周方 文凱 王良偉 劉方德 韓偉 王鵬軍黃良輝 陳良超 孟增明? 張靖

1) (山西大學(xué)光電研究所, 量子光學(xué)與光量子器件國家重點(diǎn)實驗室, 太原 030006)

2) (山西大學(xué), 極端光學(xué)協(xié)同創(chuàng)新中心, 太原 030006)

發(fā)展了利用兩對拉曼光之間的相對相位精確調(diào)控拉曼耦合強(qiáng)度的新方法, 實現(xiàn)了兩個量子態(tài)相干躍遷的操控.對兩對拉曼光的光路進(jìn)行了特殊設(shè)計, 從而保證兩對拉曼激光在傳輸過程中的相對相位保持恒定,然后作用到87Rb原子的兩個超精細(xì)塞曼能級 | 1,1〉 和 | 1,0〉 上, 實驗觀測了兩個量子態(tài)的布居數(shù)隨兩對拉曼光之間的相對相位的變化關(guān)系.該方法為超冷原子量子模擬實驗提供了一個獨(dú)特的操控參量——激光相位, 由此拓展了受激拉曼躍遷的應(yīng)用范圍, 為研究光與原子相互作用提供了一種新的方法.

1 引 言

受激拉曼躍遷過程具有高度人為可控、多自由度的特性, 通過控制激光的功率、頻率、相位和原子能級構(gòu)型等可實現(xiàn)受激拉曼躍遷的精確調(diào)控[1].該技術(shù)可實現(xiàn)原子量子態(tài)的相干操控, 而不受自發(fā)輻射的影響, 因此該方法在物理和化學(xué)等許多領(lǐng)域得到了廣泛應(yīng)用[2], 如: 物質(zhì)波原子干涉儀[3,4]、拉曼冷卻[5-8]、量子比特操控[9,10]、量子精密測量[11,12]、量子存儲[13]、手性分子[14,15]等.

近幾年, 在超冷原子系統(tǒng)中利用受激拉曼躍遷過程可以將光的動量傳遞給原子, 先后實現(xiàn)了人造規(guī)范勢[16-18]、人造磁場[19]、自旋-軌道耦合[20-22]以及人造維度[23]等, 這極大地拓寬了超冷原子進(jìn)行量子模擬的能力.激光的相位信息在光與原子耦合方面扮演非常重要的角色.通過控制激光的相位信息可實現(xiàn)對各種新奇的拓?fù)淞孔討B(tài)和拓?fù)淞孔酉嘧兊牟倏? 例如: 實現(xiàn)人造垂直塞曼磁場操控狄拉克點(diǎn)處的拓?fù)淠芟禰24]、通過調(diào)節(jié)激光相位實現(xiàn)一維和二維自旋-軌道耦合之間的轉(zhuǎn)變[25]、利用拉曼激光的拉蓋爾-高斯軌道角動量實現(xiàn)原子的自旋與軌道角動量耦合[26]等.

在超冷原子實驗中, 可通過調(diào)節(jié)拉曼光強(qiáng)度、雙光子頻率失諧以及相互作用時間來調(diào)控原子能級間的布居, 通常利用改變拉曼激光的強(qiáng)度來實現(xiàn)調(diào)控拉曼耦合強(qiáng)度, 而本文基于二能級原子, 發(fā)展了利用兩對拉曼光之間的相對相位精確控制拉曼耦合強(qiáng)度的新方法, 實現(xiàn)了兩個量子態(tài)相干躍遷的操控.利用光學(xué)偶極阱實現(xiàn)了87Rb原子玻色-愛因

斯坦凝聚體, 對兩對拉曼激光進(jìn)行了特殊的光路設(shè)計, 使兩對拉曼激光在傳輸過程中相對相位保持穩(wěn)定, 并可以精確調(diào)控, 然后作用到87Rb原子的兩個超精細(xì)塞曼能級 | F=1,mF=1〉 和|F=1,mF=0〉上.測量了兩個量子態(tài)的布居數(shù)隨兩對拉曼光之間的相對相位的變化關(guān)系.該技術(shù)拓展了受激拉曼躍遷的應(yīng)用范圍, 為研究光與原子相互作用提供了一種新的方法.

2 理論模型

情況1單受激拉曼過程

圖1(a)為一個簡單的三能級原子系統(tǒng), 其中|g1〉 和 | g2〉 為原子的兩個基態(tài), |e〉 為原子的激發(fā)態(tài),原子初始全部處于基態(tài) | g1〉 , 利用一對同向傳播、頻率分別為 ω1,ω2的紅失諧拉曼光(Raman 1, 2)作用于該三能級原子系統(tǒng), 由此實現(xiàn)原子在基態(tài)之間的拉曼躍遷.ω01和 ω02為原子共振躍遷頻率, 兩束激光的單光子失諧為: Δ1=ω01-ω1,Δ2=ω02-ω2.兩束激光的相位為: φ1=k1·r+φext,φ2=k2·r , 其中 k1,2為激光的波矢; r 為空間坐標(biāo);φext為外加的相位.

圖1 (a)單受激拉曼躍遷過程; (b)雙受激拉曼躍遷過程Fig.1.(a) Energy levels and stimulated Raman transitions by using two Raman lasers; (b) energy levels and double stimulated Raman transitions by using four Raman lasers.

利用旋波近似, 三能級原子系統(tǒng)的波函數(shù)和薛定諤方程為

式中, A1, A2和 A3是各個量子態(tài)的分量; 有效哈密頓量寫為

其中 Ωα=-〈gα|ε?α?d|e〉E0α/? , 為拉比頻率, 其中 α =1,2 , 代表兩個基態(tài)能級.Ωα描述了原子從基態(tài) | gα〉 通 過拉曼激光 E0α躍遷到激發(fā)態(tài) |e〉 的耦合強(qiáng)度.p為原子的動量, m為原子質(zhì)量.

實驗中采用遠(yuǎn)失諧拉曼過程, 即可絕熱消除激發(fā)態(tài)( A3), 由此將三能級系統(tǒng)簡化為二能級系統(tǒng),體系的有效哈密頓量可以寫為

在實驗中, 一對拉曼激光同向傳播并頻率相近, 由此可得相位差:Δφ=φ1-φ2=(k1-k2)·r+φext≈φext.利用幺正變換可消除拉曼光相位差 φext,有效的哈密頓量為[27]

分析可知: 在單受激拉曼過程中, 一對拉曼激光的相位差因可以被規(guī)范掉而不影響拉曼耦合強(qiáng)度.圖2(a)為原子在基態(tài) | g2〉 的布居數(shù)與相位差Δφ的關(guān)系圖, 可以清晰地看出, 原子的躍遷不受拉曼激光相位差的影響.

圖2 原子在 | g2〉 態(tài)的布居數(shù)分布與拉曼光相位差的關(guān)系 (a)單受激拉曼過程; (b)雙受激拉曼過程Fig.2.Relationship between the population in | g2〉 and the phase difference of Raman laser: (a) Single stimulated Raman transitions; (b) double stimulated Raman transitions.

情況2雙受激拉曼過程

發(fā)展了一種新方法, 通過精確調(diào)控拉曼光的相對相位實現(xiàn)對拉曼耦合強(qiáng)度的調(diào)控.利用兩對同向傳播的、遠(yuǎn)失諧的拉曼光同時作用于三能級原子系統(tǒng), 構(gòu)成雙受激拉曼過程, 即: 在情況1的基礎(chǔ)上多注入一對藍(lán)失諧拉曼激光Raman 3, 4, 頻率分別為 ω3,ω4, 相 位為 φ3=k3r , φ4=k4r , 失諧 為Δ3=ω01-ω3, Δ4=ω02-ω4, 見圖1(b), 此時系統(tǒng)的有效哈密頓方程可以寫為

式中, δα=?(Δα+ωACα) , α =1,2,3,4 , 其余參數(shù)與情況1類似.

在實驗中, 兩對拉曼激光均同向傳播并兩兩頻率相近, 兩對拉曼光的相對相位差為:Δφ=(φ1-φ2)-(φ3-φ4)=(k1-k2)·r+φext-(k3-k4)·r≈φext.在這種情況下, 利用幺正變換可得有效的哈密頓量為

(7)式中幺正矩陣為

分析可知: 在雙受激拉曼過程中, 兩對拉曼光之間的相對相位差可以精確調(diào)控拉曼耦合強(qiáng)度, 見圖2(b), 可以清晰地看出, 當(dāng)兩對拉曼激光同時作用原子時, 它們之間的相對相位差 Δ φ 可以調(diào)控原子在基態(tài) | g2〉 的布居數(shù).由此說明在雙受激拉曼過程中, 兩對拉曼光之間的相對相位差發(fā)揮著非常重要的角色, 在實驗中需要設(shè)計恒定的光路, 從而避免額外的相對相位抖動影響拉曼耦合過程.

3 實驗過程

圖3為產(chǎn)生拉曼激光的實驗光路圖, 為了獲得兩對拉曼激光, 利用兩臺可調(diào)諧鈦寶石激光器1和2、兩個聲光調(diào)制器(acoustic optical modulator,AOM)、兩個功率分配器(power splitter, PS)和一臺四通道信號源.信號源的1, 2端口分別輸出頻率為f1= 76 MHz和f2= 98.305 MHz的射頻信號, 將兩路信號接到PS的兩個輸入端口, 然后將PS的輸出接到AOM的射頻輸入端.鈦寶石激光器1產(chǎn)生一束紅失諧的激光, 頻率為fC=384.0000 THz, 然后將其注入到AOM中, 由此產(chǎn)生一對空間分離的+1級的拉曼激光: Raman 1, 2.通過類似的辦法, 鈦寶石激光器2產(chǎn)生一束藍(lán)失諧的激光, 頻率為fS= 384.2484 THz, 通過AOM后就可以得到+1級的另一對拉曼激光: Raman 3, 4.兩對拉曼激光的頻率與87Rb原子超精細(xì)能級分裂的對應(yīng)關(guān)系見圖4.

圖3 實驗光路圖Fig.3.Experimental optical diagram.

圖4 三能級87Rb原子系統(tǒng)中的拉曼躍遷示意圖Fig.4.Schematic diagram of Raman transitions in three level 87Rb atomic system.

為了避免光程差導(dǎo)致相對相位的抖動, 一對拉曼光Raman 1, 2從AOM出射后, 同時入射到偏振分束器上(polarizing beam splitter, PBS).另一對拉曼光Raman 3, 4從AOM出射后, 利用一個鏡片反射到PBS上, 與Raman 1, 2合束后照射到原子上.

實驗中, 利用AOM將射頻相位 φext加載到激光Raman 1上( φext∈[-2π,2π] ), 在 情 況1和2中, 通過調(diào)節(jié)射頻相位 φext即可實現(xiàn)調(diào)控一對或兩對拉曼光之間的相對相位, 進(jìn)而研究相對相位與原子拉曼耦合強(qiáng)度的對應(yīng)關(guān)系.

為了實現(xiàn)原子的拉曼躍遷, 實驗中Raman 1和3為垂直偏振, Raman 2和4為水平偏振, 另外,磁場的量化軸選為z軸, 詳細(xì)的光路設(shè)計見圖3.

實驗中, 首先在反亥姆霍茲線圈和532 nm藍(lán)失諧激光組合的光塞磁阱中運(yùn)用射頻蒸發(fā)冷卻技術(shù)對87Rb原子進(jìn)行預(yù)冷卻, 當(dāng)87Rb原子溫度到達(dá)5 μK時, 將預(yù)冷卻的原子樣品絕熱裝載到光學(xué)偶極阱中, 光學(xué)偶極阱是由兩束波長為1064 nm的紅外激光在x-y平面90°交叉構(gòu)成, 兩束激光頻率相差10 MHz, 在原子云處的腰斑直徑大約為200 μm, 最終通過光阱蒸發(fā)冷卻實現(xiàn)87Rb原子的玻色-愛因斯坦凝聚體, 原子總數(shù)約為 1 05個, 全部處于 | 2,2〉 態(tài).然后微波將所有原子絕熱轉(zhuǎn)移至|1,1〉態(tài), 此時原子處于z方向的磁場中, 對應(yīng) | 1,1〉 和|1,0〉的塞曼能級分裂為22.305 MHz, 見圖4, 自此完成了原子的初始制備過程.為了研究單雙受激拉曼過程中拉曼光之間的相對相位是如何操控原子的拉曼耦合強(qiáng)度, 需要將實驗過程分為三步: 第一步, 沿著 x 方向輸出12 μs的 π /2 脈沖(紅失諧的Raman 1, 2), 其偏振相互垂直, 兩束光頻差與塞曼能級分裂相同, 最后利用自由飛行展開(time of flight, TOF)測量原子數(shù), 通過調(diào)節(jié)光強(qiáng), 讓原子經(jīng)歷12 μs的 π /2 拉曼躍遷后, | 1,1〉 和 | 1,0〉 布居數(shù)各占50%; 第二步, 方法類似于第一步, 沿著 x 方向輸出12 μs的 π /2 脈沖(藍(lán)失諧的Raman 3, 4),其偏振相互垂直, 通過調(diào)節(jié)光強(qiáng), 使其作用后原子在 | 1,1〉 和 | 1,0〉 布居數(shù)也各占50%; 第三步, 同時輸出12 μs的 π /2 脈沖(Raman 1, 2和3, 4), 通過調(diào)節(jié)Raman 1的相位, 利用TOF測量原子在|1,1〉和 | 1,0〉 的布居數(shù)比值, 觀察拉曼光之間的相對相位與拉曼耦合強(qiáng)度的對應(yīng)關(guān)系.

4 實驗結(jié)果和分析

情況1單受激拉曼過程

只利用鈦寶石激光器1輸出一對 π /2 脈沖的拉曼光Raman 1, 2實現(xiàn)單受激拉曼過程, 見圖3, 通過改變Raman 1的射頻場的相位 φext測量原子在|1,0〉態(tài)的布居數(shù)分布, 見圖5, 可以看到一對拉曼光之間的相位差對拉曼躍遷沒有影響, 處于量子態(tài)|1,0〉的原子布居數(shù)始終為50%.

圖5 量子態(tài) | 1,0〉 的布居數(shù)隨一對拉曼光之間的相位差的關(guān)系圖Fig.5.Measure the population in | 1,0〉 as a function of phase difference of two Raman lasers.

情況2雙受激拉曼過程

利用鈦寶石激光器1, 2分別輸出兩對拉曼光Raman 1, 2和3, 4, 見圖3, 其中鈦寶石激光器1輸出激光頻率為: fC=384.0000THz , 鈦寶石激光器2輸出激光頻率為: fS=384.2484THz , 通過相應(yīng)的AOM移頻后, 便可以實現(xiàn)雙受激拉曼躍遷過程.在這種頻率狀態(tài)下, Raman 1, 2和3, 4之間的相對相位為為相對相位的初始相位差.通過改變相對相位 φext測得圖6的紅色實線(紅色虛線為理論擬合的結(jié)果, 得:=-0.157π), 圖中橫坐標(biāo)為兩對拉曼光的相對相位(即: 射頻1的相位), 縱坐標(biāo)為原子處于|1,0〉量子態(tài)占總量子態(tài)布居數(shù)的比例, 可以看出,通過改變兩對拉曼光的相對相位可以控制原子的受激拉曼耦合強(qiáng)度.

在 fS固定的情況下, 調(diào)節(jié)鈦寶石激光器1輸出激光頻率為: fC=383.7652THz , 在這種頻率狀態(tài)下, Raman 1, 2和3, 4之間的相對相位為Δφ=為相對相位的初始相位差.通過改變相對相位 φext測量得到圖6藍(lán)色實線(藍(lán)色虛線為改變初始相位后, 理論擬合的結(jié)果, 得:=-0.755π).該結(jié)果證明了通過改變兩對拉曼光的相對相位就可以實現(xiàn)對拉曼耦合強(qiáng)度的控制.進(jìn)一步改變鈦寶石激光器1輸出激光頻率后,布居數(shù)曲線發(fā)生了平移, 該現(xiàn)象是由于改變鈦寶石激光器1輸出激光頻率導(dǎo)致引入額外的固定相移,主要來源為鈦寶石激光器1頻率的改變導(dǎo)致波矢k1,2發(fā)生改變, 從而改變一對拉曼激光的光程差.綜上可知: 當(dāng)改變頻率 ωC時, 同時改變了激光的波矢和光程, 間接地改變了兩對拉曼光之間的相對相位, 因此布居數(shù)曲線發(fā)生了平移.

圖6 實驗測量量子態(tài) | 1,0〉 的布居數(shù)隨兩對拉曼光間的相對相位的變化關(guān)系.紅色實線使用的鈦寶石激光器1, 2輸出頻率分別為: f C=384.0000THz , f S=384.2484THz ,紅色虛線為理論計算圖.藍(lán)色實線使用的鈦寶石激光器1, 2輸出頻率分別為: f C=383.7652THz , f S=384.2484THz ,藍(lán)色虛線為理論計算圖Fig.6.Measure the population in | 1,0〉 as a function of phase of four Raman lasers.The red solid line:fC=384.0000THz , f S=384.2484THz.The blue solid line: f C=383.7652THz , f S=384.2484THz.The red and blue dotted line is the theoretical diagram.

5 總 結(jié)

本文發(fā)展了一種利用兩對拉曼光間的相對相位精確控制拉曼耦合強(qiáng)度的新方法, 設(shè)計了穩(wěn)定的拉曼激光的光路, 從而保證兩對拉曼光在傳輸過程中光程穩(wěn)定.在此基礎(chǔ)上, 測量了兩個量子態(tài)的布居數(shù)隨兩對拉曼光之間的相對相位的變化關(guān)系.該方法為超冷原子量子模擬實驗提供了一個獨(dú)特的操控參量—激光相位, 希望未來能夠利用該技術(shù)對光與原子相互作用進(jìn)行操控從而實現(xiàn)更為豐富的物理現(xiàn)象.