基礎(chǔ)科學(xué)延長(zhǎng)單原子在光學(xué)磁偶極子遠(yuǎn)程共振陷阱中的捕獲周期

1、延長(zhǎng)單原子在光學(xué)磁偶極子遠(yuǎn)程共振陷阱中的捕獲周期何軍，楊東寶,陳杰勇，張彩田,王明軍量子光學(xué)與光量子器件國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室與山西大學(xué)光電子學(xué)院郵編030006E-mail:wwjjmm收到2011,2,12 錄用 2011,3,2摘要:在我們的試驗(yàn)中一個(gè)大磁場(chǎng)梯度磁陷阱中的單一的銫原子(MOT)可以有效地轉(zhuǎn)移到1064nm光學(xué)磁偶極子遠(yuǎn)程共振陷阱堡壘中。這個(gè)兩個(gè)單原子在兩個(gè)陷阱之間有效的轉(zhuǎn)移被用來確定在堡壘中有效捕捉一單原子的周期和經(jīng)典俘獲的有效溫度。通過把壓強(qiáng)從1×10托降低到2×10托和應(yīng)用周期為10ms的激光冷卻階段，經(jīng)典的捕獲周期從6.9 s 提高到了130 s。根據(jù)梁

2、的強(qiáng)度噪聲產(chǎn)熱的要塞陷阱參數(shù)，我們也從理論上研究了俘獲單原子周期的依賴關(guān)系。數(shù)值仿真結(jié)果表明該熱量取決于堡的腰圍和陷阱深度。捕獲時(shí)間可以通過有效測(cè)量單一原子在堡壘中的溫度和要塞的光束強(qiáng)度噪聲光譜進(jìn)行預(yù)測(cè)，這些實(shí)驗(yàn)結(jié)果與加熱模型的預(yù)測(cè)結(jié)果一致。關(guān)鍵詞:大磁場(chǎng)梯度磁陷阱光學(xué)磁偶極子遠(yuǎn)程共振陷阱單原子捕獲周期釋放和重新奪回方法(R&R)有效溫度圖片存檔及通信系統(tǒng)編號(hào)37.10.De, 37.10.Gh, 37.10.Vz1 引言在光場(chǎng)的梯度力作用下，磁偶極子1 -3陷阱由于自身強(qiáng)大的恢復(fù)力和捕獲周期可以捕獲物體。特別需要指出的是,光學(xué)磁偶極子微小的遠(yuǎn)程共振陷阱光學(xué)陷阱(堡壘)2的基礎(chǔ)上能實(shí)現(xiàn)

3、完全控制中性單原子的內(nèi)部和外部的自由度，這為在單原子和單光子水平上研究光物質(zhì)的相互作用提供了一個(gè)良好的環(huán)境，利用捕獲的單原子，量子寄存器4, 觸發(fā)式單光子源 5,光原子糾纏6已經(jīng)被試驗(yàn)研究證實(shí)。在所有這些過程中,較長(zhǎng)的捕獲周期和單原子捕獲的低溫非常重要。 陷阱的能量損失來自于碰撞過程和加熱過程，碰撞過程中有氣體碰撞,光協(xié)助碰撞和彈性碰撞3、7、8。對(duì)于一些甚至超真空環(huán)境中的單原子堡壘,損失由原子氣體碰撞和環(huán)境熱量所決定，因此,很明顯,提高特高壓可以用來減少損失加熱的主要來源是陷阱中的光散射。一些小組試圖通過遠(yuǎn)程去諧獲得一個(gè)長(zhǎng)俘獲周期來降低系統(tǒng)的光散射速率。如一個(gè)堡壘或者在類靜電陷阱中3，除了光

4、散射加熱,由堡壘激光束的噪聲技術(shù)9加熱也是一個(gè)重要因素。沿著這個(gè)思路,一個(gè)超穩(wěn)定的激光系統(tǒng)被用作俘獲激光去形成一個(gè)低捕獲頻率來抑制系統(tǒng)10由于噪聲強(qiáng)度產(chǎn)熱。雖然噪聲強(qiáng)度堡壘激光束是相同的對(duì)于具有高聚焦束的高頻率捕獲堡壘和具有高梁腰圍的低捕獲頻率堡壘，由于噪聲強(qiáng)度而產(chǎn)生熱量的仍然相當(dāng)不同在這兩種情況下加熱速率常數(shù)強(qiáng)烈的依賴其它堡壘參數(shù)。利用激光冷卻、產(chǎn)熱可以有效地消除11。捕捉周期可以被延長(zhǎng)5,12。此外,應(yīng)用冷卻可能有助于改善被捕獲原子量子相干性13。例如,由被捕獲的原子大量的位移所引起的增加的相干時(shí)間和在不同的原子量子位可以被降低13-8 。此外,堡壘中被捕獲的單原子熒光光譜的線寬比自然光線

5、寬寬因?yàn)橐驗(yàn)閱卧酉鄬?duì)較高的溫度產(chǎn)生的多普勒效應(yīng)(19),相反的這一觀點(diǎn)可以用來獲得單原子有效的溫度,所以線寬可以縮小通過冷卻單原子。在本文中,我們用雷射冷而不是類似的方法達(dá)到一個(gè)堡壘中被捕獲的單原子的較長(zhǎng)捕獲周期和較低的有效溫度。我們由理論上的參數(shù)研究了堡壘中被捕獲原子的依賴性和給定性描述了我們的實(shí)驗(yàn)結(jié)果。12與周期性脈沖冷卻相對(duì)的我們?cè)诔跗陔A段在獲得由一個(gè)大磁場(chǎng)梯度磁陷阱中的單原子(MOT)后，通過激光鐳射冷卻階段減少被捕獲原子的能量的，然后將原子轉(zhuǎn)移到堡壘中。此外,因?yàn)楣鈪f(xié)助碰撞和彈性碰撞可以避免在單原子系統(tǒng)中,我們可以區(qū)分不同實(shí)驗(yàn)損失機(jī)制而且理論分析也大大地簡(jiǎn)化了。2 實(shí)驗(yàn)裝置圖1原理

6、圖的實(shí)驗(yàn)裝置。APD:雪崩二極管在光子計(jì)數(shù)的模式下工作;如果:852 -nm干擾濾波器;調(diào)相光纖:偏振維持光纖。一個(gè)原理圖的實(shí)驗(yàn)裝置如圖1，在我們的系統(tǒng)中,一個(gè)含有5克高純度銫原子的玻璃安瓿瓶被密封在無氧銅管作為原子源(未顯示),它能通過一個(gè)超高真空(特)機(jī)械閥門被釋放到一個(gè)MOT區(qū)域。我們通過這個(gè)閥門控制銫原子在工作區(qū)域的數(shù)目。環(huán)境的壓力,由一個(gè)組合構(gòu)成離子泵和鈦升華泵維持,用真空離子表測(cè)量。蒸汽后釋放的銫原子源,通常典型的環(huán)境壓強(qiáng)被維持在1 10托，只有當(dāng)離子泵啟動(dòng)后才能在鈦升華泵的幫助下進(jìn)一步達(dá)到2 10托。在我們的大磁場(chǎng)梯度磁陷阱 MOT系統(tǒng)冷卻/俘獲鐳射光束和兩枚自制852納米半導(dǎo)體

7、外凹激光光柵ECDL提供二級(jí)雷射光束自準(zhǔn)式布局。這兩個(gè)雙光束在水平面分割的利用玻璃在60細(xì)胞角度。這個(gè)冷卻/俘獲激光器的總功率是0.6 mW，他們的1 / e2直徑約2毫米;頻率展寬從（）冷卻循環(huán)過渡是是自然線寬轉(zhuǎn)變這個(gè)頻率轉(zhuǎn)換裝置穩(wěn)定使用無調(diào)偏振光譜鎖定方案。這個(gè)功率是0.1mW的二級(jí)激光用高頻調(diào)制光譜鎖定方案被限制在超精細(xì)過渡, 磁場(chǎng)是由一對(duì)帶水冷卻的亥姆霍茲線圈線圈產(chǎn)生的,目前提供的20-A在軸向方向的線圈內(nèi)產(chǎn)生了30毫特/厘米的場(chǎng)梯度(300高斯 /厘米),使用我們的電子電路控制能完全轉(zhuǎn)換在3.9ms之內(nèi)。MOT中的光子的冷原子可以用數(shù)值孔徑0.29的透鏡裝置收集，然后耦合成一個(gè)多模式

8、耦合雪崩光電二極管(APD),這是在光子計(jì)數(shù)的模式下工作的。堡壘光波是由激光二極管泵提供的，Nd:YVO4單頻率1064-nm激光,被偏振維持光纖傳導(dǎo)到透鏡后，光束直徑被擴(kuò)大到20 mm.然后激光束被一個(gè)透鏡裝置聚焦到另一臺(tái)梁的直徑為 2.3 的真空室中，陷阱深度是1.5mk，激光功率是47 mW 。而它的環(huán)境光子計(jì)數(shù)速率是30 (包括APD黑暗項(xiàng)25秒)。這種低能光子是一個(gè)852 nm高傳輸(82%)(4nm)窄帶干擾濾波器(IF)結(jié)合系統(tǒng)的特別調(diào)試的幫助下取得的。3 MOT與堡壘微觀顯示鏡的描述3.1MOT梯度磁場(chǎng)加載速率的依賴性一些小組已經(jīng)通過降低加載速率20-26成功地在MOT中捕獲了

9、單原子,或在通過在一個(gè)微小的堡壘封鎖碰撞效果5,19,27。我們加載了一個(gè)單原子進(jìn)入一個(gè)大的磁場(chǎng)梯度的MOT，然后轉(zhuǎn)移到這個(gè)微小的堡壘中。這個(gè)過程在文獻(xiàn)23、24、28中有詳細(xì)的描述。允許處于MOT或堡壘捕捉一些原子或大量的原子,論證了控制陷阱加載速率的重要性。加載速率的控制不僅允許捕獲一個(gè)單一的原子 20-24, 同時(shí)也產(chǎn)生了在一項(xiàng)實(shí)驗(yàn)中需要的近似確定的原子數(shù)目25,26,這在量子光學(xué)、冷碰撞、精密測(cè)量和量子信息各種實(shí)驗(yàn)中是很必要的。薩布維奇29提出了在大梯度磁場(chǎng)中加載原子的一種簡(jiǎn)化分析模型，而其中的加載速率對(duì)磁場(chǎng)梯度很敏感：這對(duì)實(shí)驗(yàn)捕獲即使是一些MOT中的單原子很有幫助。在文獻(xiàn)29提出了一

10、些實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù),也支持上述比例法。Nakagawa團(tuán)體30也測(cè)量了MOT相對(duì)磁場(chǎng)的梯度的加載速率，并且給出了實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)在Eq.(1)。然而,Choiet al31測(cè)量了加載速率并且驗(yàn)證了實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)和符合定律，只是稍微偏離Eq.(1)在我們的試驗(yàn)中,我們同時(shí)也測(cè)量了加載速率，MOT通過記錄MOT中被捕獲的原子RL32。RL 正是單原子光散射速率, 是原子在MOT的捕獲周期,（是由加載過程所決定的）。是光子數(shù),(Ns是MOT與N 光電子中穩(wěn)態(tài)原子數(shù)量，可以由APD光子計(jì)數(shù)得到)。圖2所示的MOT梯度磁場(chǎng)加載速率的依賴性(dB / dz)與理論值比較。Eq.(1)在圖2中也有描述。我們給更多的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)點(diǎn)這里

11、,我們的實(shí)驗(yàn)被證實(shí)能夠和Eq.(1)理論預(yù)測(cè)值相符合。圖2 對(duì)應(yīng)于MOT磁場(chǎng)梯度的磁度原子加載速率，實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)有 10% 的實(shí)驗(yàn)誤差，實(shí)線代表了理論預(yù)測(cè)，誤差是系統(tǒng)誤差.3.2 單原子在MOT與堡壘之間的轉(zhuǎn)移一個(gè)高聚失協(xié)遠(yuǎn)程共振TEM00模式高斯激光束被導(dǎo)入三維的堡壘中，在大失諧的情況下的結(jié)合原子,陷阱的勢(shì)能是3:z是堡壘光束的傳播方向，r是徑向坐標(biāo)。是銫自發(fā)衰變率，激發(fā)態(tài)向基態(tài),分別地; 是角頻率轉(zhuǎn)換相對(duì)于，分別的：是TEM00模式高斯堡壘激光束的電流強(qiáng)度。當(dāng)時(shí)有最大值，（p是堡壘激光束的激光功率， wr是激光束梁的高斯半徑），相應(yīng)于陷阱的勢(shì)能U（）對(duì)于處于近似諧波中的單原子，陷阱勢(shì)能是瑞利長(zhǎng)

12、度陷阱沿軸向和徑向方向頻率是分別的，對(duì)于一個(gè)功率是47mw的激光堡壘深度是 1064nm wr=2.3 。相應(yīng)的沿徑向（軸向）陷阱頻率是圖3(a)之間的單原子在陷阱堡壘之間轉(zhuǎn)移的典型光子計(jì)數(shù)信號(hào)。藍(lán)色箭頭,A和B,注明了哪個(gè)原子是由銫原子捕獲的。C堡壘指出了光子計(jì)數(shù)水平是由于1064 -納米激光(沒有冷卻/捕獲激光與二級(jí)激光)。C0,C1,和C2指出了光子計(jì)數(shù)水平由于沒有電子，一個(gè)電子，兩個(gè)電子在堡壘中的臨界狀態(tài)，分別的，1064 -納米激光(分別(沒有1064 -納米激光堡)。(b)單原子的加載速率關(guān)于堡壘陷阱深度的函數(shù)。實(shí)驗(yàn)誤差是是轉(zhuǎn)讓部分技術(shù)和新的轉(zhuǎn)移過程的加載事件引起的，實(shí)線為指導(dǎo)的日

13、記。MOT和堡壘都是千分尺尺度。因此,控制的兩個(gè)陷阱的幾何重疊是關(guān)鍵對(duì)于兩個(gè)被捕獲的單原子轉(zhuǎn)移。我們優(yōu)化了重疊的兩個(gè)陷阱,通過最小化LIF的光學(xué)計(jì)數(shù)信號(hào),這是依賴堡壘中被捕獲原子的光轉(zhuǎn)變的。除了幾何安排兩個(gè)陷阱、堡壘的加載速率是由原子的動(dòng)能,堡壘的深度,兩個(gè)陷阱的重疊時(shí)間所決定的。一個(gè)典型的LIF的光學(xué)計(jì)數(shù)信號(hào)關(guān)于單原子在兩個(gè)陷阱之間的轉(zhuǎn)移顯示在圖3(A)(兩個(gè)陷阱的典型重疊時(shí)間是25 ms)。在進(jìn)行優(yōu)選之后,被不活的單原子可轉(zhuǎn)來回往返兩個(gè)阱很多次。在轉(zhuǎn)移過程中,我們可以忽略MOT蒸汽條件,由于加載速率很低不僅是因?yàn)樘馗邏簵l件還因?yàn)橐粋€(gè)大磁場(chǎng)梯度。我們同時(shí)測(cè)量單原子的加載速率,它取決于陷阱深度

14、圖堡3(b)。當(dāng)陷阱深度先很快達(dá)到飽和狀態(tài)，然后緩慢增長(zhǎng)。4 單原子在一個(gè)微小的堡壘中的加熱和激光冷卻堡壘中的原子捕獲周期通常受碰撞條件的限制。在一個(gè)超高壓條件下,原子捕獲周期主要受加熱限制，加熱的主要來源是光子-散射供熱。在我們的例子中,散射率只有對(duì)于一個(gè)深度為的陷阱，它小到可以忽略光子散射產(chǎn)熱的影響，堡壘激光束的科學(xué)性噪聲也是影響原子捕獲周期的一個(gè)因素。4.1被捕獲原子的堡壘參數(shù)的加熱依賴性由堡壘激光束的科學(xué)性噪聲產(chǎn)生的熱量取決于這個(gè)堡壘參數(shù)。在這里,繼續(xù)采用Thomaset al的觀點(diǎn)。9,我們用一個(gè)簡(jiǎn)單的模型的定量分析實(shí)驗(yàn)結(jié)果,我們把堡壘當(dāng)做一個(gè)大約諧波陷阱，并把捕獲的原子作為經(jīng)典機(jī)械

15、振子。對(duì)高聚單波束堡壘的單原子,強(qiáng)烈的噪聲和波束指向波動(dòng)引起堡壘激光束陷阱深度和位置隨著時(shí)間的推移,從而導(dǎo)致產(chǎn)熱。在我們的試驗(yàn)中,指向光源噪聲電波很小,我們使用了一個(gè)點(diǎn)纖維引導(dǎo)堡壘激光束進(jìn)入具有光纖耦合器和光纖準(zhǔn)直器的真空室，使指向光源波動(dòng)電波被大量轉(zhuǎn)換成強(qiáng)度信息。在這里,我們忽視了由于波束輕微的波動(dòng)產(chǎn)熱。根據(jù)理論分析的堡壘中被捕獲的原子的平均能量呈指數(shù)增加9:受困期間原子的積累的能量是由初始能量E0所決定的,加熱速率常數(shù) S是一方的功率譜的相對(duì)強(qiáng)度噪聲，頻率是2,是這個(gè)堡壘陷阱的頻率。圖4(a)顯示相對(duì)強(qiáng)度噪聲功率譜S，而這可以通過測(cè)量堡壘激光的功率譜獲得。圖4（b）顯示的是相對(duì)于陷阱頻率相

16、應(yīng)的加熱頻率常數(shù)圖4(a)紅線是相對(duì)強(qiáng)度譜、s,對(duì)于我們的激光二極管泵，1064-nm Nd:YVO4激光，藍(lán)線是電子噪聲和頻譜分析。我們堡壘的強(qiáng)度噪聲是由放大激光二極管測(cè)量的(帶寬:直流5兆赫)。除以直流電壓我們可以得到相對(duì)強(qiáng)度噪聲。在低頻段,二級(jí)噪聲強(qiáng)度是占主導(dǎo)地位的噪音。噪音最高峰大約是340千赫是由于張弛振蕩。(b)加熱速率常數(shù)相對(duì)于陷阱的頻率。圖5(a)根據(jù)被困住的原子的初始能量模擬的被困時(shí)間，不同顏色的線代表具有相同的堡壘梁的腰2.5 不同的陷阱深度(b)原子的平均能量，E，是被困住的原子由于通過強(qiáng)度噪聲與陷阱深度梁堡產(chǎn)生的熱能，u是對(duì)應(yīng)與不同腰半徑。原子的初始能量是105。時(shí)標(biāo)是

17、75 s.對(duì)于不同的時(shí)間尺度，升溫速率將是不同的。原子就會(huì)被困在堡壘中,直到其所積累的能量可以使其逃脫，（Emax >U。)。能量積聚的時(shí)間可以得到是wr是堡壘束的腰的高斯半徑是、U0 是陷阱深度。捕捉周期取決于堡壘的參數(shù)。我們已經(jīng)確定了堡壘相應(yīng)的噪音強(qiáng)度和參數(shù)，讓我們來模擬對(duì)堡壘行為參數(shù)的依賴性。圖5(a)的模擬結(jié)果顯示了捕獲時(shí)間對(duì)應(yīng)于被困的被困住的原子初始能量的典型的參數(shù)。捕獲時(shí)間很快遞減隨著的初始能量的增加。陷阱深度不同,衰減行為有很大的不同。直觀地,捕獲時(shí)間應(yīng)該隨著陷阱深度增加而增加。然而,加熱速率常數(shù)也隨陷阱頻率增加而增加,特別是對(duì)于一個(gè)小腰高頻率堡壘,陷阱頻率比陷阱深度增加更

18、快。此外,對(duì)于不同的陷阱腰部,能量積聚的速度是不同的。這可以用（5）式解釋。圖5(b)顯示了陷阱深度和堡壘激光束腰尺寸對(duì)堡壘原子的平均能量的影響。4.2堡壘中的單原子的激光冷卻困在一個(gè)堡壘中單原子可以進(jìn)一步激光冷卻。一些冷卻技術(shù)也被開發(fā)出來。在這里,我們通過磁場(chǎng)梯度偏振冷卻進(jìn)一步冷卻單原子.激光冷卻圖表的時(shí)間序列如圖6(A)。根據(jù)Doppler激光冷卻理論33,經(jīng)過PGC后的溫度與冷卻激光強(qiáng)度成正比，與失諧頻率成反比。在冷卻階段 t ,冷卻雷射光束強(qiáng)度(二級(jí)雷射光束)相比于初始值降低到30%(25%)，通過聲波調(diào)節(jié)器（AOM），冷卻激光束的失諧頻率從 -2.0在MOT變到 -6.5因?yàn)?PGC

19、過程，考慮到循環(huán)轉(zhuǎn)換因?yàn)榧t外線失諧FORT激光。4.3堡壘中單原子溫度的測(cè)量為了有效地測(cè)量光學(xué)陷阱單原子偶極子的溫度，一些基于不同工作機(jī)制著作已經(jīng)完成,如釋放-捕捉(R&R)方法11,其他一系列散發(fā)熒光的輻射共振雙邊界二分式光譜分析法(19),絕熱降溫方法34, 飛行時(shí)間法35。上述相應(yīng)的估計(jì)單原子有效溫度方法既有優(yōu)點(diǎn)又有缺點(diǎn)。在我們的試驗(yàn)中,我們采用了R&R方案。在堡壘電勢(shì)諧波近似下,按速度分布的被困在堡壘的原子遵循. 麥斯-波爾定律。因此,釋放和捕捉(R&R)技術(shù)(36),是用來確定冷原子總體的的有效溫度,可以延伸到用來評(píng)價(jià)困在一個(gè)堡壘中的單原子的有效溫度11?；?/p>

20、大量統(tǒng)計(jì)測(cè)量值、,被困在堡壘的原子的速度分布可描述為:v是被困原子的速率，Te是有效的溫度。捕獲速度大于V的概率可以表達(dá)為:P(V)= ,因此,經(jīng)過不同釋放時(shí)間重新奪回概率,P(V),可以寫成:單原子的有效溫度(Te)可以把Te作為一個(gè)參數(shù)來適應(yīng)R&R實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)推斷出。在沒有冷卻的條件下獲得的有效溫度是 105 。經(jīng)過一次性冷卻階段后是 ,顯示在圖6(b)。結(jié)果表明,一個(gè)被困的單原子平均能量比沒有經(jīng)過激光冷卻降溫的低。在堡壘深度與單原子有效溫度之間的比值在上述兩種情況下是，沒有冷卻的情況下是14,經(jīng)過冷卻階段是88。這說明我們?cè)诮咏葳鍎?shì)能的諧波區(qū)域。注意,這里我們只使用一個(gè)簡(jiǎn)單的模型從

21、R&R實(shí)驗(yàn)得到的數(shù)據(jù)提取堡壘中單原子的有效溫度的。在這個(gè)簡(jiǎn)單的模型中，以下三個(gè)方面，堡壘中原子初始位置分布，R&R過程重力的影響，堡壘的各向異性,基于實(shí)驗(yàn)參數(shù)的基礎(chǔ)上被忽略了,這可能會(huì)得到一些錯(cuò)誤的提取溫度;但它清晰地指明了單原子在是否有冷卻階段平均能量的差異。5捕獲周期的提高在這一部分，我們提供了一些捕獲周期對(duì)壓強(qiáng)條件和堡壘中的單原子有效溫度的依賴性圖6 R&R 堡壘中的單原子測(cè)量。(一)時(shí)間序列的原理圖。t是激光冷卻持續(xù)時(shí)間、T是堡壘釋放時(shí)間。(b)單原子在FORT釋放中在有激光冷卻和沒有激光冷卻情況下的概率函數(shù)，實(shí)驗(yàn)誤差是 5%,是由部分不完善的轉(zhuǎn)移技術(shù)和在轉(zhuǎn)換過

22、程的新加載事件引起的。每個(gè)實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)點(diǎn)都是從至少100序列累積而來的。實(shí)線是由 Eq. (7)得出的理論值。有效溫度和誤差統(tǒng)計(jì)都是從這當(dāng)中提取的。6 結(jié)論總的來說，我們考慮了再高舉光束TEM堡壘中的單原子，并且討論了捕獲周期對(duì)堡壘參數(shù)的依賴性，這讓我們從理論上和實(shí)驗(yàn)上區(qū)別了不同加熱儀器。實(shí)驗(yàn)表明，通過控制被困原子的原始能量和堡壘的參數(shù)，可以讓捕獲周期大大地提高。一個(gè)在MOT中的單原子可以有效地加載到微光堡壘中，這對(duì)當(dāng)前的研究結(jié)果相近，我們已經(jīng)證實(shí)了捕獲周期可以從 6.9 s提高到75s通過把壓強(qiáng)從托提高到托，而且可以進(jìn)一步提高到130s通過在MOT中制備的單原子轉(zhuǎn)移到堡壘后采用周期為10ms的激

23、光冷卻過程。把堡壘中具有較低有效溫度的長(zhǎng)周期原子作為一個(gè)觸發(fā)的光子源基礎(chǔ)是很好的選擇。在這個(gè)系統(tǒng)中，它可以在原子逃逸之前提高普通光子數(shù)量，而且低能量的單原子會(huì)減少磁振子的光譜寬度因此必將產(chǎn)生更加不易辨別的單光子。此外,堡壘中的長(zhǎng)周期單原子的也可以作為很好的量子位元系統(tǒng) 14, 15,其中較低的能量的原子可以提高移相時(shí)間。而且,較低溫度的長(zhǎng)周期原子對(duì)精密光譜儀和光學(xué)時(shí)鐘會(huì)很重要。感謝：這項(xiàng)研究是受到中國(guó)傳統(tǒng)自然科學(xué)基金(批準(zhǔn)號(hào)609780170。和10974125)支持,國(guó)家自然科學(xué)基金(GrantNo。60821004)項(xiàng)目研究小組,中國(guó)教育部NCET計(jì)劃(批準(zhǔn)號(hào):NCET - 07 - 05

24、24)。)資助的課題。參考文獻(xiàn):1. S. Chu, J. E. Bjorkholm, A. Ashkin, and A. Cable, Phys. Rev. Lett., 1986, 57: 3142. J. D. Miller, R. A. Cline, and D. J. Heinzen, Phys. Rev. A,1993. 47: R45673. R. Grimm, M. Weidemuller, and Y. Ovchinnikov, Adv. At. Mol. Opt. Phys., 2000, 42: 954. D. Schrader, I. Dotsenko, M. Khud

25、averdyan, Y. Miroshny- chenko, A. Rauschenbeutel, and D. Meschede, Phys. Rev.5. B. Darquie, M. P. A. Jones, J. Dingjan, J. Beugnon, S. Bergamini, Y. Sortais, G. Messin, A. Browaeys, and P.Grangier, Science, 2005, 309: 4546. J. Volz, M. Weber, D. Schlenk, W.Rosenfeld,J.Vrana,K.7. S. J. M. Kuppens, K.

26、 L. Corwin, K. W. Miller, T. E. Chupp, and C. E. Wieman, Phys. Rev. A, 2000, 62: 0134068. P.Phoonthong, P.Douglas, A.Wickenbrock, and F.Renzoni, Phys. Rev. A, 2010, 82: 0134069. T. A. Savard, K. M. O?Hara, and J. E. Thomas, Phys. Rev.A.1997, 56: R109510. K. M. O?Hara, S. R. Granade, M. E. Gehm, T. A. Savard,S.Bali, C. Freed, and J. E. Thomas, Phys. Rev. Lett., 1999,82. 420411. C. Tuchendler, A. M. Lance, A. Browaeys, Y. R. P. Sortais, and P. Grangie