互动科普

一种利用单个原子的能量的新型激光器揭示出光是如何与物质相互作用的。

单原子激光器不能读出条码，也不能用来放音乐。它的输出功率只有万亿分之一瓦(CD机中的激光功率要大许多百万倍)。但这种激光器已被证明是一种重要的实验工具。单原子激光器产生的光具有一些只能用量子力学来解释的性质(量子力学是支配原子尺度或亚原子尺度上相互作用的理论)。通过分析这种激光器在不同条件下的性能，科学家们能够检验量子理论的预言并获得对激光本性的新认识

常规激光器

为了了解单原子激光器，首先必须了解常规激光器是如何工作的。每台激光器都有两个基本元件：光学共振腔(通常由两块对齐的反射镜组成，它们使光来回反射)和位于反射镜之间的激光介质(它们产生并放大光)。例如，在氦氖激光器中，这种介质是气体；而在钕钇铝石榴石激光器中，激光介质由植入钇铝石榴石晶体中的钕离子组成。激光介质中的原子或分子不是均质的——分布在许多不同的量子态(即能级)巾。介质中的各种元素或化合物中，只有一种参与激光过程，而这些原子中仅有极小一部分真正发出激光。这一部分原子称为活性原子(active toms)，其余原子则称为背景原子。活性原子交替处于两种能态上。只有当处于较高能态(即激发态)中的活性原子的数目超过处于较低能态中的活性原子的数目时，才有可能产生光的放大过程。此条件称为粒子数反转。

激光使用某种能源——例如放电——来使活性原子从低能态跃迁到激发态。然而被激发的原子不会无限期地停留在激发态上：它们天然就倾向于返回到低能态。当它们返回到低能态时，就发射出沿随机方向行进的光，这一过程被称为自发发射。这些光中有极小一部分(通常只有百万分之几)射到一块反射镜上并被反射回激光介质中。这一反射的光诱使处于激发态的原子发射出具有相同波长、方向和相位的更多光子。象这样产生出与最初的光具有相同特性的光的过程称为受激发射，激光辐射的许多异常性质就是受激发射带来的。当光在反射镜之间来回反射时，它就被激光介质不断地放大。这些光有一小部分将透过两块反射镜中的一块(此反射镜的反射性比另一块反射镜稍低一些)，从而形成人们熟悉的激光束。

为了使激光振荡发生，激光器的增益——即光在穿过激光介质时其强度的增加——必须超过因反射镜的缺陷和其它因素所造成的光束强度的损失。这一要求被称为激光阈值条件。常规激光器必须有一种含有大量原子或分子、使其能提供足以超过损耗的增益的介质。例如，发射功率为1毫瓦的氦氖激光器含有数千万亿个氖原子以及数量还要多10倍的氦原子。当10亿个光子在共振腔反射镜之间来回反射时，光的放大便达到平衡。换言之，为了在共振腔中维持一个光子，需要有几百万个氖原子和几千万个氦原子。

有几种方法可以减少所需原子的数量。人们可以通过改进反射镜的反射率而限制光束强度的损耗，从而使光子在共振腔内存储更长的时间并可以更容易地得到增强。在某些情况1f：，人们可以通过减少背景原子的数目而改进激光器的增益(背景原子通过与活性原子碰撞而干扰光的放大)。但在实践中，即使是效率最高的传统激光器，为了在共振腔中存储一个光子也需要至少l()万个原子。很明显，传统激光器无法靠单单一个原子产生光束。

空腔中的原子

我们的予激光器使用了另一个光放人办法，此方法是以所计写予化Rabi振荡这一过程为丛础的。从空腔电动学研究的科学家们已经考察过达一现象。(空腔量子电动力学支配原子在极小的共振腔内的行为；参看《科学》1993年8月号上SergeHaroche和Jean—MichelR．aimond所著“空腔量子电动力学”一文。)它大概是光与物质之间的相互作用的最基本形式。

Rabi振荡是原子和电磁场之间周期性地交换能量的现象。物理学家I．I．Rabi在本世纪三十年代首次研究了这一过程。当Rabi让一些样品原子接受专门调谐的射频波的照射时，他发现基态原子在从电磁场吸收了能量后跃迁到一个激发态上。之所以发生这一吸收过程，是因为射频光子的能量同原子基态与激发态之间的能量差相同。但是，一旦所有原子都进入激发态，它们便不可能再从射频波中吸收任何能量。：在继续受到射频波照射时，原子便开始把它们的能量发送回外加电磁场中并返回到基态。然后它们又开始从电磁场中吸收能量，重复这一循环过程。

在Rabi的实验中，单个原子和光的作刚是观察不到的。由于射频光子的能非常低，此，即使是低功率的射频波也含有数目巨大的光子。对于原子和光子之间发生的能最交换数目太多，因此它们的效果被拉平了，使人们没有机会研究这一交换的量子力学特性。但是，在六十年代初期，华盛顿大学的Edwin T．Jaynes和福特汽车公司研究实验室的Frederick W．Cummings提出了一种理论来解释有两个能级的单一原子是如何与只含有少数光子的光波发生相互作用的。在只有一个原子时，Rabi振荡的频率不可能是任意的——它们必定取量子化的数值，正如原子的各个不同能级一样。换言之，有两个能级的原子将以若干不同的速率发射和吸收光子，而这些速率由周围电磁场的强度所决定。

这一理论有一个值得注意的推论——仅仅通过把一个激发态原子置于非常小的空腔内，便可以使它发射光子。如果这空腔是共振的——也就是说，如果它的壁具有反射性，而且它的尺寸被调节到使该原子发射出的光子能在空腔内得到增强——那么就会出现一种量子力学“耦合”，使原子能够比在自由空间中快得多地发射出光子。如果这原子一直留在空腔中，它就将吸收它发射出的光子，然后重复这一循环。这一过程称为真空Rabi振荡，因为空腔中最初并不存在电磁场。如果在激发原子进入空腔前空腔中含1个或多个光子，它就将经历量子化Radi振荡并以更快的速率发射并吸收光子。这一现象于1984年在实验室中得到验证，当时德国加尔兴市马克斯·普朗克研究所的Herbert Wakher研制出微。波激射器(micro maser)，即一种以量子理论为基础的微波装置。在Walther的实验中，一束里德伯原子一个接一个地流经其壁具有高度反射性的一个很小的金属空腔(里德伯原子是外层电子被激发到大的圆形轨道上的原子)。该空腔类似于激光器中的共振腔，空腔的尺寸相当于里德伯原子在返回到低能态时所发射的微波光子的波长。当原子穿过空腔时，它们以较高的速率发射出光子，正如Jaynes和Cummings所预言的邪样。光子能够在共振腔中积聚起来，因为腔的壁是超导的，并且能够冷却到刚好在绝对零度以上，从而最大限度地增强了其反射性。

单原子激光器相当于光学上的微波激射器。被激发的双能态原子一个接一个地流入一个微小的共振腔中，并发射出刚好在可见光范围外的红外光子。第一个光子通过真空Rabi振荡而射入空的共振腔中，此后就通过量子化Rabi振荡过程对光进行进一步的放大。随着共振腔中光子数目的增加，穿过共振腔的一个原子发射另一个光子的可能性也增大。这一增强过程是常规激光器中受激发射现象背后的基本过程。

建造一台实用的单原子激光器涉及到设计一种特殊的光学共振腔，它能使一个光子在腔中存储较长的时间之后才被一个反射镜吸收或者透射到共饭腔外。我们使用了一种称为超级(Super cavity)的新型振腔，它由两块精确对齐的反射镜构成。在七十年代和八十年代，工程师们用离子束给激光陀螺仪的反射镜加涂层。虽然这一技术赋予反射镜以无与伦比的反射性能，但反射镜形状上的微小缺陷限制了它在共振腔中的性能。

然而，如果实验者们只使用反射镜上的一个微小部位——通常为1毫米大小——则这种缺陷就变得无关紧要了。在这种情况下，反射镜在共振腔中将具有良好的性能，其反射率将高达99．9999％(常规激光器中的反射镜其反射率为99％，而一般的家庭穿衣镜其反射率只有90％。)在这样一种共振腔中存储光子的效率可以达到常规激光器共振腔中的一万倍。在我们的单原子激光器中，反射镜的反射率为99．9997％，两块反射镜的间距仅1毫米。光子可以在其间来回反射大约25万次后才被反射镜吸收或者透射出共振腔外。

遗憾的是，很难使超级空腔与原子在返回到低能态时所发射出的光子频率“调准”。即使反射镜只是轻微地移动，使共振腔和光子频率失去共振匹配，Rabi振荡就不可能发生，而空腔中的原子将不会发射光子。为了确保原子与空腔的共振，我们使用了一种压电换能器——把外加电压变成机械应力的一种介电晶体——来调节反射镜之间的间距。一个伺服回路负责监测这一间距；如果反射镜的间距偏离T正常值(即使此偏离小到1纳米的万分之一），该回路将纠正这一偏差。

一个同样重要的问题是选择一种合适的原子放入共振腔内。这种原子必须具有一对合适的能级，并且自发发射率要低，因为自发发射过程将干扰原子和空腔之间的相互作用。我们决定使用钡原子，它在从激发态返回到基态时发射出波长为791纳米的光子。这些原子是通过把金属钡放在一个炉中蒸发，然后把钡蒸汽引向反射镜之间的间隙制备的，该炉产生了一个其平均速度为每秒360米的细窄的钡原子束。由于共振腔很小，而且原子流的密度很低，因此在任何一瞬间共振腔内的钡原子不多于一个。

钡原子在进入空腔前，将穿过一台常规的钛-蓝宝石激光器发出的激光束。如果让这些原子处于孤立状态，则它们将在平均约百万分之三秒的时间内自发地返回到基态，发射出波长为791纳米的光子。但是，由于空腔具有相同的共振波长，因此它诱使部分钡原子在流经两块反射镜之间的五百万分之一秒的时间里发射出光子。

当第一个原子进入空的共振腔时，它有23%的机会经历真空Rabi振荡并发射一个光子。但是一旦第一个光子被发射出来，则共振腔内产生的电磁场就将对进入共振腔的下一个钡原子施加更强到42%。随着共振腔内光于数目的增多，光子发射的概率继续上升。而且所有发射出的光子都具有由共振腔的几何形状决定的相同的方向和相位。其结果是得到一个较弱的激光光子束，它沿着与钡原子束垂直的方向从共振腔中透射出来。

由于共振腔的损耗很低，这些光子能够在空腔内存储将近百万分之一秒的时间，按原子标准来衡量这是一段相当长的时间为了估计存储在共振腔内的光子数目，我们测量了从共振腔的一块反射镜透射出的激光光量。我们使用了一种效率很高的探测器，它能测出到达此探测器的所有光子中的40%。在我们的实验中，光子的增加将一直持续到反射镜光子的吸收透射所造成的损耗的速率等于钡原子发射光子的速率为止。通过调节钡炉的温度，我们能够改变钡原子的密度。当腔内原子平均数目为0.1时——换言之，当全腔仅在10%的时间中有一个钡原子时——光子的增加是微乎其微的。发射出的光子大多数在下一个钡原子进入空腔之前就逃出了共振腔。共振腔中有一个光子存在增加了其它光子发射概率：当我们使钡原子的平均数增加到0.7时，激光器的功率增加了6倍。

未来的激光器

单原子激光器的效率高得非同寻常。随着光子在共振腔内越积越多，钡原子发射又一个光子的概率在理论上可以接近于100％。在我们的原型激光器中，光子发射的概率最高曾达到50％，这就意味着钡原子吸收的能量有一半转变成了激光，而大多数常规激光器的效率仅为1％到30％左右。

然而单原子激光器的真正价值在于它作为一项实验工具的用途。由于激光器的光是由量子力学现象产生的，因此科学家们可以通过在共振腔内创造原子相互作用然后观察激光器的输出以检验量子理论的预言。但是，我们最初研制的激光器用于这类实验并不理想，因为共振腔内的原子相互作用是不均匀的。超级空腔内的电磁场呈驻波形式，即两块反射镜之间的一条代表振幅反复上升与下降的正弦曲线，很像一根拉紧的钢琴弦的振动一样。由于具有这种形式，原子与空腔之间的相互作用是随原子的路径而变的。那些穿过高振幅区的原子发射出光子，而穿过低振幅区的原子则没有受到什么影响。

我们使原子束稍微倾斜一下，让其偏离与反射镜的取向成90度的方向，从而解决了上述问题。由于多普勒效应，原子不再把电磁场“看”成驻波，而是把它看成一对沿相反方向行进的行波。我们可以调节反射镜之间的距离，使得只有一束行波与原子共振。这一调节使原子的相互作用变得较为均匀：由于所有原子都流经行波的高振幅和低振幅区域，因此如果它们穿越同一电磁场，发射一个光子的概率是相同的。

我们的原始激光器存在的另一个问题是，钡原子在离开钡炉时其速度分布太宽。原子穿过共振腔的速度越快，它与电磁场相互作用的时间就越短，因此发射光子的可能性就越小。为了使钡原子的速度更加一致，我们改进了激发钡原子的系统，用两台常规激光器来照射钡原子，以确保只有其速度合乎要求的钡原子被激发到高能态。

经过这些改进后，现在我们正在着手准备分析单原子激光器的发射光谱。先前的实验已经证明，共振腔内的一个原子将与常规激光器发出的一束光产生相互作用。当共振腔内是空的时，穿过共振腔的光束强度将随着激光频率接近空腔的共振频率而迅速上升。换言之，共振腔的“谐振曲线”(tuning curve)是单峰的。但是当一个原子在腔内时，透射出的激光束的强度将在高于共振频率和低于共振频率的两个频率上急剧上升。这样共振腔的浩振曲线就成了双峰的。

当原子流较为稀疏时——也就是当原子之间的时间间隔比空腔的衰减时间长得多，且所有光子都是在另一个原子进入共振腔前就逸出了共振腔——单原子激光器的发射光谱也应当变成一条双峰曲线。当原子流较密时，光子在共振腔内积聚起来，发射光谱应当演变成激光所特有的单峰曲线。但是对于这一过渡是如何发生的并没有任何理论预测。单原子激光器可以产生这些中间阶段的光谱，从而有助于改进我们对激光如何从混沌的光子发射中演变出来的认识。

我们还计划利用这一装置来研究“俘获态”(trapped state)，这是当一个激发态原子进入空腔并经历一次或多次完全rabi振荡时所发生的量子现象。在一次完全Rabi振荡中(complete Rabi OS—cillation)，原子发出一个光子进入空腔，然后又从电磁场中吸收一个光子，以激发态的形式离开共振腔。由于原子进入空腔和离开空腔时的状态是相同的，电磁场中光子的数目并没有增加。我们在初始的实验中没有观察到完全Rabi振荡，因为原子的运动速度太快了，它们穿越共振腔的过渡时间仅足以让它们经历六分之一次振荡。只有在让原子流的速度放慢时，我们才能研究俘获态。而放慢原子流的速度又要求我们延长光子能够存储于空腔中的时间。现在我们正在尝试把我们的共振腔的存储时间增加两倍。

这些研究也可能带来一项实际利益：由于俘获态的场振幅不确定程度非常之低，工作在这一模式上的单原子激光器可以用于低噪声信息处理或精密波谱测量术中。从单原子激光器获得的知识也可以加快微空腔半导体激光器的开发(这种微型激光器有朝一日可能用于建造光学计算机)。许多科学家相信，如果他们能够操纵光子发射的基本过程，他们就能够大大地提高半导体激光器的效率。单原子激光器有可能通过揭示量子世界的奥秘而帮助科学家们掌握这一过程。