原子分束器及其应用

2011-09-05贾佑华

上海第二工业大学学报 2011年3期

关键词：驻波光场干涉仪

贾佑华，高勇

（上海第二工业大学理学院，上海201209）

原子分束器及其应用

贾佑华，高勇

（上海第二工业大学理学院，上海201209）

对各类基于磁导引、光导引或波导引原子分束器以及自由空间原子分束器的实验方法和进展进行了综述，同时介绍了原子分束器在原子衍射、原子干涉、玻色凝聚原子（BEC）的相干分裂研究中的应用。

原子分束器；激光导引；磁导引；原子光学；原子光学器件

0 引言

近十年来，随着激光冷却技术的不断发展，人们已经可以获得温度很低，密度很高的超冷原子样品。由于冷原子的能量极低，其德布罗意波长比较长，于是将表现出类似光的波粒二象性，如冷原子束的偏转、聚焦、反射、干涉以及非线性光学现象和量子光学现象。所有这些形成了“原子光学”这一新兴的研究领域。因此，在原子光学中，一个非常有意义的并且有着广泛应用前景的基本问题是原子光学器件的研究。原子分束器就是一种重要的原子光学器件[1-21]。

早期原子分束器的分束对象是在自由空间传播的原子束。它是采用非原子导引技术的原子分束器，一般利用原子与材料光栅、周期性势场、原子镜等之间的相互作用来实现原子束的分束。根据分束原理的不同，另外一类是基于导引技术的原子分束器。该类分束器有很多优点：可以实现大角度、宽范围的原子束分束；原子束发散角可被压缩；导引势场能够克服重力场对原子的作用；对原子的操控简单方便。但导引原子分束器的缺点是它通常是多模的非相干分束器，无法用于原子干涉等实验。然而，如果采用微米甚至亚微米尺寸的Y型中空光纤实现超冷原子的消逝波光波导，或采用微米尺寸的U型载流导线实现超冷原子的磁波导，即可构成相干的单模波导型光纤原子分束器，或单模磁波导原子分束器。

1 原子分束器及其最新进展

1.1 磁光导引或波导型原子分束器

1.1.1 冷原子磁光导引或波导原理

(1) 交流斯塔克效应

由于交流斯塔克效应，当一个二能级原子在非均匀激光场中运动时，将受到激光场的偶极力作用，其相互作用势由下式给出：

式中∆=ω−ω0−kvz是激光频率相对原子共振频率的有效失谐量，r为位置矢量。g(r)=degE(r)/2ℏ是光场中某一点r处的拉比频率，k是激光的波矢，2γ是原子从激发态 |e＞到基态 |g＞的自发跃迁速率，deg是偶极跃迁矩阵元，E(r)是光场的电场强度。当∆＜0时，光场为红失谐时，原子被吸引到光强最强处；而当∆＞0时，光场为蓝失谐，原子被推向光强最弱处。因此，利用红失谐或蓝失谐光场与原子的偶极相互作用即可实现激光导引。

(2) 塞曼效应

显然，当FFgm＜0时，磁场作用在原子上的梯度力将指向磁场强度B增大的方向，出于强场搜寻态的原子将受到磁场梯度力的吸引；而当FFgm＞0时，梯度力将沿着磁场强度B减小的方向，处于弱场搜寻态的原子受到的梯度力是排斥的。

1.1.2 激光导引原子分束器

(1) 采用红失谐高斯光束导引的原子分束器

该方案包括两束交叉的偶极子导引，其中一束激光是垂直方向的，另一束激光与垂直方向的夹角为0.12弧度，如图1所示[5]。

首先关闭囚禁光束和再泵浦光束，冷原子则在磁光阱MOT中被释放。冷原子首先进入垂直的导引激光中，并且在重力作用下自由下落。但由于导引激光所产生的横向囚禁势，原子只能在导引激光中作横向振荡。当原子下落到两束激光交叠处时，突然引入倾斜激光导引，原子束就从交叠部分进入倾斜的激光导引束，从而实现原子分束。重叠部分的大小决定了冷原子从垂直激光到倾斜激光的转移效率。分束的效果可以通过CCD探测荧光来实现。探测的地点在MOT中心下面10 mm处，观测的方向与两束光导引平面垂直。实验结果表明，红失谐激光的转移效率可达到40 %，并且在冷原子源下方10 mm处，两束原子束直径约为几百微米，但已经被分开了超过1mm。该分束器的优点：适用于所有类型的原子，并且可以在真空室外调节激光束的方向来改变分束器的几何结构；可以实现能量选择原子分束，可用于势阱中蒸发原子；导引过程中无自发辐射，可保留原子的相干性。

图1 红失谐高斯光束导引的原子分束器Fig.1 Atomic beam splitter guided by red detuned Gaussian beam

(2) 采用蓝失谐空心光束导引的原子分束器

蓝失谐空心光束即暗中空光束（DHB），可以对连续的冷原子束进行导引、聚焦、分束[6]。当原子束与暗中空光束重叠时，可以实现原子束的聚焦，DHB起一个原子漏斗的作用；当DHB与原子束存在一个夹角时，DHB就会导引原子束，从而起到原子分束器的作用。实验表明，原子束之间的空间位置﹑DHB的发散收敛度﹑DHB的直径都会影响到DHB与原子束作用的结果。图2为蓝失谐空心光束构成的原子分束器。

该实验采用的是铷原子束。基本原理是磁光阱中的原子一旦被装载到暗中空光束里面，将受到DHB偶极力的作用而被导引，其他在MOT中但未被装载到DHB中的原子将在纵向囚禁光束下加速，因此形成了原子的非相干分束。

其中DHB的偶极力作用势可写成：

图2 蓝失谐空心光束导引的原子分束器Fig.2 Atomic beam splitter guided by blue-detuned hollow beams

其中Γ为自发衰减率，∆为DHB频率的失谐量，Is为铷原子跃迁的饱和光强，I(r, z)为DHB的光强。具体实验中DHB作用势所致的横向速度达2.4 m/s，纵向速度达12 m/s，可推算出DHB的分束角最大可达到11度。

实验是在真空室中采用六束功率为40 mw、直径约为1 cm的二极管激光作为囚禁激光，另外一束功率为15 mw、直径约为1 cm的二极管激光作为再泵浦激光。低速的铷原子束直径约为900 µm，流量约为每秒108。然后通过钛蓝宝石激光器来获得DHB，并通过一对有抗反射涂层的旋转三棱镜、凹面镜和凸面镜使DHB的直径从1 mm至1 cm可调。这样一束与冷原子束夹角约为5度的DHB就产生了分束的效果。研究表明，DHB的直径也会影响导引效果，当DHB的直径略大于冷原子束的直径时，导引效果最好，分束最明显。采用DHB的分束器有很多优点：首先它不依靠材料，因此不受材料势场的影响，自发衰减率很低；其次DHB装载冷原子的效率很高，最大可达到50 %，因此其导引效果比消逝波要强。通过DHB对原子束导引和分束技术可以实现原子喷泉以及原子镜等多种原子光学器件的研制。

1.1.3 磁导引原子分束器

(1) Y型载流导线原子分束器

德国海德尔堡大学Schmiedmayer等人研制了一种Y形状的金属丝，它可以充当一种简单的原子分束器[7]。一般这种金属丝的直径为10 µm甚至更细。通过对Y形状的金属丝外加偏场来实现导引原子。该分束器是由一个一毫米厚的U型金属丝和一个镀金的薄片构成。在薄片上有两个直径200 µm的U形金属丝和若干个用来分束的直径为10 µm的Y形状的金属丝。研究者们首先把原子积聚在位于薄片下的厚的金属丝里面，然后通过电势的改变使原子流向Y形状金属丝，最后在Y形状的金属丝上产生分束。同样可以改变Y形金属丝两个叉的电势来控制原子分束的比例。此分束器的优点是可以实现明显的分束效果，并可用于原子干涉及原子分散的研究。该分束器还可以被集成到复杂的量子网络中来研究量子信息过程等。该实验原理图如图3所示。

图3 Y型载流导线原子分束器Fig.3 Y-carrying wire atomic beam splitter

(a) 图是Y型载流导线构成的原子分束器。

(b) 图是实验结果。其中第一个图是仅仅左边导线通入电流的情况，第二个图为右边导线通入电流的情况。第三个图和第四个图是左右两根导线都通电流的情况，此时原子沿两条路径输出，达到了分束的效果。

(2) X型载流导线原子分束器

该方案装置是在玻璃底片上放上两根导线，同时在玻璃底片上外加横向偏场，形成了一个大约10 cm长的分束器[8]。实验中首先在MOT中获得被冷却的Rb蒸气，把一个被钻了直径为500 µm孔的镜子放到真空室中，然后把磁导引装置就放在镜子后面，如图4所示：

图4 X型载流导线原子分束器Fig.4 X-carrying wire atomic beam splitter

其基本原理是利用原子的弱场搜寻态来导引原子：当导线电流在其表面产生的磁场大于外加横向偏场时，磁场矢量和为零处出现在导线外，随着外加偏场的增加，磁场矢量和为零处将向导线移动，因此通过外加偏场和导线电流的控制可实现原子的弱场搜寻态导引。如果导线直径是100 µm，导线的电流强度是50 000 amp/cm2，则最大的原子流量可达到每秒150 000个，并可以达到50/50的分束比。改变输出臂的电流可达到原子分束比0至85 %可调。此分束器的一个显著优点是可以实现任意角度的分束，并可以在未来的单模分束器设计中验证横向的空间相干性。

(3) 磁波导原子分束器

磁波导是通过在静态的磁镜上外加偏场来实现的[9]。它可以对冷原子束进行实时操纵，可以精确到100 µs。通过对偏场的旋转可产生强度和速度可调的运动波，然后波的动量就会传给原子束，导致原子束的转移。因此，中性原子可以沿着运动波的方向在磁反射镜的表面传输。随后被囚禁的冷原子可以在指定的路线传输并可以相互作用。由于此方法可以实现被囚禁冷原子在微结构表面的相互作用，故可用于集成原子光学的研究。实验方案如下：在磁光阱MOT收集5×106个Rb原子，在光学凝胶中使其冷却到24 µK，然后泵浦到|F=3, MF=+3＞能级，随后原子云在重力作用下落到凹面的磁反射镜上。反射后利用脉冲激光（脉宽为5 ms, 60 µw/cm2的驻波）进行荧光探测，用CCD记录被反射的原子的分布情况。实验结果表明，随着磁场BG的增大，被反射的原子束分束现象越明显。如图5所示。

1.2 自由空间原子分束器

1.2.1 布拉格衍射光栅原子分束器

原子的布拉格衍射过程等价于多光子拉曼过程，原子的初始动量PN=N ℏk, k为波矢，当原子束通过光场时，则形成了PN=N ℏk与P－N=－N ℏk两个动量状态的叠加，其中整数N代表布拉格衍射级次。显然，有2 N个光子参与了原子与光场的动量交换。为了得到明显的分束效果，要求原子所感应到的光场不断地开启和关闭以防原子与光场作用时其他动量状态的存在。实验方案如图6所示[2]。实验中原子束首先被塞曼冷却和两步压缩，形成了速度约为250 m/s的会聚冷原子，构成布拉格衍射的驻波光场激光功率约为3 mw，可以实现八级布拉格衍射，达到6毫弧度的分束角，在探测器上有12 mm的分束距离。对于五级布拉格衍射，还能观察到随着激光光强的改变分束比的波动。不同级次的布拉格衍射可以通过改变原子束与布拉格衍射光场的夹角来实现。该方案具有分束角大、分束现象明显、分束比可调的优点，因此可用来构成相干面积很大的原子干涉仪。

图5 磁波导原子分束器Fig.5 Magnetic waveguide atom beam splitter

图6 布拉格衍射光栅原子分束器Fig.6 Bragg diffraction grating atomic beam splitter

1.2.2 双色驻波原子分束器

通过两束与原子共振频率略有失谐的双色驻波与二能级系统原子相互作用可产生分束现象，如图7所示[1]。此方法可以实现明显的大角度分束。例如，激光冷却的Ca原子可以达到0.1弧度的分束角。

图7 双色驻波院子分束器Fig.7 Color standing-wave atom beam splitter

实验中要求这两个驻波具有相同强度，频率分别为ω＋∆和ω－∆（其中∆为失谐量），并且相位差为kπ。考察原子与该场的作用情况：理论上可以忽略原子束同时与两束光相互作用的情况，这样一部分原子将与频率为ω＋∆的光作用，吸收一个光子同时反向受激辐射一个光子，它的动量每过π/∆的时间就改变2 ℏk；同样，另一部分原子会与频率为ω－∆的光作用，动量也会改变。由于原子分别与两束光作用的概率均等，原子束被分成两束。此方法同样可以实现对三能级原子束的分束，但要注意两束光波的偏振方向要相反，这样可以确保原子只与其中一束光相互作用。此分束器的优点是不受Raman-Nath体系的限制，可应用于超高灵敏度原子干涉仪的研制。

1.2.3 线性调频激光原子分束器

此方案是让准直的原子束与两束反向泵浦的线性调频驻波光场相互作用来实现分束的[14]。激光场强的空间分布以及原子在x方向速度决定了原子束所感应到的瞬时激光光强。此方法可以实现所有方位角角动量原子的分束。要注意的是激光的频率带宽应该很窄，并且调频到原子跃迁的近共振频率，调频带宽应该比动量转移能量高很多倍。获得这种调频光的方法很多，一种可行的方法是通过声光调制器来获得，其基本分束原理是原子束与驻波作用的原理：当一准直原子束通过驻波激光场时，将发生原子与光子的动量转移，首先入射原子束中的一个原子从驻波场的正向光场吸收一个光子，原子跃迁到激发态，然后再沿反向光场受激辐射一个光子，原子又回到基态。这时原子已经获得了2ℏk的动量，从而实现分束效果。上述过程要注意的是由于分束过程要经过激发态粒子数的瞬态布居，所以要求在激发态的布居时间要小于自发辐射的寿命以防止自发辐射的影响。实验方案如图8所示。

图8 线性调频激光原子分束器Fig.8 Chirped standing wave laser atomic beam splitter

1.2.4 磁光栅原子分束器

目前，德国Konstanz大学的研究者们成功地利用磁光栅对He原子分束[3]。该光栅的原理是空间偏振光场与磁场同一个三能级系统的原子相互作用。此方法对三能级系统的原子分束类似于驻波场与两能级原子系统的作用，但动量转移比驻波场作用更大。迄今为止，此方法在动量空间能实现最大的分束效果。实验中原子束首先被两个直径分别为20 µm和10 µm的狭缝准直，然后经过磁场和光场区域，磁场是由赫尔姆霍茨马口铁产生，光场是由Ti宝石激光通过单模光纤导入，其波长为1.083 µm，对应于原子23S1→23P1的跃迁，并通过λ/4波片使激光呈π偏振。忽略自发辐射的影响，以及假定原子在绝热环境下光场与原子作用会引起原子束的相移。通过调节光场失谐与塞曼频移相匹配，可明显地观察到双峰衍射现象，双峰的空间距离可达1.5 mm，对应于衍射峰的动量差达到42ℏk。实验装置图如图9所示。

图9 磁光栅原子分束器Fig.9 Magnetic grating atomic beam splitter

1.2.5 基于受激Raman跃迁的原子分束器

此外，基能级超精细结构之间的受激拉曼跃迁可以在原子喷泉中操纵冷原子，还可利用其速度选择模式来测量超冷原子的温度[11]。

图10 基于受激Raman跃迁的原子分束器Fig.10 Atomic beam splitter based on stimulated Raman transitions

同样四束基于拉曼跃迁的激光可实现原子分束[12]。该方案采用四束拉曼π脉冲激光，同时可以看作两组双色驻波场，其频率分别为ω1+δ, ω1-δ, ω2+δ, ω2-δ。每一组频率相差2δ的双色驻波场还可以进一步简化为两个反向泵浦强度调制行波的叠加。当一束驻波的波腹与另外一束驻波的波节重合时，原子则轮流与频率为ω1, ω2的光场相互作用，其动量转移过程如图11所示。如图11(a), (b)所示，原子首先在|1＞态，吸收频率为ω1的光子，跃迁到中间高能态，然后反向放出一个频率为ω2的光子，从而到达|2＞态，在此拉曼跃迁的过程中原子获得了2ℏk的动量。如图(c), (d)所示，处于|2＞态的原子先吸收频率为ω2的光子跃迁到中间高能态，然后反向辐射频率为ω1的光子，回到了|1＞态。同样原子获得了同方向的2ℏk的动量。此过程可以反复进行下去，因此，该分束器可以实现很大的动量转移。实验中要注意的是，这里所说的中间高能态并不是指激发态，它们之间存在一个很大的失谐量，这样作的好处在于可以减少自发辐射，并可以实现长时间的相互作用。此分束器的优点是可以实现几百个光子动量的转移，因此分束角很大。

图11 基于拉曼跃迁原子分束器的动量转移过程Fig.11 Momentum transfer based on Raman transition atomic beam splitter

1.2.6 微结构机械光栅原子分束器

微结构机械光栅可在动量空间和位置空间进行原子分束[13]。三个光栅可构成原子干涉仪，如图12所示。

图12 三光栅原子干涉仪Fig.12 Three grating atom interferometer

首先，以氩气为载气将钠原子束喷出，其德布罗意波长为16 pm，然后被两个20 µm的狭缝准直，通过三个光栅间距为0.4 µm的机械光栅后可观察到原子干涉现象。干涉条纹的相位与入射原子的波长和角度没有关系。实验中干涉信号每秒70次，因此干涉相位的精度可达到每分钟0.1弧度。光栅衍射原子束的原理基于光栅方程：d sinθ=j λ，其中d为光栅间距，λ为原子束的德布罗意波长。因此，若光栅间距缩小为0.2 µm，原子束由氙载波气体喷出(即增大德布罗意波长)，分束角会变大，干涉现象也越明显。这种衍射光栅是由可拉伸硅氮化物薄膜上的狭槽阵列构成。其制作流程简单描述如下：两面磨光的Si薄膜通过等离子放大低压化学气相沉积使其两面涂上氮化物，然后对薄膜进行刻槽，同时在薄膜的前表面涂上有机玻璃薄膜和15 nm厚的Au来避免刻槽时的偏离，最后除去有机玻璃膜和Au就可得到这里所需要的光栅。

1.2.7 偏振光原子分束器

通过偏振光场与四能级原子系统相互作用可以实现原子分束。它可以实现更加复杂几何形状的原子分束，并且用此原子分束器构成的原子干涉仪可实现很高的对比度和清晰度。其分束原理是利用不同顺序的πz和πx偏振光把原子激发到不同的量子态上来实现分束。考虑到四能级系统原子，J=0, J=1(MJ=0, MJ=1，MJ=－1)。处于J=1 (MJ=1，MJ=－1)态的原子将与电矢量平行于x方向的电矢量即πx偏振光相耦合；处于J=1(MJ=0)态的原子将与电矢量平行于z方向的电矢量即πz偏振光相耦合。如图13所示，四束偏振光与原子作用的顺序分别为πz, πx, πx, πz，它们分别与处于不同量子态的原子作用，使原子产生动量转移，从而实现分束。与此同时，通过使用不同的光场脉冲可以控制分束比。π/2脉冲激光可以实现50/50的分束比，而π脉冲则实现了所有原子的转移，即使整个原子束发生偏转。

图13 偏振光原子分束器Fig.13 Polarized atomic beam splitter

此外，自由空间原子分束器还包括π/2脉冲激光原子分束器[14]、基于光学Stern-Gerlach效应的原子分束器[15]等。

2 原子分束器的应用

2.1 原子束衍射实验的研究

近共振驻波场构成原子分束器的原理在于它可以实现大范围的衍射[16]。衍射的级次主要是由势场深度和驻波场与原子相互作用的时间这两个因素决定的。当驻波场快速打开或关闭时，由于相互作用时间较短，原子经历非绝热过程，产生Raman-Nath衍射，衍射级次较多；当驻波场的开关速度减慢时，相互作用时间会较长，原子经历绝热过程，则产生Bragg衍射，衍射级次明显减少。衍射的示意图如图14所示。当原子经过两束反向泵浦的激光场时，由于交流斯塔克效应，将受到保守势的作用：

图14 近共振驻波场衍射图Fig.14 Diffraction pattern based on near-resonant standing wave

其中k=2π/λ代表光波矢， Vmax=hΩRabi/∆代表最大的势场，它与光强成正比，ΩRabi代表拉比频率，∆指驻波场频率与原子跃迁频率的失谐量。从上式可以看出，驻波场作用势的空间周期为λ/2，因此，对于相邻衍射级次的衍射动量差为2ℏk。此外，原子束入射角的改变也会影响衍射结果。

另外一种衍射方案是通过把Ce原子束斩波成短脉冲来实现的，其结果完全满足时间与能量的测不准关系[17]。斩波器是由消逝波强度脉冲激光原子镜构成的。形成消逝波的光场开关速度达ms数量级，这样可以保证原子束在绝缘体表面而不至于弹出去。通过调节原子镜的强度，我们可以扫描到两束衍射原子束的相位差。

2.2 原子干涉及原子干涉仪

原子分束器的一个最重要的应用就是原子干涉。它对学习原子的量子特性很有帮助。由于被导引的原子不像自由原子那样受重力作用，所以它在物质波器件的研制和精确测量上有很大的用途。这就像激光产生相干光会带来很大价值一样，相干波的应用价值远大于非相干波。

原子干涉仪的构成方法很多，它可以通过驻波场[18]、布拉格衍射光场[19]、微结构机械光栅[13]、偏振分束器[20]、V型载流导体等方案来构成。下面简单介绍一下驻波场原子干涉仪和偏振分束器干涉仪。

2.2.1 驻波场原子干涉仪

如图15所示，处于亚稳态的Ne原子从左边射出，右边有三束很强的平行驻波。第一束驻波充当一个原子分束器的作用，当原子通过该驻波时，就被分成两束；第二束驻波起一个原子镜的作用，使原子束向第三束驻波运动，两束原子束则在第三束驻波处会聚并发生干涉。一个拥有移动狭缝的探测器在右侧记录探测到的原子数，通过狭缝的扫描可以看到每秒探测到的原子数的起伏，从而观测到原子干涉现象[28]。探测到的信号通过反馈来控制压电陶瓷，从而可以移动第三束驻波场使探测的信号更明显。原子分束的基本原理还是基于驻波场的Bragg衍射，对于一级Bragg衍射干涉条纹的对比度可达到62 %，峰值信号达到每秒1 700个原子，此方案具有迄今为止最大的干涉条纹的对比度。另外，此干涉仪具有分束比可调、构造简单、自发辐射小、相干性好的优点。

图15 驻波场原子干涉仪Fig.15 Standing wave atom interferometer

2.2.2 偏振分束器干涉仪

传统的原子干涉仪是基于二能级系统的，这里利用偏振光场与四能级原子系统作用，从而实现路径选择激发分束，构成原子干涉仪[20]。基于四能级系统的路径选择干涉仪具有干涉强度大、条纹对比度高的优点，并且可以实现很多种不同的干涉几何形状。基本原理是利用πz和πx的偏振光与处于不同量子态的原子相互作用，使原子分束再形成干涉。实验装置如图16所示。

图16 偏振分束干涉仪Fig.16 Polarization beam interferometer

采用热的镁原子进行实验，激光波长457 nm对应于1S0到3P1的跃迁波长。四束激光中，中间两束通过了λ/4波片是为了产生πx的偏振光，右侧的荧光探测是测量激发态的原子束。整个系统是处于磁场屏蔽中的，这样可以保证干涉不会被磁场影响。

总之，原子干涉仪的作用不可低估。它对验证基本的量子特性（例如量子统计特性）以及广义相对论有很大的作用。此外，原子干涉仪的出现对研究原子在电场、磁场、重力场、真空中的运动、加速等行为提供了更精确的研究方法，提供了研究原子内部结构效应的可能性。与此同时，原子干涉仪是一种测量的器件，它可以用来制造超灵敏探测器，因此，它在航海、地理、广义相对论的验证以及其它很多实际领域都有应用价值。

2.3 玻色凝聚原子的相干分裂研究

目前，已经可以通过运动的周期性光场观察到BEC钠原子的布拉格衍射现象[21]。相干布拉格衍射过程导致了BEC原子的单向动量转移，并保留了原子的相干性。通过周期性的光场脉冲与被囚禁的原子作用，可观察到原子团分裂的轨迹。布拉格衍射可以操控处于凝聚态的原子，实现确定动量的转移，同时不会影响处于非凝聚状态的原子，因此可用于研究凝聚态气体和非凝聚态气体之间的相互作用，例如阻尼运动、原子散射等。实验中，驻波场与原子相互作用的时间不是由原子经过光场的路径决定，而是由激光脉冲间隔决定的。此外，光场入射角的选择尤为重要。

一般地，n级布拉格衍射与2 n个光子的受激拉曼过程是等价的。其过程满足如下关系：其中，P=2ℏksin(θ/2)指双光子拉曼过程的反冲动量，k=2π/λ，M是原子质量，δn是两束激光的频率之差。实验中一级布拉格衍射在δ1/2π＝98 kHz处共振，高级次衍射时δn＝nδ1。

玻色凝聚原子的相干分裂研究可用于非线性原子光学实验。例如，布拉格衍射可以产生三种不同动量的原子，因此可应用于研究物质波的四波混频效应；高级次的布拉格衍射还可以用作原子激光器的输出耦合器，它可以产生准直性非常好的相干原子束。

3 总结和展望

类似于光子分束器在光子光学中的作用一样，原子分束器在冷原子波动性的研究中起着重要的作用，是原子光学研究中的重要元器件之一。此外，原子分束器的研究还可促进原子芯片和集成原子光学的发展[22-24]，在光学领域和量子信息科学中具有潜在的应用价值。

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Atomic Beam Splitter and Its Applications

JIA You-hua, GAO Yong
(School of Science, Shanghai Second Polytechnic University, Shanghai 201209, P. R. China)

The principles, methods and the recent experimental progresses of magnetic guide，light guide and wave guide atomic beam splitters and free-space atomic beam splitter are reviewed, and the applications of atomic beam splitter in atomic diffraction, atomic interference and the research in Bose-Einstein condensation(BEC) interferefering separation are also introduced.

atomic beam splitter；laser guide; magnetic guide; atom optics; atom optical device

O431.2

1001-4543(2011)03-0192-12

2011-01-06;

2011-05-11

贾佑华（1982－），男，安徽含山人，博士，主要研究方向为原子、分子物理与激光冷却，电子邮箱yhjia@sf.sspu.cn。

上海第二工业大学科研基金（No.A20XQD20907）