CN103995458A - 原子振荡器、检测相干布居俘获共振的方法和磁传感器 - Google Patents

Abstract

一种原子振荡器，包括封装了碱性金属原子的碱性金属单元；发出激光的光源；检测已经通过碱性金属单元的光的光检测器；和设置在碱性金属单元和光检测器之间的偏光器。通过调制光源以产生边带和将具有边带的激光注入到碱性金属单元中，根据作为两种类型共振光的量子干涉效应的光吸收特性的相干布居俘获(coherent population trapping)共振，来控制光源中的调制频率。在与激光传播方向平行的方向上，将磁场施加到碱性金属单元，而进入碱性金属单元的激光具有线性偏振，其不平行于偏光器的偏振方向。

Description

原子振荡器、检测相干布居俘获共振的方法和磁传感器

背景技术

1.技术领域

本公开一般涉及到原子振荡器，检测CPT(相干布居俘获)共振的方法和磁传感器。

2.现有技术

原子钟(原子振荡器)是非常精确的时钟。正在研究用于降低原子钟尺寸的技术。原子钟是一种基于包括在碱性金属或类似物中的电子的跃迁能的振荡器。尤其是，如果没有任何干扰影响该工艺，则发现碱性金属原子的电子跃迁能非常精确。因此，能获得与晶体振荡器相比已经改善了超过几个数量级的频率稳定性。

存在几种类型的原子振荡器。例如，现有技术中具有微波振荡器结构的原子振荡器尺寸大且需要大量电能。另一方面，CPT(相干布居俘获)型原子振荡器提供频率稳定性，比现有技术中的晶体振荡器高三个数量级的精确性。而且，CPT型原子振荡器的尺寸和功耗都有希望能降低。在2007年制造了CPT型原子振荡器的原型，并且自2011年Symmetricom，Inc.，U.S.A已经出售CPT型原子振荡器的产品。

美国专利6993058披露了一种CPT检测器和用于检测CPT的方法。所述CPT检测器包括量子吸收器、检偏镜(polarization analyzer)和检测器。所述量子吸收器包括具有耦合到共用高能态的第一和第二低能态的材料。在第一低能态和共用高能态之间和在第二低能态和共用高能态之间的跃迁由具有预定的偏振状态的电磁辐射诱发。检偏镜阻挡预定的偏振状态的电磁辐射，同时通过具有与预定的偏振垂直的偏振状态的电磁辐射。用已经通过量子吸收器的生成的电磁辐射的一部分照射检偏镜。检测器生成与离开检偏镜的电磁辐射的强度有关的信号。

日本公开的专利申请No.2010-263593披露一种原子振荡器的光学系统，所述光学系统通过利用光和微波的双共振方法和利用由两种共振光产生的量子干涉效应的相干布居俘获(CPT)方法的一种通过使用光学吸收特性调节振荡频率。所述光学系统包括：发射共振光的光源；布置在光源发射侧的充气电池(gas cell)，在其中密封了气态的金属原子并通过金属原子气体传输共振光；检测通过金属原子气体传输的光的光检测单元；和阻挡至少一部分从金属原子气体发射到光检测单元的荧光的荧光阻挡单元，其被布置在金属原子气体和光检测单元之间。

日本专利No.4801044披露了一种用于调制原子钟信号的方法和相应的原子钟。激光束(L1，L2)在振幅上被脉冲调制以照射(A)交互介质。进行电流脉冲(Sr)和在所述电流脉冲之前的脉冲(Sr-l到Sr-p)的检测(B)。脉冲通过线性组合被叠加(C)以便生成频谱带宽被最小化的补偿原子钟信号(SHC)。本发明可用于带有脉冲探寻(interrogation)的原子钟，所述脉冲探寻的交互介质由热原子或激光冷却的原子构成。

P.M.Anisimov等人的“Influence of transverse magnetic fields and depletion ofworking levels on the nonlinear resonance Faraday effect”,Journal of Experimentaland Theoretical Physics(实验和理论物理杂志)，2003年11月，97卷，第5期，868到874页披露了在⁸⁷Rb蒸汽中在D₁-线F=2到F’=1的跃迁处在相干布居俘获条件下研究的非线性共振法拉第效应。研究了横向磁场对于非线性光学法拉第旋转的影响。对于垂直于电磁波偏振的横向磁场，提出了一种与实验数据非常符合的理论模型。基于所获得的结果发现了提供最大灵敏性的最优强度。实验上和理论上研究了工作级耗尽(working level depletion)对于在开放系统中的法拉第旋转的参数的影响。在实验中通过使用附加的激光关闭该系统来增加灵敏性和扩大所测场的动态范围。

G.Kazakov等人的“Pseudoresonance mechanism of all-opticalfrequency-standard operation”，Phys.Rev.A72，063408(2005)基于相干布居俘获效应和在探针辐射(probe radiation)的最大吸收时的信号辨别的有悖常理的组合提出了对于全光频率标准设计的方式。此种标准的短期稳定性可以达到的级别。

本申请所使用的数据可以在D.A.Steck在2012年12月18日的http:／／steck.us／alkalidata／得到。

发明内容

本发明的至少一个实施例的总的目的是提供一种原子振荡器，检测CPT共振的方法和提供频率高稳定性的磁传感器。

在本发明的一个实施例中，原子振荡器包括其中封装了碱性金属原子的碱性金属单元；发出进入碱性金属单元的激光的光源；检测通过碱性金属单元的光的光检测器；和设置在碱性金属单元和光检测器之间的偏光器。通过调制光源以产生边带和将具有作为边带的两种不同波长的激光注入到碱性金属单元中，根据作为两种类型共振光的量子干涉效应的光吸收特性的相干布居俘获共振，来控制光源中的调制频率，其中在平行于激光传播方向的方向上将磁场施加到碱性金属单元，进入到碱性金属单元的激光具有线性偏振，并且激光偏振方向不平行于偏光器的偏振方向。

在本发明的另一实施例中，一种在原子振荡器中检测相干布居俘获共振的方法，该原子振荡器包括其中封装了碱性金属原子的碱性金属单元，发出进入到碱性金属单元的激光的光源，检测通过碱性金属单元的光的光检测器，和被设置在碱性金属单元和光检测器之间的偏光器，其中，通过调制光源以产生边带和将具有作为边带的两种不同波长的激光注入到碱性金属单元中产生量子干涉效应，根据作为两种类型共振光的量子干涉效应的光吸收特性的相干布居俘获共振，来控制光源的调制频率，并且在平行于激光传播方向的方向上将磁场施加到碱性金属单元，其中该方法包括将具有线性偏振的激光注入到碱性金属单元中；和通过光检测器检测通过碱性金属单元的激光。激光的偏振方向不平行于偏光器的偏振方向。

在本发明的再一实施例中，磁传感器包括其中封装了碱性金属原子的碱性金属单元；发出进入碱性金属单元的激光的光源；检测通过碱性金属单元的光的光检测器；和被设置在碱性金属单元和光检测器之间的偏光器。通过调制光源以产生边带和将具有作为边带的两种不同波长的激光注入到碱性金属单元中，根据作为两种类型共振光的量子干涉效应的光吸收特性的相干布居俘获共振，来控制光源的调制频率，其中进入到碱性金属单元的激光具有线性偏振，激光的偏振方向不平行于偏光器的偏振方向，和磁通量的密度响应于相干布居俘获共振在与激光传播方向平行的方向上被检测。

根据本发明，提供了一种具有频率高稳定性的CPT型原子振荡器、检测CPT共振的方法和磁传感器。

附图说明

当结合附图阅读时根据下文具体描述实施例的其他目的和进一步特征是显而易见的，附图中：

图1是示出CPT共振实例的示意图；

图2是示出根据第一实施例的原子振荡器实例的结构图；

图3是铯133D₁线数据实例的示意图；

图4是示出激光通过碱性金属单元传输一方面的示意图；

图5是示出在通过光检测器检测的光的频率和强度之间的相关性实例的相关图；

图6是示出根据第一实施例的原子振荡器一方面的示意图；

图7是示出根据第一实施例的原子振荡器另一方面的示意图；

图8是示出通过碱性金属单元的激光传输的另一方面的示意图；

图9是示出通过线性偏振激发的CPT共振磁场和频率之间相关性的相关图；

图10是示出通过线性偏振激发的CPT共振磁场和频率差别之间相关性的相关图；

图11是示出铯133D₁线数据另一方面的示意图；

图12A和12B是示出在根据第一实施例的原子振荡器中法拉第旋转特性的一方面的图；

图13A和13B是示出在根据第一实施例的原子振荡器中法拉第旋转特性的另一方面的图；

图14A和14B是示出在根据第一实施例的原子振荡器中法拉第旋转特性的再一方面的图；

图15是示出在第一偏光器和第二偏光器之间的位置关系的示意图；

图16是示出在CPT共振中对比度特性的一方面的图；

图17是示出在旋转角度θ和DC(直流)电平之间相关性实例的相关图；

图18是示出在旋转角度θ和CPT共振振幅之间相关性实例的相关图；

图19是示出旋转角度θ和CPT共振对比度之间相关性实例的相关图；

图20是示出具有DC电平和共振振幅的静态磁场相关性的实例的相关图；

图21是示出静态磁场和对比度之间相关性的一方面的相关图；

图22是静态磁场和半峰全宽(FWHM)之间相关性实例的相关图；

图23是示出静态磁场和品质因数(FOM)之间相关性实例的相关图；

图24是示出根据第二实施例的磁传感器实例的结构图；

图25是示出静态磁场和对比度之间相关性的另一方面的相关图；

图26是示出根据第三实施例的原子振荡器一方面的示意图；

图27是示出根据第三实施例的原子振荡器另一方面的示意图；

图28是示出在脉冲激励和偏光器方法组合的情况下的CPT共振波谱的示意图；

图29是示出在磁场变化和共振振幅之间变化的相关性实例的相关图；和

图30是示出连续激励的磁场和法拉第旋转角度之间相关性实例的相关图。

具体实施方式

在下文中，将参考附图描述本发明的实施例。同时，将相同数字符号指定相同部件，并省略重复说明。

[第一实施例]

通常，对于原子振荡器需要频率的高稳定性。尤其是，在使用原子振荡器作为各种无线通讯系统中基站的参考源的情况下，短时间稳定性是非常重要的。图1是示出CPT(相干布居俘获)共振实例的示意图。短时间稳定性σ_y(τ)由等式1表示，使用Allan标准偏差，其用于频率稳定性的指标。

等式1

${\mathrm{\σ}}_y\∝\frac{1}{Q(S/N)\sqrt{\mathrm{\τ}}}$

在等式1中，τ是积分时间(integrated time)，S／N是信噪比。而且，Q是原子共振中的共振Q值，且由等式2表示，这里f_RF表示RF(射频)频率并且FWHM(半峰全宽)是最大高度一半时(即共振频率，f_RF)共振的全宽度。

等式2

$Q=\frac{f_{\mathrm{RF}}}{\mathrm{FWHM}}$

尤其是，S／N表示f_RF下的RF频率强度与噪音的比率。在本实施例中，下文中比率S／N也表示“对比度Ct”。

频率的短时间稳定性σ_y(τ)还通过等式3表达，这里K是常数。

等式3

${\mathrm{\σ}}_y\left(\mathrm{\τ}\right)=K\frac{\mathrm{FWHM}}{\mathrm{Ct}\·f_{\mathrm{RF}}}=\frac{K}{Q\·\mathrm{Ct}}$

根据等式3中表达的关系，发现短时间稳定性σ_y(τ)依赖于原子共振的共振Q值和依赖于对比度Ct(S／N比率)。也就是，通过增加共振Q值或者对比度Ct，能获得较小短时间稳定性σ_y(τ)，即频率变得稳定。但是，在激励CPT共振时，通过增加用于激励的激光强度可获得大的共振振幅，但是同时，线宽度根据功率展宽效应(power broadening effect)展宽了。因此，通常，增加共振Q值和增加对比度Ct(S／N比率)彼此具有折衷关系(trade-off relationship)。

根据本实施例的原子振荡器的稳定性可通过增加对比度Ct(S／N比率)而非共振Q值来增加。

(原子振荡器)

接下来，将参考图2描述根据本实施例的原子振荡器的结构。根据本实施例的原子振荡器包括激光源110、准直透镜120、第一偏光器131、第二偏光器132、碱性金属单元140和光检测器150。在根据本实施例的原子振荡器中，通过调制激光源110中的频率产生具有两种不同边带波长的激光，和将具有所述边带波长的激光注入到碱性金属单元140中。

当激光的波长对应于碱性金属原子中的激发能量时，激光激发碱性金属原子至激发态(共振光)。在具有不同波长的两种共振光能分别自第一态和自第二态激发碱性金属原子至相同激发态时，两个共振光彼此干涉且通过组合第一态和第二态形成“非耦合”状态。该“非耦合”状态自激发态退耦，即一些碱性金属原子在“非耦合”状态下被“俘获”(量子干涉效应)，且这些原子不与光互相影响(相干布居俘获(CPT)状态)。当激光波长满足CPT的条件时，由碱性金属原子吸收的光减少，和在波谱中呈现共振峰。在本实施例中，通过观测波谱中的CPT共振，控制激光源110的调制频率。

激光源110是用于激发的激光源。在本实施例中，采用垂直腔面发射激光器(VCSEL)。自激光源110发出的激光具有与铯133(¹³³Cs)D₁线波长近似相同的波长。由于小尺寸VCSEL能在低功率下发出激光，且可降低原子振荡器功耗，因此优选是VCSEL。

例如碱性金属单元140具有直径为22.5mm且光通路长度为20.0mm的圆柱形状。在碱性金属单元140中，封装了碱性原子铯(Cs)和缓冲气体氖(Ne)。碱性金属单元140的内部压力约为4.0kPa。

在本实施例中，经由通过准直透镜120和第一偏光器131，自激光源110发出的激光成为光束直径为约5mm的激光，并进入到碱性金属单元140中。通过碱性金属单元140的激光还通过第二偏光器132并由包括光电二极管及类似物的光检测器150检测。

在本实施例中，锁定放大器161对于用于自激光源110发出的激光执行锁定检测，和通过电流驱动器162等控制用于驱动作为激光源110的VCSEL的电流。根据上述控制，稳定自激光源110发出的激光波长，使得由碱性金属单元140中的碱性原子实现的光吸收处于最大值。而且，VCSEL作为激光源110保持为恒定温度。为了执行上述过程，将功能产生器163连接到锁定放大器161和电流驱动器162。

为了测量较少受磁场影响的CPT共振，亥姆霍兹线圈(未示出)将静态磁场B(例如32μT)施加到碱性金属单元140。通过使用塞曼分裂效应抽取(extract)CPT共振。为了阻挡外部磁场诸如地球磁场，碱性金属单元140和亥姆霍兹线圈被磁屏蔽材料覆盖。碱性金属单元140和亥姆霍兹线圈被设置在恒温槽中，以便保持温度恒定。在本实施例中，将碱性金属单元140的温度保持在30℃和55℃之间。优选地，将温度保持在42℃，该温度下CPT共振的对比度变成最高值。在本实施例中，磁场B代表磁通量密度。用于CPT共振激发的激光具有由第一偏光器131施加的线性偏振，以避免塞曼亚能级偏差。在本实施例中，如图3中所示，观测到其中分别叠加两个CPT共振的两个共振。也就是，观测到其中叠加了共振状态|F=3，m=1)和|F=4，m=-1)、由图3中的点划线示出的CPT共振CPTa，和其中叠加了共振状态|F=3，m=-1)和|F=4，m=1)、由图3中的实线示出的CPT共振CPTb，其中F和m分别表示总角动量量子数和其投影量子数。

而且，与被检测激光的光强度对应的源自光检测器150的输出通过DMM(数字万用表)171和示波镜172被输入到包括个人电脑(PC)等的控制单元173中。控制信号自控制单元173被发送至模拟信号产生器174。而且，作为用于检测器的参考频率源，采用铯主频标准175，其连接到模拟信号产生器174。

在根据本实施例的原子振荡器中，将具有RF(射频)的电压施加到VCSEL作为激光源，而VCSEL执行频率调制(FM)。具有由频率调制引起(raised)的边带波长的激光用于产生CPT共振。在这种原子振荡器中，增加对比度Ct(S／N比率)通常使得光学系统复杂化。复杂的光学系统需要高成本的大尺寸原子振荡器，其不是优选的。

接下来，一般为何对比度Ct(S／N比率)在原子振荡器中不能增加的原因解释如下。图4是示出通过碱性金属单元的激光传输的示意图。在CPT型原子振荡器中，将自激光源110发出的激光注入到碱性金属单元140中。具有有助于CPT共振的波长的一部分被注入激光与碱性金属单元140中的碱性金属相互作用。以这种方式与碱性金属单元140中的碱性金属相互作用的激光作为激光检测器150(诸如光电二极管)处的信号被检测。

而且，具有有助于CPT共振但是不与碱性金属相互作用的波长的被注入激光的激光，和具有不助于CPT共振的波长的激光通过碱性金属单元140。在光检测器中具有有助于CPT共振的波长但是不与碱性金属相互作用的激光，和具有无助于CPT共振的波长的激光检测为噪音(N)。当被检测为噪音的激光分量大时，对比度降低。图5示出了进入到光检测器150的激光频率和由光检测器150检测的光强度之间的关系。

图6是示出根据本实施例原子振荡器的示意图。在原子振荡器中，第一偏光器131被设置在激光源110和碱性金属单元140之间，和第二偏光器132被提供在碱性金属单元140和光检测器150之间。图7是示出根据本实施例原子振荡器的另一示意图。如图7中所示，提供第一偏光器131以使具有与X轴平行的偏振的被注入激光的激光传输。第二偏光器132被设置成使具有与Y轴平行的偏振的被注入激光的激光传输(原文疑漏词transmit)。。也就是，第一偏光器131和第二偏光器132被设置成使得第一偏光器131的偏振方向和第二偏光器132的偏振方向彼此相互垂直。

一部分激光通过第一偏光器131并被注入到碱性金属单元140，所述激光与碱性金属单元140中的碱性金属原子相互作用，根据与碱性金属原子的相互作用接收法拉第效应。由于其偏振方向根据法拉第效应旋转，因此接收法拉第效应的一部分激光通过第二偏光器132，如图8中所示，并且由光检测器150检测。在另一方面，由于偏振方向不改变，因此具有有助于CPT共振的波长但是不与碱性金属相互作用的激光和具有无助于CPT共振的波长的激光不通过第二偏光器132并且不被光检测器150检测。以这种方式，在本实施例中，具有有助于CPT共振的波长但是不与碱性金属相互作用的激光和无助于CPT共振的波长的激光不被光检测器150检测。因此，能降低噪音，和能提高信噪(SN)比。

(所施加磁场带来的影响)

如上文所解释的，图3是示出铯133D₁线数据的能级图，并示出了两个通过具有线性偏振的激光激发的CPT共振CPTa和CPTb。也就是，当将具有线性偏振的激光注入到碱性金属单元140中时，激发由点划线示出的CPT共振CPTa和由实线示出的CPT共振CPTb。观测到其中如图9中所示的两个CPT共振CPTa和CPTb彼此交叠的信号。图9示出了施加到碱性金属单元140的磁通量密度和频率f_hfs之间的关系，所述频率f_hfs是如图3中所示的有助于每个CPT共振的两个亚能级之间的频率差(超精细分裂(hfs))。而且，将静态磁场施加到碱性金属单元140以使磁通量与进入到碱性金属单元140的激光的传播方向平行。

而且，如图10中所示，磁通量的密度正比于两个CPT共振CPTa和CPTb频率之间的差。通过增加磁通量密度，可增大两个CPT共振的频率差f_a-f_b。因此，为了精确检测频率差f_a-f_b，施加到碱性金属单元140的磁通量密度优选大于或者等于10μT。在注入具有圆形偏振的激光的情况下，仅激发一个如图11中所示的CPT共振。

两个CPT共振的频率差f_a-f_b与磁通量B的密度相关，其关系由等式4表达。频率f_a是由图3中的点划线示出的CPT共振CPTa，和频率f_b是由图3中的实线示出的CPT共振CPTb。

等式4

$f_a-f_b=\frac{4g_I{\mathrm{\μ}}_B}{h}B$

在等式4中，μ_B是波尔磁子(Bohr magneton)，这里μ_B=9.2740091510^-24，g_I是铯133的核磁g因数，这里g_I=-0.00039885395，和h是普朗克常数，这里h=6.6260689610^-34。

接下来，将参考附图12A至14B解释法拉第旋转的特性。对于磁通量B负密度、无密度和磁通量B正密度的法拉第旋转角度分别于图12A和12B、13A和13B以及14A和14B中示出。在不施加磁场的情况下，即B=0，如图13A和13B中所示，自CPT共振CPTa和自CPT共振CPTb的作用彼此抵消。如图13B中所示，不能观测到对于CPT共振CPTa和CPTb的法拉第旋转角度变化。

另一方面，如图12A和12B中所示，这里磁通量密度值是负的，即B<0，在CPT共振CPTa上的法拉第效应和在CPT共振CPTb上的法拉第效应彼此交叠。图12B示出了对于CPT共振CPTa和CPTb的法拉第旋转角度变化在特定频率下变大，这很容易观测到。相似地，如图14A和14b中所示，这里，磁通量密度值是正的，即B>0，在CPT共振CPTa上的法拉第效应和在CPT共振CPTb上的法拉第效应彼此交叠。图14B示出了对于CPT共振CPTa和CPTb的法拉第旋转角度变化在特定频率下变大，这很容易观测到。

在本实施例中，第一偏光器131的偏振方向和第二偏光器132的偏振方向彼此相互垂直。本发明不限于上述内容，即只要第一偏光器131和第二偏光器132的偏振方向彼此不同，就能获得与本实施例相同的效果。而且，在自原子振荡器的激光源发出的激光具有线性偏振的情况下，仅设置第二偏光器132而不设置第一偏光器131。这种情况下，将第二偏光器132设置成使得第二偏光器132的偏振方向不同于自激光源110发出的激光的偏振方向。第二偏光器132的偏振方向优选垂直于自激光源110发出的激光的偏振方向。

(实例)

接下来，作为本实施例的实例，制备包括与图2中所示相同结构的原子振荡器的测量装置，和测量CPT共振。垂直腔面发射激光器(VCSEL)作为激光源110用作用于激发的激光器。激光波长是铯133的D₁线的波长，即895nm。进入碱性金属单元140的激光强度是1.1mW／cm²。碱性金属单元140具有直径22.5mm和光路径长度为20.0mm的圆柱形状。在碱性金属单元140中，封装了碱性原子铯(Cs)和缓冲气体氖(Ne)。碱性金属单元140的内部压力为4kPa。注入到碱性金属单元140中的激光具有5mm的光束直径。进入到碱性金属单元140的激光通过碱性金属单元并由包括光电二极管等的光检测器150进行检测。

作为激光源110的VCSEL的温度保持恒定。为了阻挡外部磁场诸如地球磁场，碱性金属单元140和亥姆霍兹线圈(未示出)被磁屏蔽材料覆盖。而且，碱性金属单元149和亥姆霍兹线圈被设置在恒温槽内部，以保持温度恒定。而且，通过将电流施加至亥姆霍兹线圈，将预定静态磁场施加到碱性金属单元140上。碱性金属单元的温度在39℃和55℃之间，且优选将其保持在42℃，该温度下CPT共振的对比度变为最高值。对于铯主频标准175，作为用于检测器的参考频率源，采用Symmetricom公司的铯频率标准5071A(高性能管)。对于第一偏光器131和第二偏光器132，使用日本的Sigma Koki公司的偏光器SPFN-30C-26。如图15中所示设置作为用于激发的偏光器的第一偏光器131的传输轴(偏振方向)、作为用于检测的偏光器的第二偏光器132的传输轴(偏振方向)和激光轴。

接下来，图16示出了CPT共振的测量结果。图16中的实线16A是根据本实施例的CPT共振的测量结果，这里如图2中所示设置第一偏光器131和第二偏光器132。图16中的点划线16B是CPT共振的测量结果，这里设置了第一偏光器131但是通过暗色滤波器(dark filter)代替第二偏光器132。

在用于测量以获得结果16A的结构中，将磁通量密度为94μT的静态磁场施加到碱性金属单元140。该结构中，发现CPT共振的线宽(FWHM)和对比度分别为1.15kHz和90.1％。而且，优化了第一偏光器131和第二偏光器132的位置。

另一方面，在用于测量以获得结果16B的结构中，将磁通量密度为5μT的静态磁场施加到碱性金属单元140。在该结构中，发现CPT共振的线宽(FMHW)和对比度分别为2.32kHz和3.3％。

接下来，随着改变第二偏光器132传输轴的角度θ，对于对比度的测量结果于图17至19中示出。将角度θ如图15中所示限定为第二偏光器132的传输轴关于与第一偏光器131传输轴垂直的方向的角度。在测量期间，将磁通量密度为30μT的静态磁场施加到碱性金属单元140。

图17示出了第二偏光器132的角度θ和DC(直流)电平之间的关系。对CPT共振没有帮助的波长分量出现在为0的旋转角度即θ＝0处。图17示出了不能检测该分量，且发现其为零。

而且，图18示出了在第二偏光器132的角度θ和CPT共振振幅之间的关系。图18示出了发现对CPT共振没有帮助的波长分量为零。但是，如图17中所示振幅对角度θ的相关性与DC电流的不同。这是由于偏振角度根据法拉第效应改变。

图19示出了由其他结果得出的第二偏光器的角度θ与CPT共振的对比度之间的关系。在图19中，发现了角度θ接近零时对比度增强的趋势。在本实施例中，角度q优选大于-15度并小于15度。因此，仅需要第一偏光器131的方向不与第二偏光器132的方向平行。而且，第一偏光器131和第二偏光器132优选被设置成使得第二偏光器的偏振方向和与第一偏光器131的偏振方向垂直的方向之间的角度小于15度。

根据该结果，如图17至19中所示，在CPT共振中，发现有助于CPT共振的波长分量的偏振方向通过法拉第效应旋转。而且，发现接近角度θ为零的状态时对比度增强。

(在静态磁场和对比度之间的关系)

接下来，用于静态磁场和对比度之间的关系的测量结果于图20和21中示出。在该测量中，第二偏光器132的角度θ被设置成-3度，这里如图19中所示对比度是最大的。

图20示出了静态磁场和DC电平之间的关系，和静态磁场和共振振幅之间的关系。由“信号”表示的CPT共振的共振振幅随着静态磁场强度增加而线性增加。这是由于分别由点划线和实线示出的两个CPT共振，CPTa共振和CPTb共振之间的频率差f_a-f_b增加了，且法拉第效应的交叠变大了。另一方面，DC电平几乎与静态磁场强度无关且示出了恒定值。

图21示出了在静态磁场和对比度之间的关系。该对比度由如下的等式5限定：

等式5

$\mathrm{Contrast}[\%]=\frac{\mathrm{Signal}}{\mathrm{Signal}+\mathrm{DClevel}}\&times;100$

发现对比度随着静态磁场强度增加而变大。在磁场磁通量密度大于90μT的区域中，由于认为DC电平接近常数，因此随着静态磁场增加，对比度将接近100％。在本实施例中，磁通量B的密度优选多于16μT。

(在静态磁场和线宽之间的关系)

图22示出了用于静态磁场和CPT共振线宽之间关系的测量结果。在该测量中，将第二偏光器132的角度θ设置成-3度，这里如图19中所示对比度是最大的。如图22中所示，CPT共振的线宽随着静态磁场密度增加近似线性增加。这是由于在分别由点划线和实线示出的两个CPT共振，CPTa共振和CPTb共振之间的频率差f_a-f_b增加了，和线宽展宽了。

(在静态磁场和品质因数(figure of merit)之间的关系)

图23示出了用于静态磁场和品质因数(FOM)之间关系的测量结果。将品质因数定义为由FWHM分开的对比度，如R.Lutwak等人的“The Chip-ScaleAtomic Clock，Recent Development Progress”中所示，第35期Annual Precise Timeand Time Interval(PTTI)Systems and Applications Meeting学报，2003年12月2-4日，San Diego，CA，USA，第467-478页。在磁通量B的密度低于30μT的区域中，品质因数急剧上升。在B大于30μT且小于60μT的区域中，品质因数逐渐增加。但是，在B大于60μT的区域中，品质因数逐步降低。也是由于在B小于30μT的区域中，特别是对比度上升在品质因数增加中是主要因素，但是在B大于60μT的区域中，FWHM展宽在品质因数降低中是主要因素。因此，在本实施例中，磁通量B的密度优选在B大于30μT并小于60μT的区域中和品质因数是最大值。

本实施例中，如上所述，碱性金属单元140由玻璃单元形成。本实施例不限于此。碱性金属单元140可以是MEMS(微型机电系统)气体单元，其通过在基板诸如硅(Si)基板中形成通孔和通过将玻璃基板贴附到基板两侧形成。通过使用上述气体单元，可使得原子振荡器小型化且能降低成本。

在本实施例中，铯(Cs)用于封装在碱性金属单元140中的碱性金属。本实施例不限于此。也可使用其他碱性金属诸如铷(Rd)、钠(Na)或者钾(K)代替铯。

而且，第一偏光器131或者第二偏光器132可贴附到碱性金属单元140的面上，激光通过其传输。第一偏光器131和第二偏光器132可贴附到碱性金属单元140的面上。可通过第一偏光器131或第二偏光器132加热碱性金属单元。不通过第一偏光器131或第二偏光器132的激光被转换成热。通过加热碱性金属单元140的面将第一偏光器131或第二偏光器132贴附至其上，能防止铯原子粘附到碱性金属单元140的面，且由此能保持光量(quantity)。

【第二实施例】

接下来，将描述本发明的第二实施例。根据本实施例的磁传感器通过使用CPT共振的线宽线性依赖于静态磁场和CPT共振的振幅线性依赖于静态磁场的特性，来检测磁场。

现有技术中的CPT型磁传感器测量对磁场高度敏感的磁亚能级和另一对磁场不敏感的磁亚能级之间的频率差，并评估该磁场，如P.D.D.Schwindt的“Chip-scale atomic magnetometer”中所示，Applied Physics Letters，85，6409(2004)。在磁亚能级之间的频率差随着磁场增加而变大。但是，在施加强磁场的情况下，需要扫描(sweeping)磁场的较宽范围，并会降低测量的准确性和精度。

而且，在高密度磁通量(大于50mT)的区域中，公知对磁场最敏感的磁亚能级和对磁场最不敏感的另一磁亚能级之间的频率差与磁场的相关性是非线性的。为了获得磁通量密度的精确值，需要将频率差考虑到非线性转变为磁通量密度。

图24示出了示出根据本实施例的磁传感器结构实例的图。磁传感器包括激光源110，碱性金属单元140和光检测器150，与第一实施例中相同。第一偏光器131和第二偏光器132分别被设置在激光源110和碱性金属单元140之间和碱性金属单元140和光检测器150之间。根据本实施例的磁传感器检测碱性金属单元140中磁场值作为磁通量Bs密度。与根据第一实施例的原子振荡器不同，如图2中所示，通过亥姆霍兹线圈等产生的静态磁场不施加到根据本实施例的碱性金属单元140。

根据本实施例的磁传感器根据CPT共振的半峰全宽(full width at halfmaximum)检测磁通量密度值，并由此解决现有技术问题。也就是，测量半峰全宽(FWHM)或者一个CPT共振的振幅的根据本实施例的磁传感器不扫描(sweep)频率的较宽范围，且能简单且精确地捕获磁场。而且，由于FWHM和振幅大体上正比于磁场，因此在转换成磁场的过程中，不需要考虑非线性诸如现有技术中的磁亚能级。而且，能提高信噪(S／N)比。

接下来，将具体解释根据本实施例的磁传感器。

(使用共振线宽(FWHM)和磁通量密度之间线性关系特性的磁传感器)

图3是铯133D₁线数据的能级图，并示出了由线性偏振激发的两个CPT共振。也就是，根据线性偏振，激发了由点划线示出的CPT共振CPTa和由实线示出的CPT共振CPTb。观测到包括彼此交叠的两个CPT共振的信号。由于静态磁场导致的频率移位对于其它磁亚能级过大，因此在测量中通过将静态磁场施加到碱性金属单元140分开通过其他能级自CPT共振获得的益处。

用于磁通量B的密度的频率f_a和f_b由等式6表达。

等式6

在等式6中f_hfs是如图3中所示的超精细分裂频率，和g_J是朗德g因子(Landég-factor)。

在两个电平之间的频率差由等式6中的表达得出。频率差f_a-f_b由等式7表达，在高达(g_J-g_I)²量级的近似中获得。

等式7

$f_a-f_b=\frac{4g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}{h}B$

频率差正比于磁通量B的密度，且不依赖于频率f_hfs。

观测到的CPT共振的半峰全宽正比于磁通量B的密度。因此，磁通量B的密度可自CPT共振的FWHM简单获得。而且磁通量B的密度和FWHM具有如图22中所示的线性关系。因此，如果被测量磁场范围宽，则可精确测量磁通量B密度。

图25示出了用于磁通量B的密度和FWHM之间关系的测量结果。根据图25中所示结果，关于磁通量密度的频率变化量是3.99Hz／μT，和相关因数是0.9936，其示出磁通量的密度和FWHM之间相当高的线性关系。根据本实施例的磁传感器以高精确度测量磁场。

(使用共振振幅和磁场之间线性关系特性的磁传感器)

而且，共振振幅可用于一定范围磁场内的磁传感器，作为共振线宽(FWHM)。为了将共振振幅用于磁传感器，需要考虑以下两项限制。

本实施例中将测量的数据转换成磁场的过程使用塞曼效应的原理。共振振幅是间接改变的一项参数，即，共振振幅可受到除了磁场之外的因素影响，诸如光强度或者气体单元温度。因此，在测量磁通量密度时需要考虑源自这些因素的影响。

而且，在强磁场的情况下，共振振幅不是线性依赖于磁通量密度。测量结果显示出在极强磁场中，共振振幅变得饱和(saturated)。线性关系显示在磁通量密度在强磁场区域外部的位置。尽管在强磁场中磁通量密度和共振振幅之间的关系非线性，但是共振振幅可用于检测弱磁场中的磁通量密度。

考虑到上述限制，共振振幅可用于磁传感器。而且，共振振幅和FWHM可组合使用用于测量磁场。

[第三实施例]

接下来，将在下文中描述本发明的第三实施例。如图26中所示，在原子振荡器中，可使用光强度调制器210。图26示出了在准直透镜120和第一偏光器131之间提供光强度调制器210的结构。

光强度调制器210是调制注入到碱性金属单元140中的激光强度的光学元件。尤其是，作为光强度调制器210，可使用截光器(optical chopper)、MEMS(微型机电系统)快门、声光调制器、液晶等。

接下来，图27示出了直接调制光强度且不需要光强度调制器210的原子振荡器。在脉冲激发中，为了调制注入到碱性金属单元140中的激光的光强度，由光源驱动器220输入到激光源110的功率施加至一脉冲，和将所产生的光学脉冲注入到碱性金属单元140。

偏光器方法使用了在CPT中的法拉第效应。在CPT中的法拉第效应源自由线性偏振激发(Δm=2)激发的两个共振的交叠。因此，需要施加的磁场相对较强，以获得共振的较大交叠。但是，高密度磁通量的施加增大了二阶(secondorder)塞曼移位，且会引起频率长时间稳定性的降低。也就是，在偏振方法中，施加到气体单元的磁通量密度优选较低。

在本实施例中，为了降低二阶塞曼效应，将脉冲激发和偏光器方法相组合。通过脉冲激发，抑制了CPT共振功率展宽，获得具有较窄线宽的共振，和与连续激发的情况下相比能降低待施加的磁场强度。

在连续激发中决定CPT共振线宽的因素是自然展宽、所注入激光的强度、依赖于缓冲气体压力的碰撞展宽(collision broadening)，或者磁场均匀性。尤其是，在连续激发中的CPT共振线宽正比于所注入激光的强度。CPT共振线宽与激光强度成正比展宽的现象被称作功率展宽效应，其是使CPT共振线宽展宽的主要因素。另一方面，公知由脉冲激发获得的CPT共振的线宽不依赖于激光强度。所获得的线宽依赖于脉冲关闭时间(自由发展时间)，通过以下等式8给出。

等式8

$\mathrm{FWHM}=\frac{1}{2T}$

因此，在注入高强度激光的情况下，脉冲激发中的线宽比连续激发中的线宽窄。

接下来，下文中将解释根据本实施例的原子振荡器的原理。可通过余弦函数近似脉冲激发中的CPT共振吸收光谱。此时，色散光谱(dispersion spectrum)即偏振旋转根据Kramers-Kronig关系成为正弦函数。当关于共振“a”和“b”的偏振旋转分别表示为θ_a和θ_b时，CPT的偏振旋转是其交叠，通过以下等式9给出。

等式9

θ=θ_a+θ_b

考虑到以下三项限制，即(1)偏振旋转是正弦函数，(2)两个偏振旋转θ_a和θ_b的标志根据共振的对称彼此不同，和(3)两个共振的频率根据塞曼移位在彼此不同的方向上移位，将等式9的偏振旋转重新撰写为等式10。

等式10

$\begin{array}{c}\mathrm{\&theta;}={\mathrm{\&theta;}}_a+{\mathrm{\&theta;}}_b\\ ={\mathrm{\&theta;}}_0\sin \left(2\mathrm{\&pi;}\left(\frac{f+f_B/2}{2\mathrm{FWHM}}\right)\right)-{\mathrm{\&theta;}}_0\sin \left(2\mathrm{\&pi;}\left(\frac{f-f_B/2}{2\mathrm{FWHM}}\right)\right)\\ ={2\mathrm{\&theta;}}_0\cos \left(2\mathrm{\&pi;}\frac{f}{2\mathrm{FWHM}}\right)\sin \left(\mathrm{\&pi;}\frac{f_B}{2\mathrm{FWHM}}\right)\end{array}$

在等式10中，θ₀是θ_a和θ_b的最大旋转角度，f_B是脉冲重复频率(pulserecurrence frequency)，其是频率f_a和f_b之间的差，和f是共振频率，即f_a和f_b的平均值。根据等式10，用于最大化旋转角度θ的磁通量密度的条件由等式11给出，如下。

等式11

$\sin \left(\mathrm{\&pi;}\frac{f_B}{2\mathrm{FWHM}}\right)=1$

即，πf_B／2FWHM=π／2，和最终获得f_B／FWHM=1。

组合由等式8和11给出的关系，和由以下的等式12给出的频率f_B和磁通量密度之间的关系，

等式12

$f_a-f_b=\frac{4g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}{h}B$

磁通量密度由等式13获得。

等式13

$B=\frac{h}{4g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}\mathrm{FWHM}=\frac{h}{4g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}\frac{1}{2T}$

如等式13中所示，线宽越窄，最大化旋转角度的磁通量密度就越低。例如，如果是铯Cs，则频率差f_B由等式14给出。

等式14

$f_B=\frac{4g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}{h}B=22.3B[\mathrm{Hz}/\mathrm{\&mu;T}]$

根据上述关系，当脉冲重复频率f_B为1000Hz时(即脉冲周期长度T是0.5ms)，最大化旋转角度的磁通量B的密度评估为44μT。对于800Hz(T是0.625ms)、600Hz(T是0.833ms)和400Hz(T是1.250ms)的脉冲重复频率，评估磁通量密度分别为36μT、27μT和18μT。上述评估结果于表1中示出。

表1

图28示出组合脉冲激发和偏光器方法的情况下的CPT共振的波谱。将脉冲重复频率设置为400Hz，和施加的磁通量密度为16μT。尽管获得的共振振幅(信号)为22.35mV，DC电平为3.05mV，这非常低。对比度为86％。而且，对于4.6GHz共振频率，线宽(FWHM)为170Hz。由于由脉冲重复周期长度评估的线宽为200Hz，因此获得的CPT共振线宽小于理论值，这里其间差别约为20％。

图29示出了对于各种磁场脉冲重复频率变化的情况下的共振振幅。发现每一个共振振幅都具有最大磁通量密度。以7.7μT间隔测量磁通量密度。

在连续激发的情况下，最大化共振振幅的磁通量密度为93μT。另一方面，在脉冲激发中，根据窄化共振线宽，当脉冲重复频率为1000Hz时，磁通量密度变为31μT，和当脉冲重复频率为400Hz时，磁通量密度变为16μT。如上所述，与连续激发所需的磁通量密度相比，脉冲激发所需的磁通量密度足够低。测量结果于表2中示出。

表2

图2示出了随着脉冲重复频率变小，即脉冲周期长度变长，磁通量最大密度倾向于变低。而且，试验值小于理论值约20％。由于获得的线宽比理论值窄约20％，因此认为磁通量密度的试验值和理论值之间的差别很重要(significant)。

[第四实施方式]

接下来，将描述本发明的第四实施例。尽管本实施例涉及到磁传感器，其一部分特征结构与第三实施例的相同。

偏光器方法利用CPT中的法拉第效应。CPT中的法拉第效应源自由线性偏振激发所激发的两个共振(Δm=2)的交叠。根据本实施例由偏光器方法实现的磁传感器基于两个共振之间的塞曼移位、由获得的共振的线宽或振幅评估所施加的磁通量密度。

总之，需要磁传感器以便有高分辨率。而且，该分辨率依赖于对磁场的敏感度。因此，为了增强磁通量密度的分辨率，需要提高共振特性对磁通量密度的敏感度。

为了提高共振特性对磁通量密度的敏感度，本实施例中将脉冲激发与偏光器方法组合。脉冲激发抑制了CPT共振的功率展宽，获得具有较窄线宽的共振，和能增强用于磁通量密度的共振振幅变化。

决定连续激发中CPT共振线宽的因素是自然展宽、所注入激光的强度、依赖于缓冲气体压力的碰撞展宽、或者磁场的均匀性。尤其是，在连续激发中CPT共振的线宽与所注入激光的强度成正比。其中CPT共振的线宽与激光强度成正比展宽的现象称作功率展宽效应，其是CPT共振线宽展宽的主要因素。另一方面，公知由脉冲激发获得的CPT共振线宽与激光强度无关。获得的线宽依赖于脉冲关闭时间(自由发展时间)，由以下的等式15给出。

等式15

$\mathrm{FWHM}=\frac{1}{2T}$

因此，在注入高强度激光的情况下，脉冲激发中的线宽比连续激发中的线宽窄。

接下来，将计算偏振旋转对磁场的敏感度，和对比连续激发和脉冲激发中的共振特性。尤其是，对比计算结果，并且将确定在脉冲激发中偏振旋转对磁场的敏感度是否好于连续激发中的。

(连续激发)

通过洛伦兹函数近似连续激发情况下CPT共振的吸收波谱。根据Kramers-Kronig关系，通过洛伦兹函数的推导获得色散波谱即偏振旋转的波谱。当关于共振“a”和“b”的偏振旋转分别表示为θ_a和θ_b时，通过交叠获得CPT的偏振旋转，并且由以下等式16给出。

等式16

θ=θ_a+θ_b

考虑到以下三项限制，即(1)偏振旋转由洛伦兹函数推导得出，(2)两个偏振旋转θ_a和θ_b根据共振的对称性彼此不同，和(3)两个共振的频率根据塞曼移位在彼此不同的方向上移位，将等式16的偏振旋转重新撰写为等式17。

等式17

$\begin{array}{c}\mathrm{\&theta;}={\mathrm{\&theta;}}_0(\frac{\mathrm{\&gamma;}(\mathrm{\&delta;}-f_B/2)}{{\mathrm{\&gamma;}}^2+{(\mathrm{\&delta;}-f_B/2)}^2}-\frac{\mathrm{\&gamma;}(\mathrm{\&delta;}+f_B/2)}{{\mathrm{\&gamma;}}^2+{(\mathrm{\&delta;}+f_B/2)}^2})\\ =-{\mathrm{\&theta;}}_0\frac{4\mathrm{\&gamma;}{f}_B(-{4\mathrm{\&delta;}}^2+{4\mathrm{\&gamma;}}^2+f_B^2)}{{({4\mathrm{\&gamma;}}^2+{4\mathrm{\&delta;}}^2+f_B^2)}^2-{16\mathrm{\&delta;}}^2{f}_B^2}\end{array}$

在等式17中，θ₀是θ_a和θ_b的最大旋转角度。而且，根据对称性，假设θ_a＝θ_b。为了简单化，频率失谐δ和塞曼移位量f_B通过半峰全宽γ标准化。将标准化的频率失谐和标准化的塞曼移位量分别表示为d(=δ／γ)和b(=f_B／2γ)，和将等式17重新撰写为等式18。

等式18

$\mathrm{\&theta;}=-{\mathrm{\&theta;}}_0\frac{2b(1+b^2-d^2)}{{(1+b^2+d^2)}^2-{4b}^2{d}^2}$

而且，偏振的旋转角度在频率失谐为零，即d=0处变成最大值。通过将“d”的值(=0)带入到等式18中，获得等式19。

等式19

$\mathrm{\&theta;}=-{\mathrm{\&theta;}}_0\frac{2b}{1+b^2}$

而且，变量“b”，塞曼移位量，是磁通量B密度的函数。如果变量“b”正比于磁通量B的密度，则“b”可表达为b＝kB，这里“k”是正比例常数。偏振旋转对磁场的敏感度由等式20表达。图30示出了以b的方式由等式20表达出的法拉第旋转角度。

等式20

$\begin{array}{c}\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}=\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;b}\&CenterDot;\frac{\&PartialD;b}{\&PartialD;B}\\ ={\mathrm{\&theta;}}_0\frac{b^2-1}{{(1+b^2)}^2}\&CenterDot;k\end{array}$

敏感度在B=0时变为最大值，这通过等式21表达。

等式21

${\left|\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}\right|}_{\max }={\mathrm{\&theta;}}_{0}k$

根据第一实施例中的等式4，获得“b”的表达式，将其于等式22中示出。

等式22

$b=\mathrm{kB}=\frac{f_B}{2\mathrm{\&gamma;}}=\frac{4g_I{\mathrm{\&mu;}}_{B}B}{h}\&CenterDot;\frac{1}{2\mathrm{\&gamma;}}$

根据等式22，获得“k”的表达式，如等式23。

等式23

$k=\frac{2g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}{\mathrm{\&gamma;h}}$

偏振旋转对磁场的敏感度的最大值由等式24给出。

等式24

${\left|\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}\right|}_{\max }={\mathrm{\&theta;}}_0\frac{2g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}{\mathrm{\&gamma;h}}$

如可从等式24中看出的，共振的半峰全宽越小，敏感度就越高。

(脉冲激发)

脉冲激发情况下可以通过余弦函数近似CPT共振的吸收波谱。根据Kramers-Kronig关系，色散波谱即偏振旋转的波谱是正弦函数。当关于共振“a”和“b”的偏振旋转分别表示为θ_a和θ_b时，由二者交叠获得CPT的偏振共振，并由以下的等式25给出。

等式25

θ＝θ_a+θ_b

考虑到以下三项限制，即(1)偏振旋转是正弦函数，(2)根据共振的对称性，两个偏振旋转θ_a和θ_b的标记彼此不同，和(3)两个共振的频率根据塞曼移位在彼此不同的方向上移位，将等式25的偏振旋转重新撰写为等式26。

等式26 $\begin{array}{c}\mathrm{\&theta;}={\mathrm{\&theta;}}_a+{\mathrm{\&theta;}}_b\\ ={\mathrm{\&theta;}}_0\sin \left(2\mathrm{\&pi;}\left(\frac{\mathrm{\&delta;}+f_B/2}{4\mathrm{\&gamma;}}\right)\right)-{\mathrm{\&theta;}}_0\sin \left(2\mathrm{\&pi;}\left(\frac{\mathrm{\&delta;}-f_B/2}{4\mathrm{\&gamma;}}\right)\right)\\ ={2\mathrm{\&theta;}}_0\cos \left(2\mathrm{\&pi;}\frac{\mathrm{\&delta;}}{4\mathrm{\&gamma;}}\right)\sin \left(\mathrm{\&pi;}\frac{f_B}{4\mathrm{\&gamma;}}\right)\end{array}$

在等式26中，θ₀是θ_a和θ_b的的最大旋转角度。而且，根据对称性，假设θ_a＝θ_b。为了简单化，频率失谐δ和塞曼移位量f_B通过半峰全宽γ标准化。将标准化的频率失谐和标准化的塞曼移位量分别表示为d(=δ／γ和b(＝f_B/2γ)，和将等式26重新撰写为等式27。

等式27

$\begin{array}{c}\mathrm{\&theta;}=2{\mathrm{\&theta;}}_0\cos \left(2\mathrm{\&pi;}\frac{\mathrm{\&delta;}}{4\mathrm{\&gamma;}}\right)\sin \left(\mathrm{\&pi;}\frac{f_B}{4\mathrm{\&gamma;}}\right)\\ =2{\mathrm{\&theta;}}_0\cos \left(\frac{\mathrm{\&pi;}}{2}d\right)\sin \left(\frac{\mathrm{\&pi;}}{2}b\right)\end{array}$

接下来，将推导偏振旋转的敏感度。根据等式27中的表达，敏感度由等式28表达。

等式28

$\begin{array}{c}\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}=\frac{\&PartialD;}{\&PartialD;B}\left({2\mathrm{\&theta;}}_0\cos \left(\frac{\mathrm{\&pi;}}{2}d\right)\sin \left(\frac{\mathrm{\&pi;}}{2}b\right)\right)\\ ={\mathrm{\&theta;}}_0\mathrm{k\&pi;}\cos \left(\frac{\mathrm{\&pi;}}{2}d\right)\cos \left(\frac{\mathrm{\&pi;}}{2}b\right)\end{array}$

通过将“d”(=0)的值带入到等式28中，获得等式29。

等式29

$\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}={\mathrm{\&theta;}}_0\mathrm{k\&pi;}\cos \left(\frac{\mathrm{\&pi;}}{2}b\right)$

等式29示出的表达式包括余弦函数cos(πb/2)，也就是，敏感度具有周期性。敏感度在B=0时具有最大值。该最大值由等式30表达。

等式30

${\left|\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}\right|}_{\max }={\mathrm{\&theta;}}_0\mathrm{k\&pi;}$

根据第一实施例中的等式4，获得等式31中“b”的表达式。

等式31

$b=\mathrm{kB}=\frac{f_B}{2\mathrm{\&gamma;}}=\frac{4g_I{\mathrm{\&mu;}}_{B}B}{h}\&CenterDot;\frac{1}{2\mathrm{\&gamma;}}$

根据等式31，获得等式32中“k”的表达式。

等式32

$k=\frac{2g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}{\mathrm{\&gamma;h}}$

偏振旋转对磁场的敏感度最大值由等式33给出。

等式33

( ${\left|\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}\right|}_{\max }={\mathrm{\&theta;}}_0\frac{2g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}{\mathrm{\&gamma;h}}\mathrm{\&pi;}$ 之间对比)

在连续激发中，偏振旋转对磁场的敏感度最大值在等式34中表达，其与等式24中相同。

等式34

${\left|\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}\right|}_{\max }={\mathrm{\&theta;}}_0\frac{2g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}{\mathrm{\&gamma;h}}$

另一方面，在脉冲激发中，偏振旋转对磁场的敏感度最大值在等式35中表达，其与等式33中相同。

等式35

${\left|\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}\right|}_{\max }={\mathrm{\&theta;}}_0\frac{2g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}{\mathrm{\&gamma;h}}\mathrm{\&pi;}$

而且，将连续激发和脉冲激发中的半峰全宽分别标记为γ_CW和γ_PL。对于通过高强度激光实现的激发，连续激发中的半峰全宽大于脉冲激发中的，即γ_CW>γ_PL。此时，获得连续激发和脉冲激发中敏感度之间的关系，如等式36。

等式36

${\left|\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}\right|}_{\mathrm{PL},\max }>{\left|\frac{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}{\&PartialD;B}\right|}_{\mathrm{CW},\max }$

因此，与连续激发相比，在脉冲激发中偏振旋转对磁场的敏感度很高。也就是，通过窄化根据脉冲激发的线宽，可增强磁通量密度的敏感度。

而且，本发明不限于这些实施例，而是在不脱离本发明范围的情况下可作出各种变化和修改。

本申请基于并要求向日本专利局于2013年2月14日提出的No.2013-026436和于2014年1月16日提出的No.2014-006073的日本优先权申请的优先权益，通过引用将其整体内容并入本文。

Claims (27)

1.一种原子振荡器，包括：

其中封装了碱性金属原子的碱性金属单元；

发出进入到碱性金属单元的激光的光源；

检测通过碱性金属单元的光的光检测器；和

设置在碱性金属单元和光检测器之间的偏光器，其中

通过调制光源以产生边带和将具有作为边带的两种不同波长的激光注入到碱性金属单元中，根据作为两种类型共振光的量子干涉效应的光吸收特性的相干布居俘获共振，来控制光源中的调制频率，其中在与激光的传播方向平行的方向上将磁场施加到碱性金属单元，进入到碱性金属单元的激光具有线性偏振，且激光偏振方向不与偏光器的偏振方向相同。

2.如权利要求1所述的原子振荡器，其中以脉冲序列形式调制进入到碱性金属单元的激光的强度。

3.如权利要求1所述的原子振荡器，其中通过设置在光源和碱性金属单元之间的光强度调制器，以脉冲序列形式调制进入到碱性金属单元的激光的强度。

4.如权利要求1至3中任一项所述的原子振荡器，其中所述偏光器是第二偏光器，将第一偏光器设置在光源和碱性金属单元之间，且第一偏光器的偏振方向不与第二偏光器的偏振方向平行。

5.如权利要求4所述的原子振荡器，其中第二偏光器的偏振方向和与第一偏光器的偏振方向垂直的方向之间的角度小于15度。

6.如权利要求1至5中任一项所述的原子振荡器，其中有助于相干布居俘获共振的进入到碱性金属单元的激光的偏振方向在碱性金属单元中旋转。

7.如权利要求1所述的原子振荡器，其中磁场中的磁通量密度大于16μT。

8.如权利要求2或3所述的原子振荡器，其中磁场中磁通量的密度是

$\frac{h}{4g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}\&CenterDot;\frac{1}{2T}\&PlusMinus;20\%$

其中T是脉冲序列的周期长度，h是普朗克常数，g_I是核磁g因数和μ_B是波尔磁子。

9.如权利要求1至8中任一项所述的原子振荡器，其中封装在碱性金属单元中的碱性金属是铷、铯、钠和钾中的一种。

10.一种在原子振荡器中检测相干布居俘获共振的方法，该原子振荡器包括封装了碱性金属原子的碱性金属单元，发出进入到碱性金属单元中的激光的光源，检测已经通过碱性金属单元的光的光检测器，和被设置在碱性金属单元和光检测器之间的偏光器，其中通过调制光源以产生边带和将具有作为边带的两种不同波长的激光注入到碱性金属单元中，根据作为两种类型共振光的量子干涉效应的光吸收特性的相干布居俘获共振，来控制光源中的调制频率，其中在与激光传播方向平行的方向上，将磁场施加到碱性金属单元，该方法包括：

将具有线性偏振的激光注入到碱性金属单元中；和

通过光检测器检测已经通过碱性金属单元的激光，其中

激光偏振方向不平行于偏光器的偏振方向。

11.如权利要求10所述的检测相干布居俘获共振的方法，其中以脉冲序列形式调制进入碱性金属单元的激光强度。

12.如权利要求10所述的检测相干布居俘获共振的方法，其中通过设置在光源和碱性金属单元之间的光强度调制器，以脉冲序列形式调制进入到碱性金属单元的激光强度。

13.如权利要求10至12中任一项所述的检测相干布居俘获共振的方法，其中所述偏光器是第二偏光器，第一偏光器被设置在光源和碱性金属单元之间，且第一偏光器的偏振方向不与第二偏光器的偏振方向平行。

14.如权利要求13所述的检测相干布居俘获共振的方法，其中第二偏光器的偏振方向和与第一偏光器的偏振方向垂直的方向之间的角度低于15度。

15.如权利要求10至14中任一项所述的检测相干布居俘获共振的方法，其中有助于相干布居俘获共振的进入碱性金属单元的激光的偏振方向在碱性金属单元中旋转。

16.如权利要求10所述的检测相干布居俘获共振的方法，其中磁场中磁通量密度大于16μT。

17.如权利要求11或12所述的检测相干布居俘获共振的方法，其中磁场中磁通量密度是

$\frac{h}{4g_I{\mathrm{\&mu;}}_B}\&CenterDot;\frac{1}{2T}\&PlusMinus;20\%$

其中T是脉冲序列的周期长度，h是普朗克常数，g_I是核磁g因数和μ_B是波尔磁子。

18.如权利要求10至17中任一项所述的相干布居俘获共振的方法，其中封装在碱性金属单元中的碱性金属是铷、铯、钠和钾中的一种。

19.一种磁传感器，包括：

其中封装了碱性金属原子的碱性金属单元；

发出进入碱性金属单元的激光的光源；

检测已经通过碱性金属单元的光的光检测器；和

设置在碱性金属单元和光检测器之间的偏光器，其中

通过调制光源以产生边带和将具有作为边带的两种不同波长的激光注入到碱性金属单元中，根据作为两种类型共振光的量子干涉效应的光吸收特性的相干布居俘获共振，来控制光源中的调制频率，其中进入碱性金属单元的激光具有线性偏振，激光的偏振方向不与偏光器的偏振方向平行，和响应于相干布居俘获共振在与激光传播方向平行的方向上检测磁通量的密度。

20.如权利要求19所述的磁传感器，其中以脉冲序列形式调制进入碱性金属单元的激光强度。

21.如权利要求19所述的磁传感器，其中通过设置在光源和碱性金属单元之间的光强度调制器，以脉冲序列形式调制进入碱性金属单元的激光强度。

22.如权利要求19所述的磁传感器，其中基于相干布居俘获共振的半峰全宽获得磁通量强度。

23.如权利要求19至21中任一项所述的磁传感器，其中基于相干布居俘获共振的振幅获得磁通量密度。

24.如权利要求19至23中任一项所述的磁传感器，其中所述偏光器是第二偏光器，第一偏光器被设置在光源和碱性金属单元之间，且第一偏光器的偏振方向不平行于第二偏光器的偏振方向。

25.如权利要求24所述的磁传感器，其中第二偏光器的偏振方向和与第一偏光器的偏振方向垂直的方向之间的角度小于15度。

26.如权利要求19至25中任一项所述的磁传感器，其中有助于相干布居俘获共振的进入碱性金属单元的激光的偏振方向在碱性金属单元中旋转。

27.如权利要求19至26中任一项所述的磁传感器，其中封装在碱性金属单元中的碱性金属是铷、铯、钠和钾中的一种。