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基于原子的射频场感知与成像

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2019-11-26
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介绍


 

基于原子的射频场感知与成像

一、原子射频场感知与成像技术背景

在过去的几十年里面,基于原子测量长度、时间、重力、惯性力和电磁场吸引了人们的广泛关注。原子做为一个这些物理量的自校准平台,在这些物理量的计量方面具备明显的优势。在这篇综述中,我们描述了一些基于量子干涉技术测量电场的新方法,这些方法利用了Cs或者Rb原子绝缘介质蒸汽小室。在一个电磁场透明窗口内使用光共振的方法可以获得较高的探测灵敏度,<1μV cm-1Hz1/2。采用精密的系统可以探测较小的射频电场<1μV cm-1。这样的一些灵敏度的限制因素也将被逐步分析。这些方法能够用来进行射频电场的成像,并且能够用来测量矢量电场的幅度。通过对基于里德堡原子的电场计进行升级,其测量频率可以到太赫兹。

一些射频的新技术正在给医疗、娱乐、通讯和雷达等产业带来革命性的变化。如今每年与射频有关的商品价值总和每年达到了1万亿美元以上,而远红外、太赫兹乃至光谱领域遍布着一些新的研究和应用。在射频和远红外领域内,还存在许多有待解决的科学问题。尤其是在气象、电子设备、环境和天文科学领域,都急需改善对绝对电场强度的探测能力。例如,电磁场探头以及许多普遍应用的偶极子和环形天线,都可以用来测量这个领域内的电子器件的电场分布,包括天线本身的电场分布。虽然这些传统方法的空间分辨率和测量准确度,可以通过缩小探头尺寸或者改善探头的信号拾取方式来提高;但是,这些传统方法的探头都是用金属材料或者金属传输线制成的,这将破坏和扰动目标电磁场。使用传统的电场测量天线,限制了电场测量的精确度。在远红外领域,绝对的电场传感器是不存在的,这就导致在电磁场频谱的发展路线上出现了断档。

在本综述中,我们将研究一些包含在蒸汽小室中的高激发态原子,这种方法可能会为从射频到远红外整个频谱上提供精确的电场测量方案。高激发态原子可以通过光将原子的外围电子激发到较高的电子轨道,并且该原子体系对电场呈现出高度的敏感特性。使用现代激光光谱学,可以非常精密的测量射频到远红外领域的电场,其关键是使用相干多光子光谱学来实现蒸汽小室中的亚多普勒测量。我们将此综述局限在使用里德堡原子进行射频到远红外的电场测量。

 1 87Rb的能级结构以及实验系统的建立图[1]

       如图1所示,图1(a)描述的是87Rb的能级结构图,所有的激光都使用激光二极管技术产生,本技术通过测量探测激光的改变对87Rb的原子能级进行激发可以记录87Rb的原子能级改变情况,此时由于耦合激光会影响探测激光的强度。如果外加电场不存在的话,那么探测激光谱将出现一个明显的共振峰,由于此时探测激光被吸收掉一部分,这个现象就是EIT共振现象。当额外施加一个从外加电场的情况下,在传输窗口中将出现一个很窄的吸收特征峰。此时的共振信号将尤其对外加电场比较敏感。这是由于高激发态的里德堡原子有非常大的跃迁电偶极矩,这个外加电场的幅度将被转化为频率差。这个特征是一个不同激发通道之间的量子干涉的结果。由于EIT是一个相关的多光子的过程,它是一个亚多普勒过程,因此在原子蒸汽小室中有较高的频谱分辨率。另外一个优势是我们可以将外加电场信号变换到对应的探测激光频率域。图1(b)描述的是实验系统的结构图,从该图中我们可以看到,探测激光和耦合激光都在原子蒸汽小室中共存,但是探测器只会探测到探测激光信号,而不会探测到耦合激光信号。

二、里德堡原子能级结构与电场测量原理

       目前已经有很多人基于里德堡原子体系,研究并开发了电场测量系统,并且能够有效扩展到射频到远红外领域。通常这种尝试的最原始的动机是为了利用EIT效应尝试去表征较小的微米尺度的原子蒸汽小室中的电场分布。为了代替使用DC Stark偏移来测量常数或者低频电场,这种方法由于目标是测量射频甚至远红外电场,因此使用共振、近共振、AC Stark偏移效应和DC Stark偏移效应,它们都依赖于较大的里德堡原子极化;其中,AC Stark偏移共振效应依赖于在相邻的能量状态之间的较大的跃迁偶极矩。虽然AC Stark偏移效应和DC Stark偏移效应是一种连续体的极端表现,通常可以通过检测的频率范围将这两种效应区分开,一个例外是非常低的频率,例如几兆赫兹。在室温下,可以利用里德堡原子的EIT效应读出原子的AC Stark偏移效应。

       对于射频甚至远红外电场感知技术,入射的射频电场导致EIT转移峰出现劈裂,其劈裂程度以及劈裂后的幅度,理想情况下与射频电场的幅度是成比例的,并依赖于激发态原子的电偶极矩,其关系式可以用以下公式来表示:

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      2展示了不同的电场强度与探测到的激光跃迁谱线之间的关系。由于谱线对电场的响应是非线性的,因此电场对于EIT效应的影响能够被高度准确的计算出来,这是基于里德堡原子的属性所决定的参数例如激光强度或者蒸汽小室的温度。

 

2 探测到的跃迁谱线与不同的电场强度的对应关系[1]

      如果EIT探测激光被在频率域用计数传播耦合进行扫描,并且探测激光的这个表达式在右手边乘以探测激光和耦合激光的波长比,这就会导致驻留多普勒效应,并产生波长不匹配。这种方法目前已经显示出超强的电场探测能力,最小探测电场幅度大概在1μVcm-1,灵敏度大约在3μVcm-1Hz-1/2 。该系统灵敏度的极限受限于跃迁电偶极矩的不确定度。通过对探测激光和耦合激光进行极化,这种方法还可以探测矢量电场,角度探测分辨率可以达到0.5°。对射频-远红外电磁场进行成像的实验也已经被开发出来了,其空间分辨率可以达到60μm。这种方法可探测到的最小电场强度、分辨率和灵敏度都要小于当前可跟踪到的传统方法。该方法也应用于毫米波领域。而所有的这些测量结果都可以应用于室温下的测量方案。

       这种方法与传统的天线相比,有着不可替代的优势。光学读出方法可以达到微米级的空间分辨率,可以将实现一些细节的近场测量。利用里德堡原子的射频场感知可以构建大尺寸的一维和二维阵列,用于光纤实现光学读出。这种激光读取的方法,还将有助于整个系统的小型化并便于携带。尤其是使用微米尺寸的蒸汽小室可以使整个系统的尺寸大大缩小,甚至可以将系统封装在芯片里面。由于蒸汽小室是电绝缘介质,因此对电磁场的扰动是非常小的,特别适合于较小的金属材料器件。也有材料指出,这种方法可以与传统的方法做交叉验证,用来验证其它方法的可行性。

高激发态的里德堡原子有着较大的主量子数n,和较长的寿命。大里德堡原子在附近能级之间有较大的原子极化和较强的偶极跃迁,因此激发态原子对电场高度敏感。由于里德堡原子的对电子的束缚与价电子的束缚相比弱很多,因此它对电场有很强的响应。较大极化的里德堡原子在过去十年里面,已经被用来测量接近100μVcm-1 强度的DC电场。据报道,最小的电场强度甚至大约可以达到20μVcm-1 强度的DC电场。目前已经有人基于大极化里德堡原子利用非线性光学的方法实现了射频调制。在毫米波领域,人们已经在开始用原子束的共振跃迁和微波激射来探测非常微弱的AC微波场。里德堡原子束微波激射和原子束的方法超高真空,甚至可以把辐射耦合到非常高Q值的微波谐振腔里面。虽然里德堡原子束微波激射的方法具备非常高的灵敏度和准确度,但这些方案是非常复杂的,而且这些方案仍然要依赖于一个天线将微波场传输到原子并读出,这种天线采样的方法会重新将天线的问题引入到传感器中。阻碍这些方法广泛应用的主要阻力是这种电场计系统建立的复杂度非常高。

       对射频-远红外系统的电场测量主要依赖于共振跃迁和在相近或相邻能级之间跃迁呈现出较大的跃迁偶极矩。里德堡原子态的规模可以用n2来衡量,对于87Rb,它的n大约为65N是里德堡原子态的主量子数。在两个接近的里德堡态之间的电场耦合公式为:

                           

      当电场比较弱时,这个耦合也是比较大的。这种耦合将导致跃迁被分开,分开的程度与是成比例的。做为一个电场耦合的例子,我们可以研究一下87Rb55D54F的跃迁,其频率大约在13.9GHz。一个射频场的强度大约为5pWcm-1它所对应的电场强度大约为64μVcm-1因此所对应的大约为1MHz。一个较小的电场强度,会导致在光谱上直接被观测到,前提是激光器的工作电流要比较稳定。只要我们能够利用亚多普勒的方法,探测到跃迁的劈裂,那这种里德堡原子EIT方法就是一个稳定的工具。

      制备里德堡蒸汽小室的常用原子有87Rb133Cs原子两种重碱金属原子。一个电绝缘蒸汽小室将气相状态的里德堡原子封装在小室里面。在蒸汽小室里面的每一个原子都是一个对两束激光敏感的相干量子干涉仪。在EIT系统中,从共振探测激光束发出的激光被穿过一个均匀吸收的材料,由于出现了较强的共振耦合激光。探测和耦合激光场在原子中激发了量子干涉。探测光束的吸收破坏性地干扰了探测吸收和耦合光束的相干激发和去激发过程。如果耦合光束在一阶图中足够强,则这两个场振幅相似符号相反,所以共振时探测场的吸收明显降低。在均匀的吸收材料中可以用这种方法产生一个频谱很窄的透射窗口,也就是出现一个明显的共振吸收峰。如果电场同其它的跃迁产生共振,那么电场能够改变原子的干涉,从而诱导一个较窄的吸收峰劈裂成两个转移线型。通过观测探测激光的频率,可以观测到这两个峰。电场所诱导的吸收过程是一个量子干涉的过程,因此它被叫做亮度共振,由于传输光被EIT效应吸收了一部分。EIT信号因此被叫做暗共振,因为它不再吸收探测光。探测EIT传输窗口线型改变的能力,基本上受限于激光的线宽、转换时间宽度、探测激光和耦合激光之间的多普勒失配,以及散弹噪声和里德堡态的弛豫和退相速率,更多的则是由于冲突、黑体辐射和同时发射。EIT效应对线型影响的强度在图2中已经简单进行了说明。

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3 里德堡原子激发态电场计原理示意图[1]

      3显示了典型的里德堡原子激发态电场计的激发跃迁方案。探测激光被调谐至Cs D2跃迁。图为了方便起见,显示的是一个层叠的系统。其它里德堡跃迁也有可能会被用到。图3b)中下面的一幅图显示的是探测激光的吸收谱,此时既没有耦合激光也没有外加电场共振。探测激光跨越了D2跃迁,从而形成了一个共振吸收峰。中间一幅图显示了存在共振耦合激光,但是没有外加电场共振情况下的探测激光吸收谱。在该吸收谱线中间的为EIT探测传输凹陷。上面一幅图显示的是所有的场都出现的情况,中间的是EIT传输窗口。虽然技术上有很大的挑战,但是如果探测信号的水平能够接近噪声门限的话,仍然有可能利用这种电场测量方法探测到                             强度的电场。

4显示了这个探测方法能够用来探测矢量电场,虽然这个问题还没有被广泛讨论,由于里德堡原子态是有超精细结构的,但是他们的能量分裂很微小。对于EIT探测和耦合激光的在某种极化的情况下,原子可以被调控到三级叠加的情况。传统的里德堡原子EIT是有四级的。如果分析三级和四级信号的比例作为探测和耦合激光极化的函数,电场的极化方向就可以被确定下来。图4中说明了一个一维说明性实验的例子,在该例子中使用了线性极化的探测和耦合激光。探测和耦合激光被一起扫描,来决定入射电场的线极化角度和方向。入射电场极化方向垂直于探测和耦合激光极化方向的平面。

4(a)表示的是87Rb系统中52态的能级结构图,箭头指示了跃迁中探测激光的极化是极化,而耦合激光是π极化。而54P3/2态被显示在53D5/2态的上面。激光极化对应于原子的量子化轴选择沿着探测激光和耦合激光束的传播矢量。图4(b)表示的是理论上的有效的三级系统拉伸态的探测传输线型。图4(c)表示的是理论上非拉伸态的传输系统的线型。


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4 87Rb的能级结构以及量子态跃迁示意图[1]

这种亚波长成像的方法可以很直接的被理解。这种方法探测电场的空间分辨率是由探测激光光学系统的空间分辨率所决定的。在探测激光中,构成横向光束的每一个可分辨光束都可以成像到空间敏感的探测器上。例如一个CCD,可以用来探测蒸汽小室中的电场分布。特别的,蒸汽小室的聚焦深度和蒸汽小室在三维空间的物理尺寸联合决定了平行于探测光束方向的空间分辨率。系统探测的灵敏度是由跨越图像每一个单元的转换时间、每一个图像单元里原子的数目以及退相速率所决定的。转换时间宽度随着空间分辨率的提升扮演非常重要的角色。测量的基本想法并不会改变图像的应用。

既然EIT高度依赖于量子干涉,那么EIT对于相位的扰动是非常敏感的,因为每个原子的结构都是相同的,所以这种方法使用每个参与的原子,组成了一个稳定的射频电场原子传感器。这个设备是可以用来进行计量溯源的,因为它的灵敏度直接与原子的属性有关,里德堡原子的波函数和偶极矩都是已知的,并且能够可以被更精确的通过现在光谱仪测量出来。例如使用频率合成器和超冷原子可以较好的测量里德堡原子的量子缺陷,或者使用Stark偏移测量。当前可以检测到的电偶极矩大致在10-4埃的水平,里德堡原子的电偶极矩可以被大致计算为108的水平。

三、超高灵敏度量子超外差电场接收机

然而,目前的微波电场量子传感器主要是基于里德堡原子的静电场计,它仅能测量电场的强度和幅度,不能测量电场的其它信息。而且,目前基于原子的电场计的灵敏度受限于光子散弹噪声,最小可以探测到几μVcm-1 Hz-1/2强度的电场。在本节,介绍了一种新式微波电场超外差式量子传感器。它可以测量微波场的相位和频率,敏感度大概在十几nVcm-1Hz-1/2。这个传感器是基于微波驱动里德堡原子,并产生特定的光谱,同时可以得到非常令人惊喜的灵敏度增益。通过具体的实验,可以获取到的灵敏度大概在55 nVcm-1Hz-1/2。该技术最小可探测到的场强比现有的里德堡原子电场计的最小场强还小大约三个数量级。同时也可以测量微波场的相位和频率,其频率准确度在微波场强度只有十几nVcm-1的情况下可以达到十几μHz。这项技术也可以用来感知太赫兹和射频场。这个工作是我们实现逼近量子噪声极限的电磁波探测的第一步,它在射电望远镜、太赫兹通信和量子控制等方面都呈现出巨大的潜力。

在时间可变电场感知中的两个中心任务是,第一要能准确探测微弱电磁波的频率和相位,一种典型的例子是雷达的探测。第二是用非常高的探测灵敏度,探测非常微弱的微波场的幅度。然而,现存的基于微波电场量子感知的原子只允许通过光学读出感知场的幅度信息,严重限制了在实际探测微波场中的应用。为了探测相位和频率,在基于原子的实验中,用真实的工具进行演示仍然是比较困难的。更进一步,当前基于原子的电场计的探测灵敏度已经逼近了光子散弹噪声极限,大约是3μVcm-1 Hz-1/2。然而,要突破这个极限是非常困难的,它需要对光进行非经典压缩。最初的困难是去提升现存的基于原子的微波电场计的灵敏度,当微波信号比较弱的时候,对应的Rabi振荡频率甚至小于光的线宽,因此他们仅仅能实现非线性检测。另外一种实现高灵敏度检测的方法,利用了非经典薛定谔猫的量子态,但是相关的实验已经被限制到一个少量原子的系统里面,由于准备薛定谔猫的状态是非常困难的。开发一个新的量子感知方案来克服上述困难是一个巨大的挑战。


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   图5展示了基于原子的超外差接收机的原理图。

5a)显示了量子态                             和里德堡态通过探测场和控制场进行共振耦合。图中蓝颜色的为本地微波电场与里德堡态的跃迁发生共振。一个非常微弱的微波电场信号会产生共振耦合,该微波信号相对于本地场,其相位为,频率为。量子态的弛豫速率为。图5b)描述的是微波驱动的里德堡态和接近0失调的激光线性EIT谱。这里有两个里德堡态,是由并且创建的,它可以诱导EIT线谱的AT分裂。对于态可以获取一个能量校正,将EIT的谱线往外拉。当,所有的EIT谱线在附近是线性的。图5c)描述的是操作原则,微波电场被转化为光信号,从而实现了频率的下变频,信号的相位与原始信号的相位相同,但是信号的幅度得到了加强,这导致人在探测电磁波的场景中很容易联想到这是一种线性混频。

 

5 基于原子的量子超外差接收机的工作原理图[2]

在该方案中,使用了较强的本地微波来驱动里德堡态,并且定制了电磁诱导的透明EIT谱,因此实现了一个新颖的量子传感器。在图5中我们可以看出,量子超外差不仅实现了对微波电场的相位和频率的测量,而且实现了非常有利的级别的灵敏度,因此可以显著的达到55nVcm-1 Hz-1/2的探测灵敏度,同时不需要非经典源;它可以进一步的增强频率和相位的测量准确度。

5基本说明了量子超外差的工作原理,最关键的一点是采用了一个较强的本地微波电场与里德堡态跃迁产生共振,其Rabi频率对应于电场强度。所有的探测和耦合波束都与对应的原子跃迁产生微波共振。在旋转波近似中,一个幅度为的微波场信号将导致里德堡态之间产生耦合,在这里微波与本地场之间的频率失调为,相位失调为。我们还对的场景感兴趣,在这里代表了典型的EIT线宽。

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6 量子超外差系统原型机系统结构[2]

在量子超外差中,一个微波信号在一阶微波驱动的里德堡态的能级偏移里面可以实现完整的信息编码。当时,较强的本地共振微波场可以产生两个里德堡态,其能量被分开,它分别是两个裸里德堡态的对称和非对称的叠加,当一个外加电场产生扰动时,获取了一个瞬时的一阶能量偏移,,它保留了原始的相位和频率的信息。

在探测                             的过程中,我们依赖于使用做为一个控制旋钮来驱动里德堡原子,在接近零激光调谐的区域实现线性的EIT谱。当时,微波驱动的里德堡原子的EIT谱的EIT峰,呈现出熟悉的AT分裂,其谱线分裂依赖于。我们以这样的一种方式来调谐EIT谱线呈现出线性特征,这将导致正比于。后续,当校正能量向方向偏移时,这个偏移会被线性转化为EIT共振信号的最大幅度速率的改变,因此当时,实现了我们所想要的包络检测。

因此,微波信号可以直接通过测量光信号并将其读出,并用以下公式表示:

在这里,代表微波驱动的原子的EIT信号在有和无情况下的信号强度。进一步可以获取到如下公式:

在这里,幅度是:

      在这里,代表着参与EIT过程的光子的比率,定义了的相干时间,量子超外差相干时间与相关。是与里德堡跃迁相关的偶极矩。量子超外差有两个显著的优点:1、对于时,量子超外差实现了包络检测,其检测灵敏度能达到令人满意的程度,尤其是灵敏度正比于级别。这戏剧性的通过缩减经典噪声,改善了系统探测的灵敏度。与传统的里德堡原子的微波电场计相比,可以取代非线性探测2测量的频率分辨率并不依赖于相干时间,而是仅仅受限于外部同步时钟的稳定性。

       6介绍了一种超外差式量子无线接收机的系统结构示意图,该系统在室温下的蒸汽小室中使用原子来探测微波场。在开发该系统探测信号之前,我们优化了系统的探测灵敏度,尤其是增强了对的控制能力。我们使用的测试信号,通过测量在各种强度对应下的,频谱分辨率设定为1Hz。我们可以从的时间平均中得到。对于的情况,这种方法提供了一种EIT信号谱分析的方法。

在图6系统中,原子蒸汽小室的长度大约为5 cm长,里面含有处于基态的原子蒸汽,密度为。在这个系统中实现了完整的四级量子能级体系,对于与铯原子的四个态,,F=4,F=5。其中超精细能级,F=4,F=5;组合成了最低的两个态,配置为。更进一步,里德堡态的逆向寿命为;里德堡态的寿命为。这两个态组成了。在测量的时候,已经将黑体诱导的量子跃迁到主量子数的因素考虑在内了。通过施加一个本地共振的微波场,将量子态从跃迁至。在探测微波信号的时候,本地和目标探测的微波信号通过两路分路器将信号组合成一路,然后通过角锥共振天线将微波信号发射到自由空间。在两个超精细态,F=4,F=5;之间的共振耦合可以通过852nmECDL探测激光来实现。在,F=5之间的共振耦合是通过510nm的二极管激光来实现的。探测激光和耦合激光束够穿过室温原子蒸汽小室到达计数器,并将多普勒频偏最小化。他们的极化方向都是线性极化,并且平行于微波场的方向,导致磁亚能级被激发。对于探测光束,光束直径是mm;入射光功率大约为, 计算得到的。对于耦合光束,光束直径是mm,入射光功率为, 计算得到的。在被蒸汽小室吸收以后,进入到探测器的探测激光强度大约为

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7 超外差量子接收机的实验结果[2]

      根据图7所示的实验结果,如图7a)所示,灵敏度最高的点是位于,该点所对应的。图7b)所示为AT分裂的测量结果,对应。图7b)所示的红色的为实验数据,蓝色的为理论数据;通过使用多峰拟合,以前的分析也证实了最好的探测灵敏度是位于;并且,对应于与每一个峰相关联的EIT谱线的半高宽。固定,并且,使用量子超外差方式可以进行以下方式的微波场的测量。

       首先进行量子超外差的包络检测,通过测量,同时设置各种的测量时间为1s,我们可以得到如图7c)的数据。我们可以看到,对于的情况,;当的时候,系统的测量能力逐渐变成非线性。其线性区间的动态范围接近90dB。其可以读出的灵敏度大约为),信号甚至低于噪声基底。图7c)还展示了这种有着超高灵敏度的量子超外差检测方法与传统的里德堡原子电场计的非线性测量做比较的情况,可以看到灵敏度提升了将近2倍。

如图7d)所示,实验还对系统所能探测到的最小微波场强进行了测量,最小场强大约是,测量时间大约为2097.1s,对应的RBW分辨率带宽为0.5mHz。系统已经尽可能的去缩减系统噪声,并将系统长时间稳定测量的因素考虑进去;这使得系统在电场强度为的情况下可以获得27.5dB的信噪比。而理论估算系统的测量灵敏度可以达到,实际测量与理论值之间的偏差可能是由于频谱仪与GPSDO没有完全同步导致的。而如果测量时间进一步的加长到4个小时,甚至理论上可以测量到的电场强度。能实现如此高的探测灵敏度,同时又能探测微波场的频率和相位,这在以前是从来没有过的。


本文主要翻译自:

[1] Fan H , Kumar S , Sedlacek J , et al. Atom based RFelectric field sensing[J]. Journal of Physics B: Atomic, Molecular and OpticalPhysics, 2015, 48(20):202001.

[2] Jing M , Hu Y , Ma J , et al. Quantum superhet basedon microwave-dressed Rydberg atoms[J]. 2019.


文章来源于南京邮电大学智能芯片精密测量实验室,侵删。

 


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