激光冷卻和操控原子：原理與應用

原子物理學是近現代物理學的重要分支，不僅孕育了量子力學的誕生，加深了人們對於微觀世界的認識，還直接推動了20世紀至今全世界的科學技術發展，促進了人類社會的進步。在精密測量、原子光譜等研究領域中，原子的熱運動總會帶來不利影響，因此得到相對「靜止不動」的原子狀態是研究人員的終極追求之一。經典的冷卻方法，導致原子從相互作用較小的氣體過渡到相互作用較強的液體或固體，偏離自由狀態，不利於對原子的操控和測量。激光冷卻和囚禁原子的特點是降低原子熱運動速度的同時，保持原子處於相互作用很小的自由狀態，開啟了原子操控的新天地。

激光冷卻和囚禁原子的發展歷程

激光冷卻和囚禁原子來源於光場對原子的機械作用力。這種作用力早在開普勒和牛頓時代就有直觀的認識，彗尾背向太陽的現象即是太陽光對彗星物質機械作用力的結果。然而，光的機械作用力十分微弱，直到20世紀初，Lebedev、Nichols和Hull才分別在實驗中觀察到光對宏觀物體的機械作用。1933年，Frisch利用譜燈實現鈉原子束偏轉，首次展示了光對原子的作用力。20世紀60年代後，隨著激光的發明和廣泛應用，利用激光束操控原子取得了突破性發展。Letokhov和Ashkin等提出用激光囚禁、操控原子，並得到初步實驗驗證。1975年，美國斯坦福大學H?nsch與Schawlow提出利用對射激光束對原子進行多普勒冷卻方案。這些前期研究為激光冷卻和囚禁原子的發展奠定了基礎。

激光冷卻原子最初在原子束上得以實現。1982年，美國國家標準和技術研究所（NIST）的Phillips報道了方向與原子束對射、頻率相對原子諧振紅移的激光多普勒冷卻實驗，將鈉原子的熱運動速度降低到原來的4%（平均速度40 m/s，速度分布10 m/s），即原子溫度冷卻至70 mK（對應速度分布）。1985年，Phillips和Hall研究組分別利用空間變化磁場和頻率掃描的方法實現了將原子束減速，直至原子靜止，原子溫度分別為100 mK和50 mK，原子密度分別為105cm-3和106cm-3。在此基礎上，Phillips研究組利用2個環形線圈搭建靜磁阱實現了冷鈉原子囚禁，囚禁時間達到0.83 s，不過這種靜磁阱並沒有冷卻原子的功能，鈉原子需要預先冷卻後注入靜磁阱。

1985年，美國貝爾實驗室的朱棣文研究組報道實現了一種新的激光冷卻方法，稱為「光學阻尼」（optical molasses）。將6束激光作用於已經預冷卻的鈉原子團，利用多普勒冷卻機制將鈉原子進一步冷卻至多普勒極限溫度240μK，將原子溫度降低2個數量級，原子的密度106cm-3，引起廣泛關注。光學阻尼沒有恢復力作用，因此無法實現原子囚禁。此後，他們進一步研究利用光偶極阱實現原子囚禁。1986年，他們報道利用一束高功率聚焦激光囚禁了500個左右的原子，原子密度提高到1011~1012cm-3，阱的壽命達到秒量級。1987年，他們與美國麻省理工學院Pritchard研究組合作實現了一種結合光學阻尼和梯度靜磁場的阱，稱為「磁光阱」（MOT）。MOT不僅實現了原子的多普勒冷卻，還藉助塞曼效應在梯度磁場中實現了光和原子的持續循環躍遷，產生恢復力，形成勢阱，實現了原子的囚禁，囚禁原子數目達到107個，密度達到1011cm-3，原子溫度達到600μK。1990年，美國天體物理聯合實驗室（JILA）Wieman研究組研製的MOT直接從銫蒸氣背景中冷卻和囚禁原子，與1987年報道的MOT裝置相比，省去了原子束冷卻裝置，簡化了實驗系統。MOT實現了激光直接冷卻和囚禁原子，推動冷原子物理的發展和廣泛應用。

1987年，Phillips研究組利用光學阻尼將鈉原子冷卻到43μK，遠低於多普勒極限溫度。他們使用3種不同測量方法，證明測得的溫度無誤。很快，其他研究組的實驗也證實了這個結果。這種超乎預期的實驗結果表明，原有的多普勒冷卻理論已經不足以解釋新的實驗現象。隨後，法國巴黎高等師範學院Cohen-Tannodji研究組和朱棣文研究組在理論分析中考慮了冷卻激光的偏振梯度、原子的超精細結構、光頻移和光抽運等效應，解釋了這種突破多普勒極限的冷卻機理，稱為亞多普勒冷卻或Sisyphus冷卻。在亞多普勒冷卻理論指導下，通過實驗參數優化，原子冷卻溫度紀錄不斷被打破，1990年，銫原子的溫度冷卻至2.5μK，接近光子反衝極限溫度。

亞多普勒冷卻理論的成功激發了冷卻理論的進一步研究。Cohen-Tannodji研究組提出一種突破光子反衝極限溫度的方案，選擇速度接近為的原子進入「暗態」，不與冷卻激光發生作用，避免光子反衝的影響，稱為「速度選擇相干布居囚禁」（VSCPT）。他們在實驗上利用氦原子分別實現了一維、二維和三維VSCPT，獲得遠低於光子反衝的冷卻溫度，1997年報道的數據達到5 nK。朱棣文研究組利用受激拉曼躍遷將原子的冷卻溫度降至低於單光子反衝極限溫度，1996年，Cohen-Tannodji研究組也利用這種拉曼冷卻方案將銫原子的一維溫度冷卻至3 nK。

激光冷卻與囚禁的研究經過了10多年的發展（圖1），從提出最初理論方案到實驗初步實現原子束的減速和光學阻尼，到實驗冷卻溫度超越了多普勒冷卻理論的預想，新的理論又推動了激光操控原子技術的進步，展示了科學發展的豐富多彩。1997年，瑞典皇家科學院把當年的諾貝爾物理學獎頒發給朱棣文、Cohen-Tannoudji和Phillips，以表彰他們在激光冷卻和囚禁原子方面所做的貢獻。激光冷卻與囚禁技術普及和應用，有力促進了相關研究領域的發展，例如玻色-愛因斯坦凝聚、冷原子鐘、冷原子干涉儀等。

圖1 激光冷卻和囚禁原子的發展歷程

激光操控原子的基本原理

散射力與偶極力

激光對原子的操控依賴於光對原子的機械作用，這種作用源於光的電磁場性質，且與原子的內部和外部狀態相關。圖2用簡化為一維的模型介紹基本原理。一個初速度為ν的原子受到一束反向的近共振頻率紅移光照射，當光的頻率紅移與原子速度ν產生的多普勒頻移大小相等符號相反，光與原子躍遷頻率共振，原子吸收1個光子（動量為?k）由基態躍遷至激發態，同時速度降低為ν-?k/m，m為原子質量。處於激發態的原子在有限時間內發生自發輻射，回到基態，自發輻射光子的方向隨機。回到基態的原子將再次與光作用，形成循環躍遷。由於自發輻射光子的方向隨機，原子n次（n足夠大）作用自發輻射的累積平均動量為，而經歷n次受激吸收，原子的速度變為ν-n?k/m，實現激光對原子的減速。

以鈉原子為例，室溫時初始速度為105cm/s，n次作用原子的速度變化為3ncm/s，單次作用時間為32 ns（與鈉原子激發態的壽命有關），單次作用的加速度約為105g（g為重力加速度）。因此，理論上經過1 ms時間，激光可使鈉原子的速度降為。

在上述過程中，光子通過不斷被原子吸收和自發輻射，對應光子的散射過程或原子的自發輻射過程，產生作用於原子的機械作用力，稱為散射力或自發輻射力。這種力的作用需要光頻率接近原子的能級躍遷頻率，才能產生和保持。光對原子的另一種作用力則不需要保持與原子近共振，稱為偶極力。光場對原子的電磁作用產生感生電偶極子，若光的頻率大於原子躍遷頻率，光的強度越高，對應原子的勢能越強，則原子受到指向弱場的梯度作用力；相反，若光的頻率小於原子躍遷頻率，則原子受到指向強場的作用力。散射力與偶極力構成了激光操控原子的基礎，可以用來解釋各種形式的激光冷卻和囚禁方案。

塞曼減速

利用激光對原子的散射力可以實現對原子束減速。實驗上可採用一束與原子躍遷頻率負失諧的激光，反向照射原子束，按照圖2所示的原理，可以降低原子束的速度。然而，原子速度降低後，多普勒頻移與激光頻率失諧不再相等，光對原子的減速作用無法持續，不能有效降低原子速度。

圖2 激光對原子的散射力示意

為提高原子束的減速效率，需要在減速過程中連續地補償多普勒頻移。採用的一種方案是連續掃描激光的頻率，使激光與原子躍遷頻率持續保持共振；另一種是保持激光的頻率不變，利用磁場對原子塞曼效應，改變原子的躍遷頻率，稱為塞曼減速。如圖3所示，採用磁場線圈可以實現強度隨空間變化的磁場，設計磁場分布曲線，使原子躍遷頻率的變化與多普勒頻移匹配，原子在行進過程中與激光持續作用，速度不斷降低，實現激光減速過程。

圖3 原子束塞曼減速示意（a）和磁場分布曲線（b）

光學阻尼與磁光阱

光學阻尼基於多普勒冷卻的原理。圖4表示一維多普勒冷卻的原理，原子團處在兩束頻率相同的對射激光組成的一個駐波場內，激光頻率相對原子躍遷頻率紅移，由於多普勒效應，原子在更大的概率上與反向傳播的激光作用，導致減速，實現多普勒冷卻的過程。

圖4 多普勒冷卻的一維示意

在實際情況中，多普勒冷卻原子的速度不會降至絕對靜止。因為減速是原子和光子交換動量的過程，原子因吸收反向的光子動量而減速，自發輻射光子時，又在光子的反方向得到一個反衝動量。儘管多次自發輻射最後的平均動量為，但原子卻一直在動量空間作無規行走，類似於「布朗運動」。冷卻過程中原子速度起伏漲落，導致原子的加熱。原子的最終溫度決定於冷卻與加熱的平衡，即多普勒冷卻溫度極限，理論上一般在幾百μK量級。

圖5為鈉原子光學阻尼的實驗和結果。先利用一束反向激光作用至熱原子束，將原子束中大部分鈉原子的速度由200 m/s降低至20 m/s，然後關閉減速激光，讓原子漂移到真空室中心的光學阻尼區（圖5（b））。關閉光學阻尼，釋放原子團一段時間，再次打開光學阻尼，測量原子溫度為240（+200，-60）μK，達到多普勒極限溫度。

圖5 光學阻尼的實驗裝置（a）和原子團成像（b）

光學阻尼不是勢阱，它對原子運動產生阻尼減速，不產生指向中心的恢復力，無法起到囚禁原子的作用。在光學阻尼上添加2個線圈（圖6（b）），通以方向相反的電流，可在光學阻尼中心形成磁場強度為的反亥姆霍茲磁場，就構成了磁光阱（MOT）。原子的磁子能級在磁場塞曼效應的作用下分裂（圖6（a）），假定原子基態總角動量J=0，激發態J=1，含有m=0，±1這3個磁子能級，在中心處能級簡併，沿水平坐標軸離開中心隨磁場強度的增加而線性變化。沿z軸對射激光作用至原子，頻率為ωL，相對零磁場處原子共振頻率的失諧為δ，偏振分別為σ+、σ-。假定原子初始狀態位於z（z>0），由躍遷選擇定則σ+激光的失諧為δ+，σ-激光的失諧為δ-，在z>0處δ-+，原子更多地吸收σ-光子，從而受到趨向於中心的負向力。同理，處於z+光子受到趨向中心的正向力。於是，所有原子都將受到指向坐標原點的輻射壓力的作用。上述原理推廣到三維，沿x、y、z方向受到向心作用力，即實現MOT中原子三維的激光冷卻和勢阱囚禁。

圖6 MOT中原子能級（a）和實驗裝置（b）示意

偏振梯度冷卻和亞反衝冷卻

偏振梯度冷卻屬於亞多普勒冷卻，它考慮了冷卻激光的偏振梯度、原子的超精細結構、光頻移和光抽運等效應。進一步考慮圖7所示的一維情況，2束對射激光的偏振方向相互垂直，頻率和功率相等，在2束激光的交匯處合成的偏振態隨著空間位置變化，存在偏振梯度，假定某個位置處為σ+，經過λ/4（λ為激光波長）距離後變為σ-，再經過λ/4恢復為σ+，在彼此之間的偏振狀態為橢圓偏振或線偏振，變化周期為λ/2。

考慮原子的基態角動量Jg=1/2，存在2個磁子能級mg=±1/2，在冷卻激光的作用下，2個磁子能級產生光頻移，簡併消失。不同偏振狀態的光對2個磁子能級產生的光頻移不同，如圖7所示，σ+光造成mg（1/2）能級低於mg（-1/2），σ-光造成mg（-1/2）能級低於mg（1/2）。因此，原子的2個基態塞曼子能級在光頻移的作用下形成周期為λ/2的空間變化的能級結構。光抽運效應是指在σ+偏振狀態處，由躍遷選擇定則，只與mg（-1/2）能級的原子作用（考慮上能級的角動量Je=1/2），原子躍遷至上能級後通過自發輻射返回基態2個磁子能級。其中返回至mg（-1/2）的原子將被再次激發至上能級，而返回至mg（1/2）的原子則不再與σ+光作用。光抽運效應導致在σ+光偏振狀態處，原子被抽運在mg（1/2）能級。同理，在σ-光偏振狀態處，原子被抽運在mg（-1/2）能級。假定原子初始處於mg（1/2）能級（圖7），運動過程中在偏振光場的作用下原子的勢能上升，原子走過λ/4的距離到達σ-偏振狀態處。此時，σ-光將原子抽運至另一磁子能級mg（-1/2），再從這裡開始重複「爬坡」的過程。根據能量守恆原理，原子在爬坡的過程中損失動能增加勢能，這種勢能的增加又通過自發輻射到最低能級放出較高能量光子而釋放。這樣，原子不斷消耗能量而減速、冷卻，稱為偏振梯度冷卻。

圖7 偏振梯度冷卻的原理示意

2束對射激光的偏振分別為左旋和右旋偏振，也會形成偏振梯度冷卻。另外，在有磁場的情況下，即使光場沒有偏振梯度，也可以發生低於多普勒極限的冷卻。這些亞多普勒冷卻的方案都有自發輻射過程的參與，光子動量反衝造成原子速度的漲落成為冷卻溫度極限，即反衝極限溫度。突破這個反衝極限溫度，只能讓原子與光不發生作用，使速度為的原子進入暗態，可以採用速度選擇相干布居囚禁（VSCPT）的方法。另一種方法，利用受激拉曼躍遷也可實現原子速度的選擇，獲得低於光子反衝極限的冷卻溫度，稱為拉曼冷卻。

激光操控原子的應用

玻色-愛因斯坦凝聚

原子的激光冷卻和囚禁最重要的應用成果之一即玻色-愛因斯坦凝聚（Bose-Einstein condensates, BEC）的實現。BEC是一種新的物質狀態，如超導、超流和激光等系統一般，具有諸多奇異的宏觀量子特性。1924年，印度科學家玻色利用新的統計方法推導黑體輻射公式，愛因斯坦將該方法推廣到無相互作用的原子氣體，並預言當這些原子（玻色子）的距離足夠近、熱運動足夠慢時，將發生相變變成一種新的物質狀態，即玻色-愛因斯坦凝聚態。在這種狀態的原子，具有相同的最低能量狀態，可以用一個波函數描述，表現出物質波干涉、渦旋晶格等宏觀量子特性。BEC的實現為新的物理現象的研究提供了平台，也為精密測量、量子信息等領域打開了新的研究窗口。

自BEC的思想提出後，科學家開始探索在實際物質中實現的可能。1976年，Stwalley和Nosanow提出自旋極化的氫原子在極低的溫度下保持氣體狀態，原子之間存在微弱的排斥力，可能形成BEC。自1980年起，荷蘭阿姆斯特丹大學Walraven和美國麻省理工學院Kleppner等多個研究組開始利用氫原子實現BEC的實驗。為獲得低溫氫原子氣體，他們採用靜磁阱將氫原子囚禁，然後利用射頻場調節磁阱的深度，逐漸地將動能大的氫原子「蒸發」，留下動能低的氫原子，稱為「蒸發冷卻」，但實驗上仍然沒有觀察到BEC的形成。理論預期和實驗證明，MOT技術和激光冷卻是實現BEC的關鍵。

1990年，激光冷卻和囚禁技術趨於成熟，利用MOT囚禁的原子冷卻溫度達μK量級，原子密度1012cm-3量級。在此基礎上，進一步利用蒸發冷卻即可達到BEC相變。實驗中，首先利用MOT將原子進行激光冷卻和囚禁，然後利用光抽運將原子製備到特定自旋態，關掉冷卻激光，將原子囚禁在靜磁阱中。由於該磁阱的中心處磁場為，能級簡併，原子從原來受磁場束縛的自旋態轉換到不受磁場束縛的自旋態，即發生Majalana躍遷，導致磁阱中心成為原子漏洞。為解決這個問題，JILA的Cornell和Wieman研究組在原磁阱中加入橫向旋轉磁場，稱為軌道時間平均勢法（time orbiting potential，TOP）；而美國麻省理工學院Ketterle研究組則採用1束強激光束射入磁阱的中心，利用激光的斥力堵住漏洞。在此基礎上，在磁阱中掃描微波頻率，當射頻場由高頻逐漸降低時，通過原子間的彈性碰撞，動能高的原子將逃出阱外，動能低的原子留在阱中，實現蒸發冷卻。圖8中假彩色深度代表原子密度，當蒸發冷卻到200 nK時（中間圖形），原子開始凝聚形成BEC，當進一步蒸發冷卻到50nK時，幾乎全部的原子都凝聚成BEC。

圖8 銣原子BEC的假彩色3D和2D圖

此後，相繼實現鈉、鋰、氫等各種原子的BEC。2001年，Cornell、Wieman和Ketterle因在BEC的實現及基本性質研究方面的貢獻被授予諾貝爾物理獎。鹼金屬稀薄氣體BEC的研究成為熱點，全世界有幾十家實驗室實現了BEC，中國科學院上海光學精密機械研究所、北京大學、中國科學院武漢物理與數學研究所和山西大學等也相繼實現了銣原子BEC。

原子鐘

時間頻率是測量最為精確的物理量，目前用來複現秒定義的銫噴泉基準鍾，不確定度已達（3~6）×10-16。激光冷卻和囚禁技術在新一代高端原子鐘中發揮了至關重要的作用。

1950年，美國Ramsey提出原子與2個分立微波場作用的方案，使得原子鐘鑒頻從Rabi躍遷轉變到Ramsey躍遷，有效壓縮原子鐘躍遷線寬，從而改變鑒頻靈敏度。分立微波場首先在熱原子束鍾里以空間分立的布局實現。1955年，英國國家物理實驗室（NPL）的Essen研究組建成了世界上第一台銫原子鐘。1967年國際計量大會將時間單位秒的定義從天文秒改為基於銫原子（133Cs）基態超精細分裂微波輻射頻率9192631770 Hz的原子秒。自那時起，實驗室型銫基準鍾提供復現秒定義的手段。圖9為熱銫束原子鐘的原理示意。銫原子從銫爐中噴出後形成準直原子束，在起偏磁場的作用下，特定能態的原子運動方向偏轉，進入到微波腔中，原子與Ramsey腔中空間分立的微波場作用，再經過檢偏磁場，由探測器得到原子信號。在電子環路中，由壓控振蕩器（VCXO）產生頻率信號，經過頻率綜合生成9.19 GHz微波信號饋入Ramsey腔，掃描微波頻率可以得到圖9（b）的Ramsey條紋，利用Ramsey中心條紋「鑒頻」，伺服鎖定VCXO頻率，將9.19GHz微波頻率鎖定到Ramsey中心條紋的秒定義頻率。

圖9 銫原子束鐘的結構示意（a）和Ramsey條紋（b）

原子束鍾由於原子熱運動導致的多普勒效應，以及原子與空間分立的2個微波場難以做到空間均勻和相位連續，與原子作用引入的微波腔相移效應等頻率偏移，其頻率不確定度難以超越10-14量級。顯然，利用冷原子做原子鐘可以有效抑制多普勒效應。針對另一項誤差，微波腔相移效應，Zacharias等早在1955年就提出原子噴泉的設想。然而，當時他還完全沒有激光操控原子的手段，他利用豎直熱原子束，以很低的原子密度和水平方向每秒百米的原子熱運動速度，不要說時間分立的Ramsey躍遷，就連實驗觀測到原子噴泉現象都沒有實現。如果利用冷原子實現噴泉，原子就可以在上拋和下落過程2次通過同一個微波場，實現原子時間分立與同一微波場2次作用，從根本上避免空間分立的2個微波場不可避免的不一致。

直到1989年，激光冷卻與囚禁技術成熟後，朱棣文研究組利用激光冷卻的原子最終實現了原子噴泉，並預期利用冷原子噴泉做成的原子頻標，其頻率不確定度可望達到10-16量級。1995年，Clairon研究組首次報道了激光冷卻-銫原子噴泉實現原子鐘樣機。至此，實驗室型基準原子鐘從磁選態-銫原子束鍾，進入激光冷卻原子噴泉鍾時代，性能指標大幅提高。世界主要國家的計量院，如法國巴黎天文台時間空間參考實驗室（SYRTE）、美國國家標準與技術研究院（NIST）、德國聯邦物理技術研究院（PTB）、英國國家物理實驗室（NPL）、俄羅斯國家技術物理及無線電工程研究院（VNIIFTRI）、中國計量科學研究院（NIM）、日本國家計量院（NMIJ）、印度國家物理實驗室（NPLJ）等都先後研製了銫噴泉基準鍾，作為復現秒定義的時間頻率基準。2010年報道銫噴泉鐘的準確度已達（4~5）×10-16。中國的北京大學、中國計量科學研究院（NIM）、中國科學院上海光學精密機械研究所、中國科學院國家授時中心等單位也先後開展了噴泉原子鐘的研究。其中，中國計量科學研究院（NIM）於2003年和2014年分別報道了NIM4和NIM5激光冷卻-銫原子噴泉基準鐘的不確定度為8.5×10-15和1.4×10-15，2017年改進後的NIM5不確定度達到9×10-16。

圖10以NIM5為例說明銫噴泉鐘的工作原理。三維正交光場形成光學阻尼，直接在高真空環境中俘獲原子，形成冷原子云。向上3束光和向下3束光同時反向失諧，組成行波光學阻尼，帶動冷原子云上拋。控制激光的頻率和強度，利用偏振梯度冷卻將原子溫度降至1.5μK。冷原子云以獲得的初速度上拋、自由回落，形成原子噴泉。利用氫鍾輸出頻率作為參考，通過頻率綜合器產生9.19 GHz微波，原子在上拋回落的噴泉運動中2次與同一微波作用，實現時間分立Ramsey躍遷。原子繼續下落與探測光作用，發出共振熒光，由探測器組接收。時序控制掃描微波頻率，得到Ramsey躍遷譜線，利用條紋中心進行鑒頻，產生帶有微波中心頻率誤差的躍遷概率信號，數字伺服微波頻率，直至復現原子秒定義頻率。2014年，NIM5通過國際頻率基準工作組（WG-PSFS）的評審，參與駕馭國際原子時（TAI），標誌著中國成為國際上第8個對修正國際原子時做出貢獻的國家。

圖10 NIM5銫噴泉原子鐘的物理部分

工作在光學頻率的光鍾因其振蕩頻率比上述的微波原子鐘高4個量級，具有更好的頻率穩定度和不確定度潛力。光鍾分為離子光鍾和原子光鍾兩大類。

1999年，日本東京大學Katori研究組提出鍶原子具備作為冷原子光頻標的優異特性。2001年，Katori研究組實現光晶格存儲原子，減小原子碰撞並降低原子溫度，並進一步發展了「魔術波長」避免光晶格光頻移。2005年，Katori研究組初步實現了鍶光晶格鍾。經過15年的發展，目前的鍶光晶格鐘的評定不確定度已達到2.1×10-18。中國計量科學研究院自2005年開展鍶原子光晶格鐘的研究，2015年完成頻率偏移的評定（不確定度2.3×10-16）和絕對頻率測量（不確定度3.4×10-15）。

目前，世界上最好的光鐘的頻率評定不確定度已經遠優於銫噴泉鍾。世界時間頻率界期待光鍾作為未來修改秒定義的候選，國際主要發達國家的計量院都正在開展光鍾研究。2015年，第20屆國際時間頻率諮詢委員會（CCTF）提出了修改秒定義路線圖，預計在2014—2028年完成以光鍾修改秒定義的技術準備。

原子干涉儀

自1924年德布羅意（de Broglie）提出物質波的思想後，多種微觀粒子，如電子、中子等物質波干涉和衍射現象被實驗驗證。在通常狀態下，物質波波長太短，實驗上很難觀察到原子干涉現象。1991年，Carnal研究組利用橫向原子熱運動極小的氦原子束，觀察到楊氏雙縫干涉現象。同年，美國麻省理工學院Pritchard研究組模擬馬赫-曾德爾（Mach-Zehnder）光學干涉儀，利用納米技術製作的透射光柵，實現了鈉原子束的分束、反射和合束的過程，實現了原子束干涉儀。1992年，Shimizu等使用激光冷卻的氖原子實現了楊氏雙縫干涉，由於原子溫度更低，清晰地觀察到雙縫干涉圖樣。1995年，Rasel等利用激光駐波場代替了製作工藝複雜的納米光柵，實現了原子束的空間干涉。

上述干涉儀通過原子位置不同而引起路徑相位不同，稱為外態干涉儀。另一種原子干涉儀，通過吸收或發射光子改變原子能態，因得到光子反衝動量而改變原子運動軌跡，實現物質波分束，稱為內態干涉儀。1989年，Bordé利用兩對方向相反的行波激光對熱原子束作用，通過光子的反衝動量，將熱原子束分束再合束，形成不同的原子路徑，實現原子干涉，稱為Ramsey-Bordé原子干涉儀。1991年，Riehle研究組利用鈣原子束實現了該類型的原子干涉儀，並測量了Sagnac效應。

熱原子束干涉儀受原子熱運動多普勒效應的影響，測量解析度不高，且這種原子束干涉儀只能採用能級壽命長的原子，對激光的頻率穩定性要求很高，系統複雜。1991，朱棣文研究組提出基於MOT冷卻原子團，利用雙光子受激拉曼躍遷實現冷原子的分束、反射和合束，構成馬赫-曾德爾冷原子干涉儀。這種方案的優點是雙光子躍遷可使原子獲得大的動量反衝，同時降低了對激光頻率穩定性和原子能級壽命的要求。特別重要的是，這種原子干涉儀利用溫度更低的冷原子團，增加了原子物質波的波長，降低多普勒效應的影響，提高原子干涉的解析度，使其在精密測量領域中得到廣泛應用。

冷原子干涉儀的基本原理如圖11所示，利用MOT製備處於基態g的冷原子團。初始時刻，利用2束脈衝時間為τ的拉曼激光脈衝作用至該原子團，原子有50%的概率被雙光子受激拉曼躍遷到e能級；同時，受到光子的動量反衝作用，在z方向上e能態的原子與g能態原子分離，即實現冷原子團「分束」。經過時間T後，再利用作用時間2τ的拉曼激光脈衝，使e態的原子返回g態，處於g態的原子躍遷至e態，同時，原子運動軌跡發生改變，即實現冷原子團「反射」。最後利用脈衝時間為τ的拉曼激光，完成原子的「合束」。探測處於e態（或g態）原子的數目，得到圖11（b）的原子干涉條紋。在冷原子干涉路徑上，重力等外場因素將引起干涉相位的變化，因此可以利用原子干涉儀測量重力加速度等。

圖11 冷原子干涉儀原理（a）和原子干涉條紋（b）

1992年，該研究組利用冷原子干涉儀測量了重力加速度，1999年重力加速度測量的靈敏度達到2×10-8g（1.3 s），超過了落體角錐光學重力儀的指標。此後，該冷原子干涉儀實現原子的?/m參數、Sagnac效應、重力梯度等測量。受激拉曼冷原子干涉儀得到廣泛關注，中國多家單位，如中國科學院武漢物理與數學研究所、華中科技大學、浙江大學、中國計量科學研究院等也已實現這種原子干涉儀的研製。

結 論

自20世紀80年代開始，激光冷卻原子技術發展迅速，各種方案層出不窮，先後突破了多普勒冷卻極限溫度和光子反衝極限溫度，逐漸發展了一項有效的原子冷卻和操控技術，並在基礎物理研究和精密測量等領域中得到廣泛應用。本文綜述了該領域發展歷程，回顧激光冷卻和囚禁原子的基本理論，介紹了塞曼減速、多普勒冷卻、偏振梯度冷卻、亞反衝冷卻等技術的基本原理。在應用方面，以玻色-愛因斯坦凝聚、原子鐘和原子干涉儀等典型為例，分別介紹了該領域的發展歷程，概述了基本工作原理並重點說明激光冷卻技術的關鍵作用。激光冷卻和操控原子已經成為物理學前沿研究的重要分支，新的理論和技術不斷湧現，這些新技術將會加深人們對多體物理的認識，推動精密測量、量子信息、量子相變等應用領域的發展。

30餘年來，激光冷卻和操控原子的發展加深和擴展了物理學對光與原子作用的認識和理解，催生了玻色-愛因斯坦凝聚和一系列精密物理測量的理論和實驗的實現和發展。有理由預期，激光冷卻和操控原子將保持蓬勃的勢頭和活躍的生機，在冷原子物理髮展中繼續發揮自己獨特的作用。

參考文獻（略）

作者簡介：庄偉，中國計量科學研究院，副研究員，研究方向為冷原子干涉重力測量；李天初（通信作者），中國計量科學研究院，中國工程院院士，研究員，研究方向為冷原子噴泉原子鐘。

注：本文發表於《科技導報》2018 年第5 期，敬請關注。

（責任編輯 傅雪）

《科技導報》

中國科協學術會刊

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