楊煜林 白樂(lè)樂(lè) 張露露 何軍2) 溫馨3) 王軍民2)?

1) (山西大學(xué)光電研究所, 量子光學(xué)與光量子器件國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 太原 030006)

2) (山西大學(xué), 教育部-山西省-省部共建極端光學(xué)協(xié)同創(chuàng)新中心, 太原 030006)

3) (清華大學(xué)物理系, 北京 100084)

自旋噪聲譜是一種測(cè)量自旋漲落的光譜技術(shù), 由于無(wú)擾動(dòng)的測(cè)量機(jī)制, 其光譜信號(hào)非常微弱. 本文基于含有一定壓力的緩沖氣體的天然豐度銣原子氣室, 搭建了無(wú)外磁干擾的銣原子系綜自旋噪聲譜測(cè)量裝置, 獲得了微弱的銣原子系綜自旋噪聲譜信號(hào), 實(shí)現(xiàn)了對(duì)銣原子系綜自旋特性的測(cè)量與表征. 研究了探測(cè)光光強(qiáng)、頻率失諧量、銣原子數(shù)密度等參數(shù)對(duì)自旋噪聲譜信號(hào)的影響. 自旋噪聲譜信號(hào)的積分與探測(cè)光光強(qiáng)的平方成正比, 光強(qiáng)會(huì)展寬自旋噪聲譜的半高全寬. 自旋噪聲譜信號(hào)的積分依賴于探測(cè)光的失諧量, 共振處呈現(xiàn)凹陷,這是由一定壓力的緩沖氣體的充入引起均勻展寬所導(dǎo)致. 自旋噪聲信號(hào)的積分與原子數(shù)密度的1/2 次冪成正比. 本研究有助于銣原子自旋噪聲譜技術(shù)應(yīng)用于磁場(chǎng)的精密測(cè)量等方面, 也為高信噪比、小型化銣原子自旋噪聲譜測(cè)量系統(tǒng)的研制提供了參考.

1 引 言

噪聲的研究可以揭示系統(tǒng)的某些固有屬性. 例如: 電流中的散粒噪聲反映了載流子電荷的數(shù)目漲落; 電子系統(tǒng)的溫度相關(guān)的熱噪聲(Johnson 噪聲)反映了系統(tǒng)的電壓漲落[1]. 自旋噪聲(spin noise)在1946 年由Bloch 等[2]首次提出, 它表示核自旋系統(tǒng)中自旋向上和向下的隨機(jī)漲落. 根據(jù)統(tǒng)計(jì)學(xué)原理, 對(duì)于包含N個(gè)磁性粒子且粒子之間相互作用可忽略的系統(tǒng), 在熱平衡態(tài)下其平均磁矩起伏正比于. 1981 年, Aleksandrov 和Zapasskii[3]實(shí)驗(yàn)上驗(yàn)證了堿金屬原子的自旋噪聲可以利用失諧激光以無(wú)擾動(dòng)的方式通過(guò)法拉第旋轉(zhuǎn)記錄下來(lái).1985 年, 原子核的自旋噪聲首次由Sleator 等[4]測(cè)量得到. 2004 年, Crooker 等[5]基于法拉第旋轉(zhuǎn)的光譜技術(shù)(自旋噪聲譜, SNS), 對(duì)堿金屬原子的自旋噪聲進(jìn)行了高信噪比的測(cè)量, 并預(yù)言了該光學(xué)技術(shù)在半導(dǎo)體自旋動(dòng)力學(xué)及量子信息處理等方面的應(yīng)用前景. 近年來(lái), 隨著探測(cè)方案的優(yōu)化、數(shù)據(jù)采集及數(shù)據(jù)處理能力的提高, 自旋噪聲譜技術(shù)成為非擾動(dòng)光學(xué)探測(cè)的最佳手段之一[6?9]. 2007 年,R?mer 等[10]首次利用實(shí)時(shí)傅里葉變換的高速采集卡來(lái)提高數(shù)據(jù)利用率, 將測(cè)量時(shí)間縮短兩個(gè)數(shù)量級(jí), 大大提高了信噪比. 與此同時(shí), 相位控制技術(shù)及平衡零拍探測(cè)也是實(shí)現(xiàn)高信噪比及靈敏度的光學(xué)探測(cè)手段[11]. 此外, 偏振壓縮光的使用可以突破散粒噪聲的限制, 進(jìn)一步提高了自旋噪聲譜的信噪比[12,13]. 自旋噪聲譜技術(shù)有助于進(jìn)行一些基礎(chǔ)物理量的測(cè)量, 包括同位素豐度比、朗德g因子、自旋相干壽命、超精細(xì)分裂、核自旋及核磁矩等的測(cè)量表征. 該技術(shù)除了研究傳統(tǒng)的堿金屬原子及半導(dǎo)體材料[14]之外, 還應(yīng)用于納米線[15]、量子點(diǎn)[16,17]等自旋系統(tǒng).

本文搭建了銣原子系綜自旋噪聲譜測(cè)量裝置,實(shí)驗(yàn)研究了探測(cè)光光強(qiáng)、頻率失諧量、銣原子數(shù)密度等參數(shù)對(duì)自旋噪聲譜信號(hào)的影響.

2 實(shí)驗(yàn)原理及裝置

2.1 實(shí)驗(yàn)原理

自旋噪聲譜是將自旋隨機(jī)漲落映射在線偏振光偏振面的旋轉(zhuǎn)上, 其基本物理機(jī)理是法拉第旋轉(zhuǎn)的圓雙折射檢測(cè). 自旋噪聲譜技術(shù)的主要特點(diǎn)在于探測(cè)光光強(qiáng)小且大失諧于原子躍遷線, 對(duì)原子系綜實(shí)現(xiàn)無(wú)擾動(dòng)的光學(xué)探測(cè). 采用Voigt 型[18]自旋噪聲測(cè)量裝置, 磁場(chǎng)B與探測(cè)光方向垂直. 實(shí)驗(yàn)原理示意圖如圖1, 失諧于銣原子D1 線的線偏振光作為探測(cè)光, 偏振面平行于磁場(chǎng)B. 探測(cè)光穿過(guò)由銣原子氣室、λ/2 波片、沃拉斯頓(Wollaston)棱鏡及差分探測(cè)器(DPD)構(gòu)成的偏振干涉儀. 無(wú)磁場(chǎng)時(shí)設(shè)置λ/2 波片使差分探測(cè)器輸出置零. 將銣原子氣室的前內(nèi)壁和后內(nèi)壁看作兩個(gè)分束器, 氣室內(nèi)光束路徑長(zhǎng)度為L(zhǎng), p偏振光在第一個(gè)分束器分解為空間上不分離等大的左旋圓偏光σ+和右旋圓偏光σ–本征矢量, 它們?cè)阢溤託馐覂?nèi)光束路徑上干涉. 磁場(chǎng)B使銣原子基態(tài)Zeeman 態(tài)分裂, 由于存在分裂間距頻率(νL=γ×B)相同的交流真空電磁場(chǎng), 其隨機(jī)漲落誘導(dǎo)銣原子基態(tài)相鄰Zeeman態(tài)的磁偶極躍遷, 銣原子基態(tài)以拉莫爾頻率被隨機(jī)極化. 銣原子系綜對(duì)左旋圓偏光σ+、右旋圓偏光σ–分量的吸收系數(shù)a±隨之漲落. 根據(jù)Kramers–Kronig 關(guān)系,σ+、σ–光的折射率n±也不同[5]. 因此兩正交分量的光程差L(n+-n?) 不為零, 在第二個(gè)分束器處矢量合成線偏光. 穿過(guò)銣原子氣室的線偏光偏振面與入射光相比有頻率為νL的微弱的隨機(jī)旋轉(zhuǎn)角θ. 探測(cè)器輸出的光電流強(qiáng)度表征偏振光場(chǎng)的正交分量差值. 光電流信號(hào)送入快速傅里葉變換(FFT)分析儀, 從而得到自旋噪聲譜[19,20].

圖1 銣原子系綜自旋噪聲譜的測(cè)量原理示意圖Fig. 1. Schematic diagram of rubidium atomic ensemble spin noise spectroscopy measurement.

2.2 實(shí)驗(yàn)裝置

實(shí)驗(yàn)裝置如圖2 所示, 795 nm 波長(zhǎng)激光束由DBR 半導(dǎo)體激光器輸出. 整形后激光主要分成三部分: 一部分較弱激光進(jìn)入高精度波長(zhǎng)計(jì)(Topica-Amstrong, High Finess WS-7)進(jìn)行實(shí)時(shí)波長(zhǎng)監(jiān)測(cè);另一部分激光通過(guò)天然豐度的銣原子氣室, 通過(guò)銣原子D1 線飽和吸收譜實(shí)現(xiàn)激光頻率與銣原子躍遷線的失諧量監(jiān)測(cè). 飽和吸收譜如圖3 所示， 其中Fg為Rb原子基態(tài)總角動(dòng)量量子數(shù),Fe為Rb 原子激發(fā)態(tài)總角動(dòng)量量子數(shù); 激光主要部分經(jīng)過(guò)高消光比的Glan Taylor 棱鏡得到線偏振光束, 通過(guò)一定焦距的透鏡使光斑聚焦, 穿過(guò)原子氣室. 原子氣室被放置在無(wú)磁保溫材料的爐子內(nèi)加熱控溫. 含原子氣室的爐子放置于磁屏蔽筒中心. 輸出激光信號(hào)經(jīng)λ/2波片和Wollaston 棱鏡(相對(duì)垂直偏振設(shè)置在45°)分束, 利用可變?cè)鲆娴牟罘止怆娞綔y(cè)器(PDB)(Thorabs PDB450)探測(cè), 該探測(cè)方式對(duì)偏振面旋轉(zhuǎn)信號(hào)敏感, 且能消除共模噪聲[21]. 最后通過(guò)FFT動(dòng)態(tài)分析儀(ZI Instrument MFLI)進(jìn)行分析, 得到自旋噪聲譜.

本實(shí)驗(yàn)具有良好的實(shí)驗(yàn)條件. 1) 激光器使用Photodigm 公司的795 nm 波長(zhǎng)的DBR型半導(dǎo)體激光器, 在MHz分析頻率段, 輸出激光的強(qiáng)度噪聲可達(dá)到散粒噪聲水平, 光子數(shù)滿足且由于探測(cè)光大失諧于原子躍遷線, 探測(cè)光的位相噪聲不通過(guò)銣原子系綜向光場(chǎng)的強(qiáng)度噪聲轉(zhuǎn)換.2) 采用天然豐度的圓柱型銣原子氣室,φ= 20 mm,L= 30 mm, 內(nèi)部充有10 Torr ( 1 Torr≈133.3 Pa )氖氣(Ne)和20 Torr 氦氣(He)作為緩沖氣體. 無(wú)緩沖氣體情況下, 由于銣原子和氣室內(nèi)壁碰撞導(dǎo)致

圖2 銣原子系綜自旋噪聲測(cè)量的實(shí)驗(yàn)裝置示意圖. λ/2, 1/2 波片; APP, 整形棱鏡對(duì); ISO, 光隔離器; PBS, 偏振分光棱鏡;NDF, 衰減片; M, 0°高反鏡; λ/4, 1/4 波片; PD, 光電探測(cè)器; HF, 45°高反鏡; DPD, 差分探測(cè)器Fig. 2. Schematic diagram of experimental setup for measuring rubidium atomic ensemble's spin noise spectroscopy. λ/2, half-wave plate; APP, anamorphic prism pairs; ISO, optical isolator;, PBS, polarization beam splitter cube; NDF, neutral density filter; M, 0°high-reflectivity mirror; λ/4, quarter-wave plate; PD, photodetector; HF, 45° high -reflectivity mirror; DPD, differential photodiode.

圖3 銣原子D1 線飽和吸收光譜Fig. 3. Saturation absorption spectra of rubidium atomic D1 line.

其自旋弛豫時(shí)間縮短, 銣原子系綜的自旋噪聲譜線寬被非均勻展寬, 為高斯線型. 而Ne 和He 是惰性氣體, 銣原子和其碰撞時(shí), 基本上不改變銣原子的自旋態(tài). 緩沖氣體可以有效減少銣原子之間、銣原子和氣室內(nèi)壁的自旋破壞碰撞, 延長(zhǎng)銣原子自旋的橫向弛豫時(shí)間T2, 使自旋噪聲譜本征半高全寬νh更窄,[14]. 因此, 選用有一定壓力緩沖氣體的銣原子氣室作為介質(zhì), 此時(shí)銣原子系綜的自旋噪聲譜為均勻展寬的洛倫茲線型[22]. 原子氣室內(nèi)壁鍍石蠟抗自旋弛豫膜也可以延長(zhǎng)銣原子自旋的橫向弛豫時(shí)間, 但不能耐受高溫. 3) 放置銣原子氣室的屏蔽筒由四層高磁導(dǎo)率坡莫合金構(gòu)成, 原子氣室處的剩磁小于2 nT. 由此屏蔽了地磁和實(shí)驗(yàn)室環(huán)境磁場(chǎng), 避免磁場(chǎng)造成自旋噪聲譜的漂移、展寬和干擾. 實(shí)驗(yàn)中磁場(chǎng)B為由低噪聲恒流源驅(qū)動(dòng)的磁屏蔽筒內(nèi)的橫向線圈產(chǎn)生. 采用交變電流加熱技術(shù)及控溫儀實(shí)現(xiàn)原子氣室的加熱控溫, 為避開(kāi)實(shí)驗(yàn)研究關(guān)心的MHz 頻段, 加熱電流頻率設(shè)為600 kHz[23]. 4) Glan Taylor 棱鏡消光比達(dá)20000∶1,探測(cè)光為高偏振度的線偏光. Wollaston棱鏡也是高消光比的光學(xué)元件, 對(duì)微弱偏振面旋轉(zhuǎn)很敏感.Thorlabs 公司 PDB450 型差分探測(cè)器在 MHz 的共模抑制比達(dá)到45 dB, 有效抑制測(cè)量系統(tǒng)的共模噪聲.

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果及討論

探測(cè)光頻率相對(duì)于87Rb 原子52S1/2(F= 2) ?52P1/2(F'= 1)超精細(xì)躍遷線失諧–10 GHz, 功率500 μW, 高斯直徑約15 μm, 原子氣室溫度T=50 ℃, 所加橫向磁場(chǎng)B= 3.448 G (1 G = 10–4T).圖4 所示為典型自旋噪聲譜, 黑線為實(shí)驗(yàn)測(cè)得的自旋噪聲譜數(shù)據(jù), 紅色曲線為85Rb 自旋噪聲譜的洛倫茲線型擬合曲線, 藍(lán)色曲線為87Rb自旋噪聲譜的洛倫茲線型擬合曲線. 峰值所對(duì)應(yīng)的橫坐標(biāo)為銣原子在磁場(chǎng)中的拉莫爾進(jìn)動(dòng)頻率νL, 分別約為1.596 和2.408 MHz. 洛倫茲曲線半高全寬 Δν分別約為82.15 和83.74 kHz. 本實(shí)驗(yàn)條件下, 由于橫向磁場(chǎng)B在原子氣室長(zhǎng)度L上的不均勻和探測(cè)光的線寬、探測(cè)光頻率起伏、光強(qiáng)起伏、光強(qiáng)橫向在空間中不均勻[9]等因素的影響, Δν為銣原子自旋噪聲譜本征半高全寬νh的上限值, 可知銣原子自旋的橫向弛豫時(shí)間85T2＞3.87 μs,87T2＞3.80 μs . 銣原子的朗德因子gF取決于角動(dòng)量量子數(shù),

其中h為普朗克常數(shù),μB為玻爾磁子,B為外加橫向磁場(chǎng), 經(jīng)計(jì)算可得85Rb 與87Rb 對(duì)應(yīng)的基態(tài)的朗德gF因 子 分 別 為85gF≈0.33516 和87gF≈0.50049 ,與 理 論 值85gF=1/3 和87gF=1/2 近 似 相 等, 同 時(shí)根據(jù)(2)式可以得到兩種同位素對(duì)應(yīng)的旋磁比分別為85γ ≈4.69098 Hz/nT ,87γ ≈7.00061 Hz/nT ,與理論值85γ ≈4.681 Hz/nT,87γ ≈7.010 Hz/nT 接近.

圖4 典型的熱平衡狀態(tài)下銣原子自旋噪聲譜Fig. 4. Spin noise spectra of rubidium atoms in a thermal equilibrium state.

3.1 自旋噪聲譜與探測(cè)光光強(qiáng)的關(guān)系

圖5(a)給出了自旋噪聲譜功率譜密度隨探測(cè)光功率的變化. 其他條件相同, 探測(cè)光功率由200 μW 增大至5.0 mW, 自旋噪聲信號(hào)幅度隨之增大, 信號(hào)峰的半高全寬也展寬. 根據(jù)銣原子自旋噪聲譜的本征線寬只與銣原子自旋的橫向弛豫時(shí)間有關(guān), 可知探測(cè)光光強(qiáng)對(duì)自旋噪聲譜的展寬應(yīng)被充分消除才能得到本征線寬, 即測(cè)得銣原子自旋橫向弛豫時(shí)間的必要條件之一是足夠小的探測(cè)光光強(qiáng).

分別對(duì)85Rb 與87Rb 原子的自旋噪聲譜進(jìn)行洛倫茲線型擬合, 積分得到其面積, 可以得到自旋噪聲譜的信號(hào)幅度與探測(cè)光光強(qiáng)的關(guān)系, 如圖5(b)所示. 差分探測(cè)輸出的偏振面旋轉(zhuǎn)信號(hào)F正比于光強(qiáng)I, 而自旋噪聲峰信號(hào)幅度S是對(duì)偏振面旋轉(zhuǎn)角信號(hào)進(jìn)行FFT 變換再取模平方得到的, 因此積分的自旋噪聲譜信號(hào)大小與光強(qiáng)I之間的關(guān)系為S ∝F2∝I2, 設(shè)系數(shù)為κ, 即S=κ×I2.κ與原子數(shù)密度、探測(cè)光的頻率失諧量、橫向磁場(chǎng)等參數(shù)相關(guān). 擬合實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)得到本實(shí)驗(yàn)條件下κ85Rb=0.71 ,κ87Rb=0.20.

圖5 (a) 不同探測(cè)光光強(qiáng)下的銣原子自旋噪聲譜; (b)自旋噪聲譜信號(hào)幅度與探測(cè)光光強(qiáng)的關(guān)系, S=κ×I2 擬合數(shù)據(jù)Fig. 5. (a) Rubidium spin noise spectra at different probe optical instensity; (b) relationship between spin noise spectrum signal amplitude and probe optical intensity, with the data fitted by S=κ×I2 .

3.2 自旋噪聲譜信號(hào)與探測(cè)光頻率失諧的關(guān)系

探測(cè)光光強(qiáng)約17.0 × 105mW/cm2, 橫向磁場(chǎng)B= 0.345 G, 原子氣室溫度T= 50 ℃. 改變探測(cè)光頻率, 圖6(a)是同一氣室的銣原子D1 線透射譜, 黑色方塊為對(duì)應(yīng)探測(cè)光頻率處的透射率, 洛倫茲擬合得到紅色曲線的半高全寬 Δνt為6.9 GHz.與圖3 對(duì)比,85Rb 和87Rb 原子不同基態(tài)、激發(fā)態(tài)精細(xì)結(jié)構(gòu)的譜線被覆蓋, 主要展寬原因是探測(cè)光的強(qiáng)度展寬. 弱探測(cè)光時(shí)測(cè)透射譜得到的碰撞展寬約為1 GHz. 緩沖氣體壓強(qiáng)增大透射譜會(huì)進(jìn)一步展寬. 透射信號(hào)谷底中心頻率標(biāo)為?=0 . （注： 除本小結(jié)研究自旋噪聲譜與探測(cè)光頻率的關(guān)系外, 其余研究?jī)?nèi)容保持探測(cè)光頻率相對(duì)于87Rb 原子52S1/2(F= 2) ? 52P1/2(F'= 1)超精細(xì)躍遷線中心頻率失諧–10 GHz）.

圖6 (a) 銣原子D1 線的透射譜; (b)積分后的85Rb 自旋噪聲信號(hào)隨探測(cè)光頻率變化. 黑色方塊為實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù), 根據(jù)(3)式擬合得到紅色曲線Fig. 6. (a) Transmission spectra of rubidium atomic D1 line; (b) 85Rb spin noise signal intensity (integrated) varies with probe light frequency in a naturally isotopic abundant rubidium atomic ensemble containing 10 Torr neon gas and 20 Torr helium gas. The black squares are experimental data and the red curve is fitted by Eq. (3), respectively.

探測(cè)光頻率依次固定于從?=-15 GHz 附近到?=+15 GHz 附 近 的 若 干 頻 率 失 諧 值 處,積 分的85Rb 原子自旋噪聲信號(hào)的變化如圖6(b), 呈現(xiàn)M 型. 探 測(cè) 光 失 諧 在 3.5 GHz<|?|<15 GHz 時(shí),積分的自旋噪聲信號(hào)正比于??1. 表明失諧的探測(cè)光對(duì)銣原子基態(tài)自旋隨機(jī)漲落導(dǎo)致的色散率變化敏感, 與前人的研究結(jié)果一致[5]. 對(duì)于|?|<3.5 GHz 時(shí), 積分的自旋噪聲信號(hào)減小, 在共振處自旋噪聲信號(hào)最小. 這也是由于緩沖氣體對(duì)銣原子的碰撞, 使自旋噪聲譜信號(hào)關(guān)于探測(cè)光頻率均勻展寬. 圖6(a)透射譜的洛倫茲線寬和圖6(b)的自旋噪聲凹陷的全寬頻率間隔接近. 圖6(b)數(shù)據(jù)擬合公式為[6,8]

其中S是積分后的自旋噪聲信號(hào),ν為探測(cè)光頻率,ν0為中心頻率,Υ為透射譜的線寬.

3.3 自旋噪聲譜信號(hào)與原子數(shù)密度的關(guān)系

圖7 為85Rb 的自旋噪聲譜信號(hào)與原子數(shù)密度n的關(guān)系. 探測(cè)光光強(qiáng)約1.7 × 105mW/cm2,橫向磁場(chǎng)B= 3.448 G, 探測(cè)光頻率相對(duì)于87Rb 52S1/2(F= 2) ? 52P1/2(F'= 1)失諧–10 GHz. 控制銣原子氣室溫度分別在25, 35, 45, 55 和65 ℃,n相應(yīng)地增加[24],

其中p是壓強(qiáng),T是開(kāi)爾文溫度,n是85Rb 原子數(shù)密度,kB是玻爾茲曼常數(shù).

圖7(a)顯示, 隨著銣原子數(shù)密度的增加, 自旋噪聲譜信號(hào)幅度變大, 自旋噪聲譜的半高全寬隨溫度升高而展寬. 根據(jù)(4)式, 銣原子氣室溫度升高,銣原子數(shù)密度增大, 貢獻(xiàn)的自旋噪聲也增大. 銣原子間、銣原子和氣室內(nèi)壁的自旋破壞碰撞也更劇烈, 導(dǎo)致銣原子自旋的橫向弛豫時(shí)間縮短, 即原子數(shù)密度越大自旋噪聲譜的本征線寬越寬.

橫向磁場(chǎng)在銣原子氣室內(nèi)的不均勻?qū)е绿綔y(cè)光路徑上不同空間位置的銣原子拉莫爾進(jìn)動(dòng)頻率不一致, 使得譜線展寬. 實(shí)驗(yàn)測(cè)得在銣原子氣室長(zhǎng)度內(nèi)橫向磁場(chǎng)的不均勻性為 ± 0.22%, 最大值Bmax=3.455G,最小值Bmin=3.440G.那么自旋噪聲譜中心至少展寬了ν?=γ×(Bmax-Bmin)= 7.1 kHz .

自旋噪聲譜信號(hào)積分后與原子數(shù)密度的關(guān)系如圖7(b)所示,黑色方塊為自旋噪聲譜信號(hào)的積分.熱平衡條件下數(shù)密度為n的銣原子的漲落為,對(duì)自旋噪聲的貢獻(xiàn)為S=ζn1/2.系數(shù)ζ與原子數(shù)密度、探測(cè)光光強(qiáng)、失諧量、橫向磁場(chǎng)等參數(shù)相關(guān).對(duì)數(shù)據(jù)擬合得到紅色曲線,ζ=1.1.

圖7 (a)不同溫度(25?65℃)下85Rb 原子的自旋噪聲譜;(b)不同原子數(shù)密度下的自旋噪聲信號(hào)Fig.7.(a)Spin noise spectrum of 85Rb at some different temperatures(25?65℃);(b)the spin noise signal am plitude versus atomic number densities.

4 結(jié) 論

本實(shí)驗(yàn)基于充有10 Torr氖氣和20 Torr氦氣作為緩沖氣體的天然豐度銣原子氣室作為介質(zhì),搭建了磁屏蔽環(huán)境中的銣原子自旋噪聲譜實(shí)驗(yàn)系統(tǒng),得到了典型的銣原子自旋噪聲譜信號(hào).研究了自旋噪聲譜對(duì)探測(cè)光光強(qiáng)、頻率和原子數(shù)密度等參數(shù)的依賴關(guān)系.積分的自旋噪聲譜信號(hào)與探測(cè)光光強(qiáng)的關(guān)系為S∝I2.銣原子氣室的透射譜半高全寬被均勻展寬,Δνt=6.9GHz.透射譜中心對(duì)應(yīng)的探測(cè)光頻率標(biāo)為?=0.積分的自旋噪聲譜信號(hào)與探測(cè)光頻率失諧量的關(guān)系為:探測(cè)光頻率失諧量從大失諧到透射譜的半高全寬過(guò)程中,積分的自旋噪聲信號(hào)反比于失諧量,即|?|＞Δνt/2時(shí)S∝??1;探測(cè)光頻率失諧量在透射譜的半高全寬范圍內(nèi)|?|<Δνt/2時(shí),積分的自旋噪聲信號(hào)呈現(xiàn)一個(gè)凹陷,這是緩沖氣體和銣原子的碰撞導(dǎo)致的.積分的自旋噪聲譜信號(hào)正比于原子數(shù)密度的平方根,即.溫度升高銣原子自旋的橫向弛豫時(shí)間變短.在非擾動(dòng)的探測(cè)條件下的自旋噪聲譜半高全寬接近本征線寬,包括探測(cè)光遠(yuǎn)失諧、弱光強(qiáng)、橫向磁場(chǎng)均勻等.除此之外,緩沖氣體的分壓比、光場(chǎng)噪聲等也會(huì)對(duì)原子系綜自旋噪聲譜產(chǎn)生影響. 本實(shí)驗(yàn)為高信噪比、小型化、魯棒的實(shí)用型堿金屬原子自旋噪聲譜儀的研究積累了經(jīng)驗(yàn).下一步將利用偏振壓縮光進(jìn)一步提高自旋噪聲譜的精度,實(shí)現(xiàn)突破標(biāo)準(zhǔn)量子極限的測(cè)量.

感謝日本國(guó)立電氣通信大學(xué)(UEC)碩士研究生Koh Minorikawa(御法川·航)在本實(shí)驗(yàn)早期所做的貢獻(xiàn).