方法打开了大门。