連續(xù)冷原子束干涉陀螺儀研究進展

王安琪,孟至欣,李營營,薛洪波,馮焱穎

(1.精密測試技術及儀器國家重點實驗室 清華大學精密儀器系,北京 100086； 2.空間天氣學國家重點實驗室, 國家空間科學中心 中國科學院,北京 100190)

連續(xù)冷原子束干涉陀螺儀研究進展

王安琪1,孟至欣1,李營營1,薛洪波2,馮焱穎1

(1.精密測試技術及儀器國家重點實驗室 清華大學精密儀器系,北京 100086； 2.空間天氣學國家重點實驗室, 國家空間科學中心 中國科學院,北京 100190)

冷原子; 原子干涉;受激拉曼躍遷;陀螺儀

0 引言

自1991年被實驗演示以來[1-2],光脈沖原子干涉儀(Light-Pulse Atom Interferometer, LPAIs)在很多領域顯示了其作為極端靈敏傳感器的潛力,例如重力測量[3-6]、慣性導航[7-10]、基礎物理學[11]和基本常數測量[12-14]等等。

在原子干涉儀發(fā)展的早期階段,原子干涉儀大量采用熱原子束源作為物質波源,通過機械光柵[15-16]或者光學光柵[17-18]進行原子波包的相干操控。目前已經演示的最好性能指標的原子干涉陀螺是采用熱原子束實現的,在短期噪聲、長期穩(wěn)定性和帶寬(～ 110Hz)方面具有突出的性能指標[19-20]。熱原子束干涉陀螺儀由于原子縱向速度較高(220～300m/s),在保證靈敏度不變的前提下進一步減小系統(tǒng)體積是該方案的一個技術難題。

使用冷原子作為物質波源是構建緊湊型原子干涉儀的自然解決方案,其中原子波源通常采用脈沖型發(fā)射的冷原子云團[10,20-22]。這種方案一般通過時間型的拉曼脈沖序列實現原子波包的相干操控。采用這種方案設計的原子干涉慣性傳感器系統(tǒng)簡單、操作靈活,便于集成,因此成為當前原子干涉慣性傳感器研制的技術主流。由于原子云團的冷卻、制備和相干操控需要一定的時間,尤其是原子云團的冷卻和裝載時間較長,一般在100ms量級,所以脈沖型冷原子干涉慣性系統(tǒng)一般周期時間長,因此導致數據率很低(干涉儀周期時間的倒數),限制了其在在動態(tài)環(huán)境下的應用。到目前為止,絕大多數報道的脈沖型冷原子干涉儀的工作數據率都在1Hz量級或者更低。脈沖型冷原子干涉方案數據率低的問題在研制面向慣性導航的原子干涉陀螺儀時更為突出,因為后者很少在靜態(tài)環(huán)境下使用。針對這一問題,當前一般采用兩種方法進行解決:一種方法是將常規(guī)慣性傳感技術與原子干涉慣性技術進行融合,利用前者的高數據率和后者的高精度與長期穩(wěn)定性實現高性能的慣性測量[23-25]。但這種方法要獲得實際的應用以達到高精度慣性導航的要求,對于傳統(tǒng)慣性傳感器的性能和原子干涉慣性器件的性能的要求超過了當前實際技術水平。另一種方法即所謂的短作用時間的LPAIs或者高數據率LPAIs[26-28],這類方法在系統(tǒng)傳感的靈敏度與系統(tǒng)尺寸之間做了折中,以犧牲系統(tǒng)靈敏度來換取數據率的提高。同時,也采用一些新的冷原子裝載和再回收方式來有效縮短周期時間以達到提高數據率的目的。

本文描述了我們的原子干涉陀螺儀系統(tǒng)及初步的實驗結果。我們采用87Rb冷原子束作為物質波源,利用空間分離的拉曼(Raman)脈沖進行原子波包的相干操控,實現了基于連續(xù)冷原子束源的Raman-Ramsey干涉和Raman-Mach-Zehnder干涉。

1 實驗系統(tǒng)

冷原子束干涉陀螺儀實驗裝置如圖1所示,圖中只畫出了一個原子束源的部分,實際系統(tǒng)是雙向對射的原子束源,結構是對稱的。真空系統(tǒng)是由3個真空腔體組成的三段式結構,其中中間真空腔體和兩端的真空腔各共用一個離子泵,整個系統(tǒng)采用2臺離子泵進行真空保持。中間腔體用于原子束的干涉,稱為干涉腔,真空度為5×10-10Torr(銣源關閉的情況下)。兩端的真空腔體用于形成雙向對射的原子束,稱為原子束源腔,真空度在銣源關閉的情況下達到2×10-9Torr。中間干涉腔與兩端的原子束源腔體通過波紋管連接。原子束源腔體可以通過各自的三維精密調節(jié)機構進行原子束出射方向的精密調節(jié),以保證2個對射的原子束路徑一致。圖2所示為陀螺儀在加磁屏蔽之前的物理系統(tǒng)照片。

圖1 (a) 冷原子束干涉陀螺儀實驗系統(tǒng)圖; (b) 受激拉曼躍遷的能級圖;(c)π/2-π-π/2 Raman脈沖序列產生方式Fig.1 (a) Schematic of the experimental layout for the atom interferometer based on a laser-cooled 87Rb atomic beam; (b) Level diagram for the ground states|1>and |2>and the excited state |e>;(c) Generation of the π/2-π-π/2 Raman pulse sequence

圖2 原子干涉陀螺儀屏蔽之前的物理系統(tǒng)Fig.2 The experimental set-up of the atom interferometer gyroscope beforemagnetically shielding

連續(xù)冷原子束的產生采用典型的低速濃密源(Low-Velocity Intense Source,LVIS)方案[32-33]。冷原子被制備在一個標準的蒸氣室三維磁光阱(3D-MOT)中。3D-MOT中心磁場的磁場梯度大約為15 G/cm,光路采用標準的回射光學構型。冷卻光鎖定到距87Rb 5S2S1/2,F=2→5p2P3/2,F′=3共振躍遷紅失諧δ=4-5Γ(Γ=2π×6MHz,是87Rb的自然線寬)處。再泵浦光鎖定到87Rb 5S2S1/2,F=1→5p2P3/2,F′=2共振躍遷處。冷卻光和再泵浦光分別由2臺外腔半導體激光器產生。冷卻光激光器通過調制轉移譜穩(wěn)頻到87Rb 5S2S1/2,F=2→5p2P3/2,F′=2共振躍遷頻率,然后通過聲光移頻器移頻到所需頻率。再泵浦光激光器通過飽和吸收譜直接穩(wěn)頻到87Rb 5S2S1/2,F=1→5p2P3/2,F′=2共振躍遷頻率。一路冷卻光和再泵浦光通過錐形放大器進行功率放大,耦合到1根1分4的單模保偏光纖中,每2路分別用于雙向對射的2個原子束源的橫向冷卻光。橫向冷卻光通過自制的光纖準直器將輸出光準直成一個25mm×100mm的矩形光斑射入原子束源腔的對應窗口,然后被對面的一個鍍有λ/4薄膜的反射鏡反射回來形成對射的橫向冷卻光。另一路冷卻光直接通過1根1分2的單模保偏光纖輸出用于2個原子束源的推射光。冷卻光的光強大約為4.5mW/cm2。推射光通過一個光纖準直器準直成直徑為φ30mm的光斑進入對應的推射光窗口。推射光通過一個置于干涉腔和原子束源之間的λ/4波片+反射鏡組進行反射形成對射的光路。該λ/4波片和反射鏡在鏡片中心通過超聲鉆孔形成φ1mm的通孔。該通孔導致推射光方向形成光壓的不平衡,使冷卻的原子連續(xù)從通孔泄漏出去形成原子束。

原子束的橫向準直性受通孔大小和橫向冷卻光作用區(qū)域的影響較大。原子束的縱向速度、溫度和原子通量決定于冷卻光的功率、失諧量和磁場性能的影響。原子束的縱向最可幾速度可以通過調節(jié)這些參數在10～20m/s之間,原子束的通量最大可以到4×109atoms/s(距離出射位置0.8m處)。

在原子束從3D-MOT中形成并出射到干涉腔后,冷原子首先被態(tài)制備光制備到超精細基態(tài)磁不靈敏子能級F=1,mF=0態(tài)。態(tài)制備光為鎖定到F=2→F′=2共振躍遷頻率的圓偏振光(σ躍遷)和F=1→F′=0共振躍遷頻率的線偏振光(偏振方向垂直于磁場方向,也為σ躍遷)。然后冷原子就直接用于干涉，不再做進一步態(tài)制備和準直。通過偏置磁場選擇處于|F=1,mF=0>的磁不敏感塞曼子級上的原子用于干涉,大約 1/4原子用于后續(xù)干涉。

雙光子速度選擇的受激拉曼躍遷(Stimulated Raman Transition)被用來相干操控原子波包。拉曼光路如圖1所示。主激光器是一個780nm的外腔半導體激光器(DL Pro, Toptica, 德國),通過光纖電光調制器移譜和頻率調制譜鎖定到距87Rb原子的F=1→F′=1共振躍遷頻率紅失諧Δ=2π×1.07GHz處。然后主激光器的光分為2路。一路通過聲光移頻器移頻60MHz后注入鎖定到一個從激光器(Slave laser 1)中進行放大,記該光的工作頻率為ω1;另一路主激光器的光通過一個光纖電光調制器(Fiber Electro-Optical Modulator,FEOM, EOspace,美國)調制后,注入鎖定到另一個從激光器(Slave laser 2)中進行選頻放大,輸出光工作頻率記為ω2。光纖電光調制器的驅動射頻頻率設定為ω00-2π×60MHz=2π×6.775GHz,其中ω00=ω1-ω2=2π×6.835GHz對應87Rb原子的基態(tài)超精細能級躍遷頻率。第二路從激光器的輸出通過頻率選擇的側邊帶注入鎖定技術，鎖定到光纖電光調制器輸出的-1級邊帶上[34]。60MHz聲光調制器和6.775GHz的射頻信號都參考到同一個銫原子鐘上。其中,6.775GHz的射頻信號采用自制的基于非線性傳輸線的射頻驅動源。2路從激光器輸出光混合后通過一個快光電探測器進行拍頻測量,拍頻信號的-3dB線寬在60MHz聲光調制器工作時大約為1.5Hz,而當聲光調制器不工作時其-3dB線寬小于1Hz(實驗室頻譜分析儀的分辨率極限)。由此可見,聲光調制器驅動信號引入的相位噪聲導致線寬變差。2路從激光器的輸出光分別利用1臺半導體錐形放大器(BoosTA,Toptica, 德國)進行功率放大到大約600mW,然后偏振相互垂直耦合進同一路單模保偏光纖,并利用一個自制的光纖準直器形成直徑為φ60mm的高斯光束輸出。如圖1(c)所示,該高斯光束通過光闌阻擋形成寬度d=1.0mm和間距L=9.5mm的3個片光,中間片光用于形成π脈沖的拉曼激光,兩側的片光用于形成π/2脈沖的拉曼激光,其W中中間片光的光強是兩側片光光強的1倍。通過仔細調節(jié)光纖準直器輸出光的準直,使得2個π/2拉曼脈沖與π拉曼脈沖平行。然后,3個拉曼脈沖通過一個λ/4波片(QWP2)將其中2個相互垂直的線偏振光分量轉化為2個相反旋向的圓偏振光。該拉曼光束通過原子束后,通過另一個λ/4波片(QWP3)重新變?yōu)橄嗷ゴ怪钡木€偏振光,然后通過偏振分光棱鏡將其中的ω1和ω2進行空間分離,拋棄掉ω2而只允許ω1分量反射回原子束。這樣就形成了雙向對射構型的拉曼激光作用,產生了σ+-σ+或者σ--σ-形式的多普勒敏感的拉曼躍遷。3個拉曼激光束安裝在同一個光學平板上,可以相對原子束進行轉動。去掉λ/4波片QWP2和阻擋回射光可以實現多普勒不敏感的拉曼躍遷。

冷原子束干涉條紋通過掃描π脈沖拉曼光的相位來獲得。如圖1(a)所示,我們在π脈沖拉曼光ω1分量處放置一個光學相位板。該相位板厚度為9.53mm,相對π脈沖拉曼光成45°角,采用類似外腔半導體激光器光柵掃描的方式通過一個壓電陶瓷進行轉動掃描。當壓電陶瓷驅動相位板轉動時,π脈沖拉曼光ω1分量的光程發(fā)生變化,因此導致拉曼光ω1和ω2的相對相位發(fā)生變化,引起原子干涉相移的改變。

原子干涉信號通過熒光法檢測處于F=2態(tài)的原子通量來獲得。檢測光被鎖定到F=2→F′=3循環(huán)躍遷頻率上,利用自制的光纖準直器與狹縫光闌形成片光,與通過3個拉曼脈沖之后的原子束作用。誘導的熒光通過一個φ50mm的透鏡收集,利用1個光電倍增管(PMT,H7422-50, Hamamatsu, 日本)進行檢測。

如圖1所示,干涉區(qū)與拉曼光方向平行的均勻偏置磁場通過集成在干涉真空腔中的四極導線柱形成[35]。4A的電流可以產生強度為0.96Gauss的偏置磁場,對應塞曼頻移為0.67MHz?？紤]實驗中多普勒敏感的拉曼躍遷線寬(大約為500kHz),該磁場足以將處于不同塞曼子能級的原子分離,使得我們可以只選擇布居在F=1,mF=0態(tài)的原子用于干涉。

2 實驗結果與討論

冷原子束的速度和通量通過飛行時間法(the time of flight,TOF)進行測量。利用一個阻斷光對原子束進行開關,同時記錄處于F=2態(tài)的原子的熒光信號的下降沿,可以解算出冷原子束的相關信息。圖3(a)所示為從TOF信號中獲得的原子速度譜。通過改變冷卻光的偏振和磁場梯度,原子束的縱向最可幾速度可以調節(jié)到vz0=15.0m/s 、縱向速度分布為δvz=3.5m/s(FWHM)。

(a)

(b)圖3 冷原子束的典型測量結果(a)利用飛行時間法(TOF)測量的冷原子束的縱向速度分布;(b)π脈沖的拉曼躍遷譜顯示冷原子束的態(tài)制備效果Fig.3 Measurement of the cold atomic beam (a) The longitudinal velocity distribution of the cold atomic beam measured using the time of flght method (TOF)； (b) The state preparation of |F=1, mF=0>, which is indicated by the Raman transition spectra driven by a π Raman pulse

采用速度敏感的拉曼躍遷譜來測量原子在不同基態(tài)超精細mF子能級上的布居。如圖3(b)所示,在我們的實驗中,一共觀測到7個拉曼躍遷峰,這是由環(huán)境磁場和地磁場影響而導致作用區(qū)凈磁場矢量方向與拉曼光矢量方向不平行,從而使得態(tài)制備同時存在π躍遷和σ躍遷。這會使得態(tài)制備效率的定量測量變得困難。圖3(b)中,標記為0的拉曼躍遷峰對應磁不敏感的mF=0→mF=0拉曼躍遷;標記為±1的拉曼躍遷峰對應磁敏感的mF=±1→mF=0的拉曼躍遷;類似地,±2分別對應磁敏感的mF=+1→mF=+1和mF=-1→mF=-1的拉曼躍遷;±3對應磁敏感的mF=+1→mF=+2和mF=-1→mF=-2的拉曼躍遷。從圖3中藍色點線可以看出,如果只有F=2→F′=2態(tài)制備光作用,原子會被以不對稱形式布居到所有的基態(tài)超精細磁子能級。圖3(b)中黑色實驗曲線顯示,當同時施加F=2→F′=2和F=1→F′=0態(tài)制備光時,相對其他磁子能級,更多原子被布居到了F=1,mF=0的磁不敏感子能級。F=1→F′=0態(tài)制備光的偏振方向對于制備效率的影響明顯,當存在π躍遷時,態(tài)制備效率會嚴重下降,如圖3(b)中紅色點線的實驗曲線所示。態(tài)制備效率可以通過各個拉曼躍遷峰的相對強度進行粗略估計。

連續(xù)冷原子束通過空間分離的拉曼光束操控,3個拉曼脈沖寬度相同,均為d=1.0mm,對應拉曼脈沖作用時間τ=d/vz0也為常值。拉曼躍遷的拉比頻率(Rabi frequency)Ωeg通過改變拉曼光強來調節(jié),使3個拉曼脈沖的拉比相位φ=Ωegτ可以設置到π或π/2。圖4所示為對應的3個拉曼脈沖的多普勒敏感構型的mF=0→mF=0拉曼躍遷。2個π/2拉曼脈沖的躍遷峰值幅度相等,都為π拉曼脈沖躍遷峰值幅度的一半。將拉曼激光束的方向稍微偏離與原子束方向相垂直的方向,多普勒敏感的拉曼躍遷峰的位置會與殘余的多普勒不敏感的拉曼躍遷峰的位置偏移。這種殘余的多普勒不敏感的拉曼躍遷是因為拉曼光的偏振不純引起的。需要通過設置拉曼光相對頻差ω1-ω2來補償上述多普勒頻移和反沖頻移。從π拉曼脈沖(τ=67μs)驅動的速度敏感拉曼躍遷譜估計,拉曼躍遷線寬～336kHz對應原子束的橫向速度分布為±6.5cm/s(FWHM)。

圖4 分別由π/2、π和π/2拉曼脈沖驅動的多普勒敏感的拉曼躍遷Fig.4 Doppler-sensitive Raman transition spectra driven by theπ/2-π-π/2 Raman pulse sequence

π/2-π-π/2拉曼脈沖序列的原子干涉信號可以描述為

(1)

其中,Φa為加速度誘導的干涉相移;ΦΩ為轉動引起的Sagnac相移;φ1、φ2和φ3分別為第1個π/2脈沖、第2個π脈沖和第3個π/2脈沖拉曼激光的初始相位。我們通過轉動相位板掃描π脈沖拉曼激光的相位來獲得干涉條紋。圖5所示的干涉條紋反映了干涉相移的輸出是π脈沖拉曼激光相移的2倍。壓電陶瓷最大位移為9μm,通過計算π脈沖拉曼光相移與相位板轉動角度的關系,可求得對應原子干涉相移約為30rad。這種相位調制技術可以用于補償和調制干涉相位。

圖5 π/2-π-π/2拉曼脈沖序列的Mach-Zehnder原子干涉條紋Fig.5 The π/2-π-π/2 Mach-Zehnder atom interference fringe as a function of the optical phase of the π Raman pulse

干涉條紋的對比度受多個影響因素限制。首先,原子束的縱向速度分布是決定干涉信號對比度的主要因素。拉曼激光的拉比相位,φ=Ωegτ,需要相對原子束的最可幾速度vz0,優(yōu)化以得到π和π/2脈沖。圖6所示為采用多普勒不敏感的π/2-π/2拉曼激光構型獲得的Ramsey干涉條紋。分離共振場的長度為2L=19mm。2個π/2脈沖質檢的原子相干作用時間為T=1.3ms,對應的中心條紋線寬為δRamsey=1/(2T)=390Hz。在速度平均效應之下[10],可以分辨出高于4階干涉條紋,n=vz0/δvz=～4。這說明采用冷原子束代替熱原子束(n=～1)[19]進行干涉,由于前者窄的縱向速度分部,原子干涉儀的可觀測條紋數目會增多,導致傳感器靈敏度的提高。

圖6 π/2-π/2拉曼脈沖形成的Ramsey干涉條紋Fig.6 Raman-Ramsey fringes driven by π/2-π/2 Raman pulses

其次,原子束的橫向速度分布會進一步降低干涉條紋對比度。當采用多普勒敏感的拉曼脈沖(對射拉曼激光構型)進行干涉操控時,橫向速度范圍在Δvx=δ12/keff內被選擇與拉曼脈沖作用。在我們的實驗中,拉曼躍遷的線寬為12kHz,橫向選擇速度范圍大約為Δvx=5mm/s。這意味著原子束橫向速度分布(±6.5cm/s)范圍內只有很少一部分原子參與了干涉。橫向選擇速度范圍外的原子不能有效被拉曼脈沖操控,使得干涉對比度和信噪比大大惡化。在當前的實驗中,圖4中的條紋峰-峰值對應大約107個原子參與干涉,條紋對比度大約為17%。

第三,由于冷原子束的橫向速度分布,原子束會在飛行過程中由于熱膨脹而逐漸發(fā)散。這使得其與拉曼脈沖相互作用時,由于拉曼光束的空間不均勻,不同原子感受到的拉比頻率不同,原子干涉會因為這種不均勻平均效應而被破壞。原子束的進一步的亞多普勒橫向冷卻可以一定程度上改善這種影響。

另一種影響因素是拉曼激光的相對ac Stark頻移,原理上這可以通過仔細調節(jié)2個拉曼光(ω1和ω2)的功率比I2/I1來消除。但是由于功率抖動引入的附加相位噪聲會導致干涉條紋對比度的降低,嚴重時甚至會導致干涉信號消失(當非零相對ac Stark頻移大于拉曼躍遷線寬時)。實驗中,功率比I2/I1最終被設定到0.6附近,靠近零相對ac Stark頻移的理論值(對于87Rb原子和失諧量Δ=2π×1.07GHz)[36]。

原子干涉信號的噪聲水平當前主要受限于檢測光和拉曼光散射造成的背景噪聲。干涉信號的波動主要來自于原子束通量波動和拉曼脈沖的功率和相位抖動。這部分噪聲需要進一步抑制。

3 結論與展望

與脈沖冷原子干涉陀螺儀相比,連續(xù)冷原子束干涉陀螺可以通過頻率或者相位調制技術[37-38]進行陀螺儀的噪聲補償或閉環(huán)控制,這是連續(xù)冷原子束源方案的一個重要優(yōu)勢。脈沖型冷原子束源方案由于過低的數據率使得相應的調制技術效果不佳。

在本文撰寫階段,我們已經完成了更大面積Sagnac干涉、雙向對射原子束干涉、干涉信號的相位調制與初步閉環(huán)控制,目前數據正在深入分析和整理中,實驗結果將會在后續(xù)文章中詳細報道。

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Research Progress in a Continuous Cold Atomic Beam Interferometer Gyroscope

WANG An-qi1, MENG Zhi-xin1, LI Ying-ying1, XUE Hong-bo2, FENG Yan-ying1

(1.The State Key Laboratory of Precision Measurement Technology and Instruments, Tsinghua University, Beijing 100084, China; 2.The State Key Laboratory of Space Weather, Center for Space Science and Applied Research, Chinese Academy of Sciences, Beijing 100190, China)

Cold atoms；Atom Interferometry；Stimulated Raman Transition；Gyroscope

10.19306/j.cnki.2095-8110.2017.01.014

2016-11-01；

2016-12-06。

國家自然科學基金 (61473166)

馮焱穎(1977-)，男，副教授，主要從事原子光學、精密慣性測量技術、微電子機械系統(tǒng)(MEMS)方面的研究。E-mail: venifeng@gmail.com

V249.32+3

A

2095-8110(2017)01-0077-08