铷原子磁力仪最佳抽运光强的研究 (新)

铷原子的光泵磁共振姓名：李首卿学号：201311141049【摘要】本实验研究铷原子的光泵磁共振现象，并测量铷原子的朗德因子。

通过对光抽运信号和磁共振信号的判断我们可以得出水平磁场和竖直磁场的大小，从而测得地磁场的大小以及磁倾角。

关键词：磁共振光泵光抽运地磁场朗德因子一、引言共振是自然界中普遍存在的一种客观现象。

共振技术被广泛地应用于几乎所有的科技领域，特别是在蓬勃发展的高新技术领域中。

与原子磁矩测量核磁共振相关的研究和发明先后获得了四次诺贝尔物理学奖，一次化学奖和一次医学奖。

由此可见磁共振技术不仅在物理学史上有着显著的影响，而且在科学研究的众多领域以及我们日常生活中都有着广阔的应用前景。

二、实验原理1、磁共振：原子由电子和原子核组成。

电子具有轨道运动和自选运动，处于旋转运动状态下的电子相当于一个电流闭合回路，这就必然导致此举的产生。

质子和中子的自旋导致了核磁矩的产生。

电子自旋的磁共振是电子自旋共振，自旋和轨道的磁共振就是顺磁共振，电子磁矩为零时就只有核磁共振了；2、光泵：光抽运，借助光辐射获得原子基态超精细结构或塞曼子能级间粒子数的非热平衡分布的实验方法。

光泵磁共振技术实际上将上述光抽运技术和射频或微波磁共振技术相结合实验技术；3、光抽运：当电子在原子能级之间发生跃迁之时应该满足原子和光子的总能量和总动量要守恒。

因此我们还应考虑光的偏振状态。

左旋圆偏振光σ+的角动量为ℏ，其方向指向光的传播方向；右旋圆偏振光σ−角动量为−ℏ，方向和光的传播方向相反。

其跃迁规则为：ΔL=±1, ΔF=0,±1, Δm=+1 (1) 粒子返回基态各个子能级的几率大致相等。

经过若干次循环之后，大量粒子被抽运到m F=+2子能级上，各子能级粒子数不均匀分布叫做“偏极化”。

右旋偏振光具有同样的作用，只是它将大量粒子抽运到基态能级m F=−2，因此在实验中我们需要将一种偏振光完全滤去；4、磁共振：在垂直于恒定磁场的方向上加一圆频率线偏振射频场，使射频磁场满足：其能量为相邻塞曼子能级之间的能量就会产生磁共振。

抽运-检测型非线性磁光旋转铷原子磁力仪的研究缪培贤;杨世宇;王剑祥;廉吉庆;涂建辉;杨炜;崔敬忠【摘要】报道了一种抽运-检测型的非线性磁光旋转铷原子磁力仪.其原理是线偏振光通过处于外磁场环境中被极化的原子介质后,由于原子对线偏振光中左、右圆偏成分不同的吸收和色散,导致光的偏振方向会产生与磁场相关的转动.分析了该磁力仪的工作原理,并测试了它对不同磁场大小的响应.测试结果表明,磁力仪测量范围为100—100000 nT,极限灵敏度为0.2 pT/Hz1/2,磁场分辨率为0.1 pT.进一步研究了不同磁场下原子系综极化态的横向弛豫时间,讨论了原子磁力仪高磁场采样率的获得方法.本文的原子磁力仪在5000—100000 nT的磁场测量范围内磁场采样率可实现1—1000 Hz范围内可调,能够测量低频的微弱交变磁场.本文的研究内容为大磁场测量范围、高灵敏度、高磁场采样率的原子磁力仪研制提供了重要参考.%We report a rubidium atomic magnetometer based on pump-probe nonlinear magneto-optical rotation. The rubid-ium vapor cell is placed in a five-layer magnetic shield with inner coils that can generate uniform magnetic fields along the direction of pump beam, and the cell is also placed in the center of a Helmholtz coil that can generate an oscillating magnetic field perpendicular to the direction of pump beam. The atoms are optically pumped by circularly polarized pump beam along a constant magnetic field in a period of time, then the pump beam is turned off and a π/2 pulse of oscillating magnetic fiel d for 87Rb atoms is applied. After the above process, the individual atomic magnetic moments become phase coherent, resulting in a transverse magnetization vector precessing at the Larmor frequency in the mag-netic field. The linearly polarized probingbeam is perpendicular to the direction of magnetic field, and can be seen as a superposition of the left and right circularly polarized light. Because of the different absorptions and dispersions of the left and right circularly polarized light by rubidium atoms, the polarization direction of probing beam rotates when probing beam passes through rubidium vapor cell. The rotation of the polarization is subsequently converted into an electric signal through a polarizing beam splitter. Finally, the decay signal related to the transverse magnetization vector is measured. The Larmor frequency proportional to magnetic field is obtained by the Fourier transform of the decay signal. The value of magnetic field is calculated from the formula: B =(2π/γ)f , where γ and f are the gyromagnetic ratio and Larmor frequency, respectively. In order to measure the magnetic field in a wide range, the tracking lock mode is proposed and tested. The atomic magnetometer can track the magnetic field jump of 1000 nT or 10000 nT, indicating that the atomic magnetometer has strong locking ability and can be easily locked after start-up. The main performances in different magnetic fields are tested. The results show that the measurement range of the atomic magnetometer is from 100 nT to 100000 nT, the extreme sensitivity is 0.2 pT/Hz1/2, and the magnetic field resolution is 0.1 pT. The transverse relaxation times of the transverse magnetization vector in different magnetic fields are obtained, and the relaxation time decreases with the increase of the magnetic field. When the measurement range is from 5000 nT to 100000 nT, the magnetic field sampling rate of the atomic magnetometer can be adjusted in a range from 1 Hz to 1000 Hz. Theatomic magnetometer in high sampling rate can measure weak alternating magnetic field at low frequency. This paper provides an important reference for developing the atomic magnetometer with large measurement range, high sensitivity and high sampling rate.【期刊名称】《物理学报》【年(卷),期】2017(066)016【总页数】11页(P47-57)【关键词】原子磁力仪;非线性磁光旋转;灵敏度;磁场采样率【作者】缪培贤;杨世宇;王剑祥;廉吉庆;涂建辉;杨炜;崔敬忠【作者单位】兰州空间技术物理研究所, 真空技术与物理重点实验室, 兰州 730000;兰州空间技术物理研究所, 真空技术与物理重点实验室, 兰州 730000;兰州空间技术物理研究所, 真空技术与物理重点实验室, 兰州 730000;兰州空间技术物理研究所, 真空技术与物理重点实验室, 兰州 730000;兰州空间技术物理研究所, 真空技术与物理重点实验室, 兰州 730000;兰州空间技术物理研究所, 真空技术与物理重点实验室, 兰州 730000;兰州空间技术物理研究所, 真空技术与物理重点实验室, 兰州730000【正文语种】中文报道了一种抽运-检测型的非线性磁光旋转铷原子磁力仪.其原理是线偏振光通过处于外磁场环境中被极化的原子介质后,由于原子对线偏振光中左、右圆偏成分不同的吸收和色散,导致光的偏振方向会产生与磁场相关的转动.分析了该磁力仪的工作原理,并测试了它对不同磁场大小的响应.测试结果表明,磁力仪测量范围为100—100000 nT,极限灵敏度为0.2 pT/Hz1/2,磁场分辨率为0.1 pT.进一步研究了不同磁场下原子系综极化态的横向弛豫时间,讨论了原子磁力仪高磁场采样率的获得方法.本文的原子磁力仪在5000—100000 nT的磁场测量范围内磁场采样率可实现1—1000 Hz范围内可调,能够测量低频的微弱交变磁场.本文的研究内容为大磁场测量范围、高灵敏度、高磁场采样率的原子磁力仪研制提供了重要参考.高灵敏度的原子磁力仪在生物医学[1,2]、惯性导航[3,4]、军事磁异反潜[5]、基础物理研究等[6−9]领域具有重要的应用.目前国际上出现了Mz和Mx模式的光泵磁力仪、相干布居囚禁磁力仪、非线性磁光旋转(nonlinear magneto-optical rotation,NMOR)磁力仪、无自旋交换弛豫(spin-exchange relaxation free,SERF)磁力仪等多种原子磁力仪[10],其中SERF磁力仪灵敏度已达到fT/Hz1/2量级[11−13].近年来,国内有多家单位开展了原子磁力仪的研究.例如浙江大学研制了铷光泵磁力仪,零磁场附近灵敏度达到0.5 pT/Hz1/2[14];北京大学详细讨论了铯光泵磁力仪的参数优化问题,得到最优的灵敏度为2.5 pT/Hz1/2[15];国防科学技术大学研制了NMOR铷原子磁力仪,测量范围为±60 nT,灵敏度达到1 pT/Hz1/2[16],后来经过进一步优化实验条件,灵敏度达到0.2 pT/Hz1/2[17].总体而言,国内原子磁力仪的研制还处于起步阶段,在灵敏度、测量范围、磁场采样率等指标上还有很大的提升空间[18].本文系统地研究了抽运-检测型的NMOR铷原子磁力仪,测试结果表明,磁力仪测量范围为100—100000 nT,极限灵敏度为0.2 pT/Hz1/2,磁场分辨率为0.1 pT,磁场采样率最高可达1000 Hz.研究的NMOR铷原子磁力仪用两束激光完成外磁场中原子系综极化态的制备与探测,圆偏振抽运光与外磁场平行,线偏振探测光与外磁场垂直.铷原子磁力仪采用87Rb原子D1线跃迁制备极化态原子介质,即基态52S1/2到第一激发态的52P1/2的跃迁,对应波长为795 nm.基态52S1/2的两个精细能级分别是52S1/2(Mj=−1/2)和52S1/2(Mj=+1/2),795 nm的左旋圆偏振光(σ+光子)可被处于52S1/2(Mj= −1/2)基态的87Rb原子吸收,使得87Rb原子跃迁到52P1/2(Mj=+1/2)激发态上,激发态87Rb原子通过辐射光子后跃迁到52S1/2(Mj=−1/2)或52S1/2(Mj=+1/2)基态上,左旋圆偏振光持续作用将使铷泡内绝大部分87Rb原子最终处于52S1/2(Mj=+1/2)基态上.同理,右旋圆偏振光(σ−光子)持续作用将使铷泡内绝大部分87Rb原子最终处于52S1/2(Mj=−1/2)态上.这样,圆偏振的抽运光完成了原子系综极化态的制备.这里引入二能级磁共振的经典物理图像来解释NMOR铷原子磁力仪的工作原理[19].经过抽运光作用后,极化态的87Rb原子磁矩与外磁场B近似平行或反平行.在与外磁场垂直的平面内施加角频率ω约等于拉莫尔进动频率ω0的激励磁场B′[19],原子磁矩将在实验室坐标系中做复杂的运动,而在以角频率ω旋转的转动坐标系中,原子磁矩绕B′做进动.由于铷泡内原子间频繁的碰撞,在激励磁场的作用下使大部分铷原子磁矩绕外磁场进动的相位角趋于一致,原子系综呈现出绕外磁场进动的宏观磁化强度[20].原子磁矩在旋转坐标系中进动π角度时,相当于在外磁场B量子化轴方向上原子发生了磁共振跃迁.如果激励磁场持续作用,87Rb原子将在两个基态能级间来回跃迁.本文NMOR铷原子磁力仪要求原子磁矩在旋转坐标系中进动π/2角度,即原子系综宏观磁化强度进动到与外磁场B垂直的平面内,然后关闭激励磁场.线偏振光可以看作是左、右圆偏振光的矢量叠加,当线偏振的探测光穿过铷泡时,由于原子对线偏振光中左、右圆偏成分不同的吸收和色散,导致线偏振光的偏振方向会随着原子磁矩绕外磁场的拉莫尔进动而相对原来偏振方向做摆动,用差分探测方式探测偏振光偏振方向的摆动即可获得原子磁矩拉莫尔进动自由弛豫信号,并由此信号傅里叶变换出拉莫尔进动频率.由外磁场B与拉莫尔进动频率f的依赖关系可获得外磁场大小[18]:其中γ是旋磁比.对于87Rb原子,γ/2π的值为6.99583 Hz/nT[18].NMOR铷原子磁力仪要求探测光不能过于破坏原子系综的极化态,显然探测光的频率不能等于87Rb原子的D1线跃迁频率.我们在实验中设定探测光频率相对于87Rb原子的D1线跃迁频率红失谐4 GHz.研制的NMOR铷原子磁力仪如图1所示.铷泡为Φ25 mm×50 mm的圆柱型气室,气室中充有100 Torr的氮气缓冲气体,采用交流无磁加热使铷泡工作在100◦C.待测外磁场B方向与抽运光方向平行,与探测光方向垂直.实验时抽运激光被扩束为10 mm×30 mm的长方形光斑,光强为20µW/mm2;探测光为直径2mm的圆斑,进入铷泡前光功率为100µW.原子磁力仪具体工作过程是:795 nm抽运激光经过声光调制器AOM和1/4玻片形成圆偏振光,扩束后作用在铷泡上,将87Rb原子磁矩抽运在与外磁场平行的方向上;抽运激光作用一段时间后关闭,用信号源给亥姆霍兹线圈输入特定时长的正弦交变信号以产生原理部分描述的激励磁场,驱动87Rb原子磁矩在与外磁场垂直的平面内绕外磁场B做拉莫尔进动;红失谐的探测激光经过偏振片,成为线偏振光穿过铷泡,用偏振分光棱镜(PBS)、光电探测器、差分放大电路、美国NI公司的PCI-5922数据采集卡和计算机中编写的Labview程序实现铷原子拉莫尔进动信号的提取及处理,得到外磁场大小.计算机可设定数字信号处理(DSP)模块的时序组合,实现磁场采样率的设定.DSP给声光调制器AOM、信号源和PCI-5922数据采集卡输入电平触发信号,分别控制作用于铷泡的抽运激光开或关、正弦交变磁场开或关以及PCI-5922数据采集卡的采集触发.图1中铷泡、铷泡加热模块、亥姆霍兹线圈被置于五层坡莫合金的磁屏蔽筒内,磁屏蔽筒内含有可产生精密待测磁场的线圈.本文系统地研究了NMOR铷原子磁力仪的测量范围、灵敏度、分辨率、磁场采样率这些性能指标.在具体介绍这些内容之前,有必要先描述原子磁力仪的时序控制过程及跟踪式锁频过程.首先介绍原子磁力仪时序控制过程.图2显示了NMOR铷原子磁力仪在关闭抽运光后不同时长激励磁场的作用效果,外磁场环境为10000 nT.在原理部分描述到,如果抽运光作用结束后激励磁场持续作用,87Rb原子将在两个基态能级间来回跃迁.图2(a)激励磁场作用10 ms,反映了该物理过程.图2(a)中插图显示了0.5 Ms时间内的测试结果,一个包络终止代表着87Rb原子在外磁场量子化轴方向上两个基态能级间的一次跃迁.将激励磁场作用时间设定为0.1 Ms,即原子系综的宏观磁化强度进动到与外磁场垂直的平面内,测试结果如图2(b)所示,由自由弛豫过程中的正弦信号可傅里叶变换出拉莫尔进动频率.图3(a)显示了NMOR铷原子磁力仪工作时的时序示意图;图3(b)显示在10000 nT磁场环境下获得的实测数据,原子磁力仪的工作周期T=10ms,抽运激光作用时长t1=3 ms,激励磁场作用时长t2=0.1Ms,该时序磁场采样率为100 Hz;图3(c)是图3(b)中的部分曲线的放大.其次介绍原子磁力仪跟踪式锁频过程,该过程在Labview程序中完成.Labview程序在每一个原子磁力仪工作周期内能够获得拉莫尔进动频率和外磁场数值,将前一个工作周期中获得的拉莫尔进动频率设定为下一个工作周期中信号源的输出频率,即实现了跟踪式锁频.本文描述的原子磁力仪跟踪式锁频方法与Mz光泵磁力仪不同,即使激励磁场振荡频率偏离拉莫尔进动频率很远,只要特定时长激励磁场的作用能够使原子系综横向磁化强度矢量不为零,本文描述的原子磁力仪就能够实现跟踪式锁频.为了验证跟踪式锁频能力,设计这样的实验:设定原子磁力仪工作时序为T=100Ms,t1=30ms,t2=0.1Ms.设定激励磁场振荡频率为70 kHz,对应约10000 nT的测量磁场.保持激励磁场振荡频率不改变,改变线圈电流,使测量磁场从5000nT增加至15000 nT.图4(a)显示激励磁场关闭后磁力仪获得的自由弛豫正弦信号最大振幅随着扫描磁场的变化,可以看出在10000 nT附近自由弛豫正弦信号振幅最大.从原理上讲,只要横向磁化矢量不为零,铷泡中的铷原子就能够对线偏振光中左、右圆偏成分实现吸收和色散,通过差分探测获得与磁场相关的自由弛豫正弦振荡信号.横向磁化矢量越大,会使自由弛豫正弦振荡信号的振幅越大.在工作原理部分我们重点描述了激励磁场振荡角频率ω约等于拉莫尔进动角频率ω0的情况,实际上当ω与ω0相差较大时,在转动坐标系中原子磁矩会感受一有效磁场(有效磁场的描述详见参考文献[19])的作用,且在转动坐标系中磁矩进动角频率ω1为[19]可以分析,设定ω0=ω时特定时长的激励磁场作用满足π/2的脉冲效果,使横向磁化矢量最大;而后因外界磁场改变导致ω0与ω相差较大时,在特定时长内激励磁场的作用效果ω1t2可能会出现3π/2+δ,5π/2+δ′等脉冲效果,其中δ或δ′的绝对值小于等于π/2,在转动坐标系中该脉冲效果使原子磁矩在与外磁场垂直平面内的投影矢量的模达到最大值,即横向磁化矢量达到极大值,因此图4(a)中在10000 nT两侧出现若干峰值也不难理解.图4(b)显示在上述扫描磁场过程中磁力仪输出的磁场值,在自由弛豫正弦信号振幅最小时易出现与外磁场无关的数据,图4(b)中若干跳点输出磁场值用(1)式换算成频率,发现该频率正好等于铷泡交流无磁加热的输出频率.图4(b)的实验结果表明,如果该原子磁力仪在跟踪式锁频模式下工作,在很宽的磁场范围内磁力仪能够实现瞬时锁定.设定磁场线圈电流使磁屏蔽筒内磁场在10000 nT 和9000 nT,或者50000 nT和40000 nT之间来回跃变,采用跟踪式锁频模式,实验结果如图4(c)和图4(d)所示,表明该原子磁力仪对1000 nT或10000 nT的跃变磁场能够实现瞬时锁定,分别对应着7 kHz或70 kHz的频率跃变.上述实验结果表明本文描述的原子磁力仪跟踪式闭环锁定可行,而且具有很强的闭环锁定能力.接下来详细介绍NMOR铷原子磁力仪的各项性能指标.1)磁场测量范围本文的NMOR铷原子磁力仪用精密电流源给磁屏蔽筒中的磁场线圈通入逐渐增加的电流I来检验磁场测量范围,采用跟踪式锁频模式测量外磁场B的大小,测试结果如图5所示.原子磁力仪可响应100—100000 nT范围内的磁场.图5中数据线性拟合结果为从表达式(3)可知,当线圈电流I为零时,磁屏蔽筒内有约27 nT的剩余磁场.2)灵敏度和分辨率本文采用磁场噪声功率谱密度(@1 Hz)来表征原子磁力仪的灵敏度.值得注意的是,目前一些文献采用功率谱或者均方根幅度谱来表征原子磁力仪的灵敏度,从物理意义上来说是不准确的.功率谱密度使测量独立于信号持续时间和采样数量,通过功率谱密度测量可检测信号的本底噪声.若采用功率谱或均方根幅度谱,我们在实验中发现随着采样时间的延长会得到更优的灵敏度指标,显然用于表征原子磁力仪的灵敏度指标不合理.首先分析500 nT外磁场环境下如何获得磁力仪的灵敏度指标.图6(a)显示了截取的自由弛豫正弦信号,代表经过铷泡的线偏振探测光偏振方向的摆动.图6(b)是图6(a)中数据的快速傅里叶变换(FFT),分析出的拉莫尔进动频率为3.5 kHz,对应着约500 nT的外磁场.图6(c)表示300 s时间内采集的磁场数据,磁场采样频率为10 Hz,磁场波动小于10 pT.图6(c)中插图部分显示了4 s时间内的磁场数据,原子磁力仪的磁场分辨率为0.1 pT.图6(d)是由图6(c)中磁场数据处理得到的噪声功率谱密度,用1 Hz频点附近11个数据的平均值代表原子磁力仪的灵敏度,得到灵敏度指标为0.2 pT/Hz1/2.本研究采用美国安捷伦科技公司的B2912 A型精密电流源产生待测磁场,电流源精度为10−6,当电流源输出的量程值分别为1MA,10MA,100MA,1 A时,分别对应着1 nA,10 nA,100 nA,1µA的电流分辨率.原子磁力仪测量的磁场由电流源产生,因此电流源的噪声将反映在磁力仪灵敏度指标测试中.图7显示了磁力仪灵敏度指标和线圈电流与外磁场大小的依赖关系.当I＞100 MA时,磁力仪灵敏度约为12pT/Hz1/2,对应电流分辨率为1µA;当10 MA＜I＜100 MA时(图中阴影部分),磁力仪灵敏度约为1 pT/Hz1/2,对应电流分辨率为100 nA;当1MA＜I＜10 MA时,磁力仪灵敏度约为0.2 pT/Hz1/2,对应电流分辨率为10 nA;特殊地,当I＜1 MA时,在50 nT磁场环境中磁力仪的灵敏度依旧为0.2 pT/Hz1/2,此时对应电流分辨率为1 nA.综上所述,本文的NMOR铷原子磁力仪的极限灵敏度为0.2 pT/Hz1/2.图7中线圈电流I与外磁场B在1 MA附近呈现非严格的线性关系,这是由磁屏蔽筒内的剩余磁场导致的,可参考表达式(3).3)横向弛豫时间对磁场大小的依赖关系原子系综宏观磁化强度被激励磁场作用至与外磁场垂直的平面内,该横向磁化强度将呈指数形式衰减,衰减函数的时间常数为横向弛豫时间T2,即信号幅度衰减至e−1倍所需的时间[20].本文中用y=A exp(−t/T2)函数来拟合出T2.图8(a)显示了500 nT磁场下的弛豫信号,此时原子磁力仪的工作周期T=100ms,抽运激光作用时长t1=30 Ms,激励磁场作用时长t2=5 Ms.以激励磁场关闭时为时间零点,将弛豫信号中的波峰随时间的变化曲线绘制在图8(b)中,通过指数拟合得到横向弛豫时间T2为5.946 Ms.图8(c)显示了横向弛豫时间随磁场的变化,可以看出随着磁场的增加,横向弛豫时间逐渐减小,这是由于铷泡所在区域磁场梯度的增加导致了原子系综宏观磁化强度的弛豫加快.图8(c)的实验结果对Labview程序编写时自由弛豫信号截取时长的设定具有重要参考意义.4)磁场采样率磁场采样率S是原子磁力仪的一项重要指标.目前国内光泵磁力仪磁场采样率大都小于20 Hz,而国外已出现磁场采样率为100 Hz、甚至1000 Hz的原子磁力仪[18].例如美国Geometrics公司推出的G-824 A型航空铯磁力仪的采样率达到了1000 Hz,而美国限制出口该磁力仪[18].本文的NMOR铷原子磁力仪通过设定工作周期T、抽运激光作用时长t1、激励磁场作用时长t2,可实现磁场采样率S在1—1000 Hz范围内可调.实验中当以1000 Hz磁场采样率测量10000 nT附近的恒磁场时,90%的数据落在(10000±0.1)nT以内.高磁场采样率的磁力仪可用于测量环境中低频的交变磁场,图9显示了原子磁力仪测量(10000±100)nT范围内频率为100 Hz交变磁场的实验结果,测量时激励磁场振荡频率固定为70 kHz.图9(a)是原子磁力仪采集的原始数据,随着磁场的波动原始信号的最大振幅也跟着波动;图9(b)是原子磁力仪时序示意图,设定工作周期T=1 Ms,抽运激光作用时长t1=0.3 ms,激励磁场作用时长t2=0.1 ms;图9(c)显示了测量的磁场数据.NMOR铷原子磁力仪的拉莫尔进动频率是由自由弛豫正弦信号的快速傅里叶变换曲线拟合得到,因此磁场采样率S的设定需要考虑与拉莫尔进动频率相适应,必须保证有足够多的数据能够精确拟合出拉莫尔进动频率.本文原子磁力仪在5000—100000 nT待测磁场范围内实现磁场采样率S在1—1000 Hz范围内可调,在100—5000 nT待测磁场范围内可设定S≤20 Hz.另外,本文描述的原子磁力仪在高磁场采样率条件下无法使用跟踪式锁频,这是因为跟踪式锁频步骤是在Labview程序中实现,而在程序流程中计算机与信号源通讯需要时间,采用跟踪式锁频测量时S≤20 Hz.信号源输出频率为定值时磁场采样率S可在1—1000 Hz范围内可调,参考图4(a)的实验结果,适用于测量稳定磁场附近小于1000 nT的磁场波动.本文详细地描述了NMOR铷原子磁力仪的工作原理和测量方法,系统地研究了测量范围、灵敏度、分辨率、横向弛豫时间、磁场采样率等性能指标.实验结果表明原子磁力仪测量范围为100—100000 nT,极限灵敏度为0.2 pT/Hz1/2,磁场分辨率为0.1 pT,制备的铷原子极化态横向弛豫时间在毫秒量级,磁场采样率最高可达1000 Hz.本文用噪声功率谱密度讨论原子磁力仪的灵敏度指标时考虑了精密电流源的电流噪声,该做法对磁力仪的灵敏度指标标定具有借鉴意义.本文原子磁力仪的若干性能指标在国内以及国际上都具有先进性.除了上述列出的性能指标外,磁力仪的空间分辨率也是磁力仪的一项重要指标,而本研究采用Φ25 mm×50 mm的圆柱型气室,体积较大,下一步可研究微型原子气室的原子磁力仪.本研究的原子磁力仪在生物医学、基础物理研究方面具有潜在的应用前景.本文所描述的原子磁力仪实验装置是在浙江工业大学林强教授及其团队老师吴彬、郑文强、程冰,以及浙江科技学院李曙光副教授的帮助下搭建完成的,上述研究人员在作者搭建原子磁力仪过程中给予了诸多技术资料、技术协助和有益讨论.作者本人现场参观了浙江工业大学的原子磁力仪装置,从中获得启发,完成了本文的研究内容.作者对林强教授团队表示由衷的感谢.We report a rubidiuMatoMicMagnetoMeter based on puMp-probe nonlinearMagneto-op tical rotation.The rubidiuMvapor cell is p laced in a five-layer Magnetic shield With inner coils that can generate uniforMMagnetic fields along the direction of puMp beam,and the cell is also p laced in the center of a Helmholtz coil that can generate an oscillating Magnetic field perpendicular to the direction of puMp beam.The atoMs are op tically puMped by circularly polarized puMp beaMalong a constant magnetic field in a period of time,then the puMp beaMis turned off and aπ/2 pulse of oscillating magnetic field for87Rb atoMs is app lied.A fter the above p rocess,the individual atoMic magnetic moments becoMe phase coherent,resu lting in AtransverseMagnetization vector precessing at the LarMor frequency in theMagnetic field.The linearly polarized probing beaMis perpendicular to the direction ofmagnetic field,and can be seen as a superposition of the left and right circularly polarized light.Because of the diff erent absorptions and dispersions of the left and right circularly polarized light by rubidiuMatoMs,the polarization direction of p robing beaMrotateswhen probing beaMpasses through rubidiuMvapor cell.The rotation of the polarization is subsequently converted into an electric signal through a polarizing beaMsplitter.Finally,the decay signal related to the transverseMagnetization vector isMeasured.The LarMor frequency p roportional to Magnetic field isobtained by the Fourier transforMof the decay signal.The value ofmagnetic field is calculated froMthe formula:B=(2π/γ)f,where γ and f are the gyromagnetic ratio and LarMor frequency,respectively.In order toMeasure theMagnetic field in a Wide range,the tracking lock Mode is p roposed and tested.The atoMicMagnetoMeter can track themagnetic field juMp of 1000 nT or 10000 nT,indicating that the atoMicmagnetometer has strong locking ability and can be easily locked after start-up.The Main perforMances in diff erent Magnetic fields are tested.The results shoWthat the MeasureMent range of the atoMic magnetometer isfroM100 nT to 100000 nT,the extreme sensitivity is 0.2 pT/Hz1/2,and the magnetic field resolution is 0.1 pT.The transverse relaxation tiMes of the transverse Magnetization vector in diff erent Magnetic fields are obtained,and the relaxation tiMe decreases With the increase of the Magnetic field.When the MeasureMent range is froM5000 nT to 100000 nT,themagnetic field saMp ling rate of the atoMicmagnetometer can be ad justed in a range froM1 Hz to 1000 Hz.The atoMic MagnetoMeter in high saMp ling rate can Measure weak alternating Magnetic field at loWfrequency.This paper provides an iMportant reference for developing the atoMic MagnetoMeter With large measurement range,high sensitivity and high saMp ling rate.【相关文献】[1]Xu S,C raWford C W,Rochester S,Yashchuk V,Budker D,Pines A 2008 Phys.Rev.A 78 013404[2]Maser D,Pandey S,Ring H,Ledbetter MP,Knappe S,K itching J,Budker D 2011Rev.Sci.Instrum.82 086112[3]Kornack T W,Ghosh R K,RoMalis MV 2005 Phys.Rev.Lett.95 230801[4]Meyer D,Larsen M2014 Gyroscopy and Navigation 5 75[5]C leMT R 1998 Nav.Eng.J.110 139[6]Savukov IM,Seltzer S J,RoMalis MV 2005 Phys.Rev.Lett.95 063004[7]Budker D,RoMalis MV 2007 Nat.Phys.3 227[8]Savukov I M,RoMalis MV 2005 Phys.Rev.Lett.94 123001[9]Yashchuk V V,G ranwehr J,K iMball D F,Rochester S M,Trabesinger A H,U rban JT,Budker D,Pines A 2004 Phys.Rev.Lett.93 160801[10]Liu G B,Sun X P,Gu S H,Feng JW,Zhou X 2012 Physics 41 803(in Chinese)[刘国宾,孙献平,顾思洪,冯继文,周欣2012物理41 803][11]A llred J C,LyMan R N,Kornack T W,RoMalis MV 2002 Phys.Rev.Lett.89 130801[12]KoMinis I K,Kornack T W,A llred J C,RoMalis MV 2003 Nature 422 596[13]Dang H B,Maloof A C,RoMalis MV 2010 Appl.Phys.Lett.97 151110[14]Li S G,Zhou X,Cao X C,Sheng J T,Xu Y F,Wang Z Y,Lin Q 2010 Acta Phys.Sin.59 877(in Chinese)[李曙光,周翔,曹晓超,盛继腾,徐云飞,王兆英,林强2010物理学报59 877][15]Gu Y,Shi R Y,Wang Y H 2014 Acta Phys.Sin.63 110701(in Chinese)[顾源,石荣晔,王延辉2014物理学报63 110701][16]D ing Z C,Li Y Y,Wang Z G,Yang K Y,Yuan J 2015 sers 42 0408003(in Chinese)[丁志超,李莹颖,汪之国,杨开勇,袁杰2015中国激光42 0408003][17]Wang Z G,Luo H,Fan Z F,Xie Y P 2016 Acta Phys.Sin.65 210702(in Chinese)[汪之国,罗晖,樊振方,谢元平2016物理学报65 210702][18]Dong H B,Zhang C D 2010 Chin.J.Eng.Geophys.7 460(in Chinese)[董浩斌,张昌达2010工程地球物理学报7 460][19]Wang Y Q,Wang Q J,Fu J S,Dong T Q 1986 The Theory of FrequencyStandards(Beijing:Science Press)pp168–173(in Chinese)[王义遒,王庆吉,傅济时,董太乾1986量子频标原理 (北京:科学出版社)第168—173页][20]Ek lund E J 2008 Ph.D.D issertation(USA:University of California Irvine)PACS:07.55.Ge,32.60.+i,32.80.Xx,42.50.Gy DOI:10.7498/aps.66.160701†Corresponding author.E-Mail:*******************。

光抽运铷原子钟的工作原理
光抽运铷原子钟是一种基于铷原子的精密时钟，其工作原理涉及到光抽运、冷却和检测铷原子的共振频率。

以下是光抽运铷原子钟的工作原理的详细描述：
1. 光抽运：光抽运是将铷原子从基态转移到高能级，以增强其能级结构对外界电磁场的敏感度。

通常使用脉冲激光来实现光抽运，激光波长被选择为与铷原子跃迁频率相匹配。

2. 冷却：为了减小原子的热运动对时钟频率的影响，铷原子会经过激光冷却来降低其动能。

这通常使用激光冷却技术，如莫特激光冷却，将原子束中的铷原子通过多个激光束的相互作用冷却至较低的温度。

3. 时钟运行：在冷却完毕的铷原子中，选取一个特定的跃迁能级作为时钟跃迁。

通过向铷原子中施加微波场，准确地调谐微波频率，使之与铷原子的跃迁频率达到共振。

4. 检测：在时钟工作过程中，通过观察铷原子的跃迁频率来测量时钟的频率。

一种常用的方法是使用拉曼光谱技术，通过与局域的光场相互作用，使铷原子发生跃迁。

观察这些跃迁的频率变化，可以测量出时钟的稳定性和精度。

综上所述，光抽运铷原子钟的工作原理主要包括光抽运、冷却、时钟运行和检测四个步骤，通过对铷原子的激光控制和微波调谐，可以实现一个高精度的时钟系统。

铷原子的光泵磁共振摘要：本实验我们利用DH807型光泵磁共振的实验装置研究了铷原子的光泵磁共振现象。

通过示波器我们观察了光抽运信号和光泵磁共振信号，根据实验所得的数值，算出了87Rb 的F g ，85Rb 的F g ，并与理论值做了比较，其误差在实验误差范围内，实验中我们还根据所测得数据算得了地磁场的大小。

关键词： 光抽运、磁共振、偏振。

一．引言在磁场中，塞曼分裂导致的磁能级间距通常比较小，因此，产生磁共振现象所需的能量通常位于射频或微波波段。

此波段的电磁波能量要比光频段的能量小得多，普通的光谱仪器根本无法分辨，所以对于那些磁共振信号很微弱的样品(比如气体样品)很难探测。

光泵，也称光抽运，是借助于光辐射获得原子基态超精细结构能级或塞曼子能级间粒子数的非热平衡分布的实验方法。

光泵磁共振技术实际上是将上述光抽运技术和射频或微波磁共振技术相结合的一种实验技术，它是1955年法国科学家卡斯特勒发明的。

在光泵磁共振技术中，一方面光抽运改变了磁能级上的粒子数分布，使更多的粒子参与磁共振。

另一方面采取光探测的方法而不直接测量射频量子，从而克服了磁共振信号弱的缺点，把探测灵敏度提高了七八个数量级．如今，光泵磁共振已广泛应用于基础物理研究，比如原子的磁矩、能级结构和屠因子测量。

此外，在原子频标、激光及弱磁场测量等方面，这一方法也是极为有力的实验手段。

本实验研究铷(Rb)原子的光泵磁共振现象，并测量Rb 的朗德里因子和地磁场的大小。

天然Rb 有两种同位素，丰度为72．15％的85Rb 和丰度为27．85％的87Rb 。

二． 实验原理1．Rb 原子基态及最低激发态的能级如图1所示，在第一激发能级5P 与基态5S 之间产生的跃迁是铷原子主线系的第一条谱线，谱线为双线。

2/12P 5到2/12S 5的跃迁产生的谱线为D1 线，波长是794nm ；2/12P 5 到2/12S 5的跃迁产生的谱线为D2 线，波长是780nm 。

在开磁路中利用抽运-检测型铷原子磁力仪测量软磁材料的矫
顽力
缪培贤;王涛;史彦超;高存绪;蔡志伟;柴国志;陈大勇;王建波
【期刊名称】《物理学报》
【年(卷),期】2022(71)24
【摘要】报道了在开磁路中利用抽运-检测型铷原子磁力仪测量软磁材料矫顽力的实验装置和方法.磁屏蔽筒中的本底磁场、磁化线圈和软磁样品在铷泡空间位置产生的磁场均平行于磁屏蔽筒的轴线方向;扫描磁化线圈中的电流实现软磁样品的磁化和退磁,用抽运-检测型铷原子磁力仪分别在磁化线圈中有样品和无样品的条件下测量铷泡空间位置处的磁场;在相等电流值条件下,用有样品测得的磁场值减去无样品测得的磁场值,获得软磁样品在铷泡空间位置产生的磁场,用软磁样品在铷泡位置处产生磁场为零来判定其磁化强度由饱和值减小到零的条件,用磁滞回线计算出样品的平均矫顽力.采用本文提出的测量装置和方法测量带状坡莫合金软磁样品的矫顽力,10次测量的平均值为40.63 A/m,矫顽力测量再现性以相对标准偏差表示为0.16%,该方法具有无零点漂移、复现性好、测量速度快、原位测量等优点.
【总页数】10页(P213-222)
【作者】缪培贤;王涛;史彦超;高存绪;蔡志伟;柴国志;陈大勇;王建波
【作者单位】兰州空间技术物理研究所;兰州大学
【正文语种】中文
【中图分类】G63
【相关文献】
1.铷原子磁力仪最佳抽运光强的研究
2.磁光克尔效应实验装置改进与非标软磁材料的矫顽力测量
3.抽运-检测型非线性磁光旋转铷原子磁力仪的研究
4.抽运-检测型原子磁力仪对电流源噪声的测量
5.抽运-检测型原子磁力仪对10kHz正弦交变电流的测量
因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。

铷原子的光泵磁共振实验摘要：利用光抽运效应研究铷原子超精细结构塞曼子能级的磁共振，测定金属铷原子的朗德因子F g 、地磁场强度及其倾角。

关键词：光泵、光抽运、超精细结构、塞曼子能级、朗德因子、磁共振引言：气体原子塞曼子能级之间的磁共振信号非常弱，利用磁共振的方法难于观察。

本实验利用光泵磁共振方法既保持了磁共振分辨率高的优点，同时将探测灵敏度提高了十几个数量级，能在弱磁场下(0.1-1mT)精确检测气体原子能级的超精细结构。

一、原理部分（一）铷原子基态及最低激发态的能级铷原子基态为2/12S 5，即电子的轨道量子数L=0，自旋量子数S=1/2，总角动量J= 1/2。

最低激发态2/12P 5 及2/32P 5是由L-S 耦合产生的双重态，轨道量子数L=1,自旋量子S=1/2。

2/12P 5态J=1/2；2/32P 5 态J=3/2。

在能级5P 与5S 之间产生的跃迁是铷原子主线系的第一条线，为双线。

2/12P 5到2/12S 5的跃迁产生的谱线为D1 线，波长是7948Å；2/32P 5 到2/12S 5的跃迁产生的谱线为D2 线，波长是7800Å。

核自旋 I = 0 的原子的价电子L-S 耦合后总角动量J P与原子总磁矩J μ的关系为I ≠0时，Rb 87I = 3/2，Rb 85I = 5/2。

设核自旋角动量为I P ，核磁矩为I μ，I P 与J P 耦合成F P ，有F P =I P +J P 。

耦合后的总量子数F= I+J,…,| I-J |。

Rb 87基态F 有两个值，F = 2 及F = 1；Rb 85基态有F = 3 及F = 2。

由F 量子数表征的能级称为超精细结构能级。

原子总角动量F P 与总磁矩F μ之间的关系为：在磁场中原子的超精细结构能级产生塞曼分裂（弱场时为反常塞曼效应），磁量子数F m ＝F, F-1, … ,-F ，即分裂成2F ＋1 个能量间隔基本相等的塞曼子能级，如图一所示。

激光抽运铷原子频标实验研究宁小玲;康松柏;赵峰;钟达;梅刚华【摘要】Polarization spectroscopy of saturated absorption was used to lock laser frequency and set up an experimental system of laser-pumped rubidium atomic frequency standard. A preliminary frequency stability measurement was carried out, the results of which showed that a short-term frequency stability of 1.2× 10-11τ-1/2 was achieved. By analyzing the results, we proposed some approaches to improve the performance of the frequency standard.%采用饱和吸收偏振稳频半导体激光器,建立了激光抽运铷频标实验系统.实现了该系统的闭环锁定.进行了频率稳定度的初步测试,短期稳定度为1.2×10-11τ-1/2.对测试结果进行了分析,并提出了相应的改进措施.【期刊名称】《波谱学杂志》【年(卷),期】2011(028)001【总页数】6页(P109-114)【关键词】铷原子频标;外腔半导体激光器;激光稳频;频率稳定度【作者】宁小玲;康松柏;赵峰;钟达;梅刚华【作者单位】中国科学院原子频标重点实验室(武汉物理与数学研究所),湖北武汉430071;中国科学院研究生院,北京100049;中国科学院原子频标重点实验室(武汉物理与数学研究所),湖北武汉430071;中国科学院研究生院,北京100049;中国科学院原子频标重点实验室(武汉物理与数学研究所),湖北武汉430071;中国科学院原子频标重点实验室(武汉物理与数学研究所),湖北武汉430071;中国科学院原子频标重点实验室(武汉物理与数学研究所),湖北武汉430071【正文语种】中文【中图分类】O455.1引言铷原子频标以其体积小、功耗低、可靠性高[1]等特点而被广泛应用于定位导航、时间同步、同步通讯等领域. 传统铷原子频标采用无极放电灯作为抽运光源，光功率谱密度低，抽运效率受到限制，使得物理系统原子利用率只有千分之几. 因此，传统铷原子频标的短期稳定度被限制在1×10-12 τ-1/2左右[2]. 激光具有光谱纯、线宽窄、功率谱密度大的特点，利用半导体激光器替代传统铷频标中的无极放电灯作为抽运光源，可以有效提高物理系统原子利用率，从而使铷频标的稳定度指标得到改进. 目前实验上已经实现的激光抽运铷频标， 87Rb原子抽运效率达到41.3%[3]，短期稳定度达到3×10-13 τ-1/2 [4].本文在传统铷频标基础上，用一台稳频外腔式半导体激光器(ECDL)替代光谱灯作为抽运光，搭建了一套激光抽运铷频标实验系统，进行了实验测试及分析.1 实验原理与装置实验装置如图1所示. 实验采用的激光器为Optoquantum 公司生产的Hawkeye780型外腔半导体激光器，激光波长约为780 nm，线宽<500 kHz. 激光束由偏振分光镜PBS1分为2束，光束A进入激光稳频系统，用于激光稳频，光束B进入铷钟腔泡系统，对原子进行抽运. 激光稳频采用饱和吸收偏振稳频方案[5]. A光束经厚玻片Slide分为一束弱的探测光与一束强的抽运光. 探测光经过λ/2片后，变为偏振面与PBS2的Z主轴成45°夹角的线偏振光，再穿过充有天然铷的饱和吸收泡，经PBS2分束后，由光电池D1与D2探测. 抽运光通过λ/4片后变为圆偏振光，经45°M与90°M的反射，沿探测光反方向进入饱和吸收泡. 由于圆偏振抽运光σ+(或σ-)仅能诱导Δm=1(或Δm=-1)的原子跃迁，导致原子基态的子能级布局不均匀，等效于相对角动量取向各向异性，类似于法拉第效应，使线偏振探测光通过吸收泡时发生双折射，偏振面发生微小转动[6]， D1与D2探测到的两路信号将有微小差异. 两信号经过差分后送入激光稳频电路，通过处理得到直流纠偏电压，并反馈到激光器压电陶瓷PZT上，将激光频率锁定在87Rb 原子饱和吸收峰的中心频率上.图1 实验装置图Fig.1 The set-up diagram of experiment铷钟的工作过程为，稳频激光输出的B光束经过凸透镜L1与L2扩展为Φ8 mm 的平行光束，射入充有87Rb蒸汽原子及缓冲气体的吸收泡，将87Rb原子从基态的F=1抽运到F=2上，形成粒子数反转. 压控晶体振荡器VCXO输出10 MHz 信号，该信号经倍频、综合和调制后，输出约6 834.68 MHz的受调微波信号，激励铷原子基态的(0， 0)跃迁，光电池D3将探测到交流鉴频信号. 该信号经相敏检波及放大后，转变为一定极性的直流纠偏电压，反馈到VCXO压控端，将其频率锁定在原子谱线中心频率上.2 实验结果激光稳频采用规格为Φ20 mm×100 mm的饱和吸收泡. 无抽运光时，旋转λ/2片使PBS2分束的2路光光强相等. 图2是87Rb原子D2线b线的饱和吸收谱. 激光频率稳定在F=1→F′=CO 0-1的饱和吸收峰上，吸收峰的半高宽约为25 MHz，激光稳定后的波长为780.232 nm.图2 87Rb原子D2线b线的饱和吸收谱Fig.2 87Rb saturated absorption spectrum of line b in D2该铷频标直接采用本实验室现有的电路模块. 物理系统由稳频激光器和腔泡系统构成. 该腔泡系统采用本实验室研制的开槽管式微波腔[7]，腔的有载Q值约为400. 吸收泡外径为14 mm，内部充有同位素87Rb，工作温度为68 ℃. 腔内馈入的微波功率约为-25 dBm. C场电流为3 mA，在腔内约产生0.03 mT的平均磁场，背景光强约为50 μW/cm2. 通过调试与参数优化，实现了铷频标的闭环锁定. 初步测量了频标的稳定度指标，如图3所示. 100 s以下的短期稳定度为1.2×10-11 τ-1/2.图3 激光抽运铷频标稳定度Fig.3 Frequency stability of laser-pumped 87Rb frequency standard3 结果分析与讨论铷频标的频率稳定度(Allan方差)与其噪声功率谱密度Sy(f)的关系为[2， 8]：(1)(1)式中fm为微波的调制频率. 设铷频标的噪声为散弹噪声，推出铷频标的短期稳定度为[2， 8]：(2)(2)式中为散弹噪声， q为电子电量， Ibg为背景光电流，νRb为铷钟的跃迁频率(6.834 GHz)， D为鉴频斜率. 实验测得散弹噪声约为3 鉴频斜率D为0.85nA/Hz. 将上述两值带入(2)式，可得到铷频标短期稳定度的理论值为3.5×10-13 τ-1/2.频率稳定度的实测值为1.2×10-11 τ-1/2，远不如理论预测值，这说明系统存在其他更主要的噪声，破坏了稳定度指标. 通过实验分析，我们认为这种噪声主要是激光的幅度噪声.激光的幅度噪声通过光频移来影响频率的稳定度. 根据电磁场的Stark效应理论，在激光光场中，铷钟跃迁频率的频移量ΔνRb为[4]：(3)(3)式中νL为激光频率，ν0为87Rb原子从基态F=1能级到激发态52P3/2能级的跃迁频率，即铷钟的抽运跃迁频率，1/Γ为原子激发态的寿命，ΩR是激光的Rabi频率，激光光强I与|ΩR|2成正比. 由(3)式可知，频移量与激光的光强和频率有关.定义铷钟的跃迁频率随激光光强变化的频移系数α为:(4)由(3)、 (4)式可知，频移系数α与激光频率νL及能级寿命1/Γ有关. 激光频率νL 偏离ν0的失谐量越小，α越小，则激光的幅度噪声通过光频移对铷钟稳定性的影响越小. 在激光幅度噪声的影响下，铷频标输出10 MHz标准频率信号的稳定度可表示为[9]：(5)图4 87Rb原子能级跃迁图 Fig.4 The scheme of 87Rb atomic transtion (5)式中RIN为激光光强在调制频率fm处的相对强度噪声，根据已有文献[7]的测量结果， ECDL激光器在136 Hz处的RIN约在1×10-12 Hz-1量级. 在铷钟锁定时，实验测得光强相对变化量ΔI/I为1%时，铷钟的跃迁频率相对变化量ΔνRb/νRb约为6.5×10-8，带入(5)式算得铷钟的频率稳定度为4.6×10-12τ-1/2. 频移系数α偏大是造成上述稳定度值较大的主要原因. 引起频移系数α偏大的原因有多种. 首先，激光的锁定频率νL偏离ν0的失谐量较大，使频移系数α较大. 图4给出了激光锁定频率νL与铷钟抽运跃迁频率ν0对应的87Rb原子能级跃迁，由图可知，二者之间的失谐量约为266.1 MHz. 考虑到吸收泡内缓冲气体会造成ν0一定程度上的压力频移，该失谐量会发生改变，但变化量相对较小. 其次，由于激光光谱线性与谱灯光谱线性存在很大的差异，而吸收泡内的缓冲气体种类、配比及气压是针对减小谱灯抽运引起的光频移设计的，直接将其应用于激光抽运铷频标中，会使频移量对光强的变化较敏感[4].综上所述，对于本实验的铷频标系统，激光幅度噪声是影响其短期稳定度的主要原因，其短期稳定度被限制在4.6×10-12τ-1/2. 该结果与实验结果仍然存在差异，这是由于实验光路较长，系统抗震性较差，外界震动容易通过光路及稳频电路破坏激光幅度及频率的稳定性，造成实际激光幅度噪声与频率噪声比上文引用的典型值要大，从而影响铷钟的稳定性. 优化光路，加强系统机械结构的稳定性，能将该激光抽运铷频标的稳定度提高到10-12τ-1/2量级. 除此之外，激光的频率噪声也会通过光频移影响铷钟频率的稳定度.由(5)式可知，减小频移系数α，能有效提高铷钟的短期稳定度. 因此，采取以下几种措施可降低光频移的影响. (1)运用声光调制器AOM调节激光频率，减小激光频率与ν0之间的失谐量，从而减小光强的频移系数α. (2)适当调整吸收泡内缓冲气体气压，利用压力频移来减小激光频率与ν0之间的失谐量，以减小频移系数α [4]. (3)改用DAVLL激光稳频方案，理论上能将激光频率锁定在原子多普勒吸收峰上的任何一点，可自由调整激光锁定频率，从而减小光强的频移系数α. (4)针对激光抽运优化吸收泡内缓冲气体种类及配比，以减小频移系数α. 除此之外，改进激光稳频方案、减短光路、防止空气流动，均能减小外界震动引起的激光幅度及频率噪声，从而减小二者通过光频移对铷钟频率稳定度的影响.4 结论采用了饱和吸收偏振稳频法，将激光频率稳定在87Rb原子D2线b线的F=1→F′=CO 0-1饱和吸收峰上. 基于传统的铷频标系统，利用稳频激光器代替传统谱灯作为抽运光，搭建了激光抽运铷频标实验系统，实现了闭环锁定. 初步测量该系统的短期稳定度为1.2×10-11 τ-1/2，与理论预计值3.5×10-13 τ-1/2尚存在较大差异. 对此分析了引起短稳指标变差的原因，并提出了相应的改进措施. 相信通过进一步的参数优化，能将激光抽运铷频标的短期稳定度指标不断提高，以至最终接近理论预期值.参考文献:【相关文献】[1] Wang Yi-qiu(王义遒), Wang Qing-ji(王庆吉), Fu Ji-shi(傅济时)， et al. The Theory of Frequency Standards (量子频标原理)[M] . Beijing(北京): Science Press(科学出版社), 1986. 366-395.[2] Mileti G, Deng J Q, Walls F L, et al. Recent progress in laser-pumped rubidium gas cell frequency standards[C]. International frequency control symposium, IEEE, 1996.[3] Besedina A, Gevirkyan A, Zholnerov V. The efficiency investigation of 87Rb atomic beam laser pumping for designing a quantum discriminator for high-performance space-borne atomic beam frequency standard[C]. France: Proc of the 19th EFTF, Besancon, 2005. 324-330.[4] Deng J Q, Mileti G, Jennings D A. Improving the short term stability of laser pumped Rb clock by reducing the effects of the interrogation oscillator[C]. International frequency control symposium, IEEE, 1997. 438-445.[5] Xu Ke-zun(徐克尊). The Advanced of atomic and molecule Physics(高等原子分子物理学)[M]. Beijing(北京): Science Press(科学出版社), 2006. 275.[6] Pearman C P, Adams C S, Cox S G, et al. Polarization spectroscopy of a closed atomic transition: applications to laser frequency locking[J]. J Phys B: At Mol Opt Phys, 2002, 35: 5 141-5 151.[7] Mei G H, Zhong D, An S F, et al. 2001 Miniaturized microwave caviey for atomic frequency patend No.6 225 870 B1[C]. 2001.[8] Mileti G, Thomann P. Study of the S/N performance of passive atomic clocks using a laser pumped vapor[C]. Proc 9th European Frequency and Time Fortum, 1995. 271-276.[9] Vanier J, Mandache C. The passive optically pumped Rb frequency standard: the laser approach[J]. Appl Phys B, 2007, 87: 565-593.。

铷原子的光泵磁共振实验报告摘要：本实验利用光泵磁共振技术实现了对Rb 原子能级结构的探测。

用光探测的方法在示波器上观察并记录核磁共振时光抽运信号，从而计算出了87b R 和85b R 的朗德g 因子，并对地磁场进行了测量。

关键词：光泵磁共振 Rb 原子 光探测 一，引言光泵，也成光抽运，是借助于光辐射获得原子基态超精细结构能级或塞曼能级间粒子数的非热平衡分布的实验方法。

光泵次共振技术是由法国物理学家卡斯特勒在1950年首创的。

它的基本思想是利用光的抽运效应造成原子基态塞曼能级上粒子布居的偏极化，即偏离热平衡时所遵循的波尔兹曼分布。

然后利用磁共振效应对这种偏极化布居进行扰动，使光的抽运速率变化。

通过对抽运速率变化的探测来研究原子的能级结构。

光泵磁共振技术巧妙地利用了光探测的高灵敏度和磁共振的高分辨率，从而克服了磁共振信号弱的缺点，把探测灵敏度提高了七八个数量级。

由于光磁共振在基础物理研究、量子频标技术和弱磁场测定等方面都有着重要的应用价值，因此卡斯特勒获得了1966年的诺贝尔奖。

二，实验原理1， Rb 原子基态及最低激发态能级Rb 是碱金属原子，其基态为215S 。

离5s 能级最近的激发态是5p ，此激发态是双重态：2125P 和2325P 。

电子由5p 跃迁到5s 所产生的光辐射是Rb 原子主线系的第一条线，为双线，其强度在Rb 灯光谱中特别高，其中2125P 到2125S 跃迁产生的谱线称为D1线，波长是794.8nm ，而2325P 到2125S 跃迁产生的谱线称为D1线，波长为780.nm 。

在核自旋I=0时，原子的价电子经L-S 耦合后总角动量J P 与原子总磁矩J μ的关系为eeg 2m J JJ P μ=- (1)(1)(1)g 12(1)J J J L L S S J J +-+++=++ (1)但当I ≠0时，原子总角动量还要考虑核的贡献。

设核自旋角动量为I P ，核磁矩为I μ，I P 和J P 耦合成F P ，于是有F I J P P P =+，耦合后总量子数,,F I J I J =+- 。