CN117223178A - 原子的电子态分离器、原子干涉仪、原子跃迁频率测量装置、原子振荡器、光晶格钟、量子计算机及原子的电子态叠加态的生成方法 - Google Patents

Abstract

本发明的原子的电子态分离器(1)包括：原子供给部(11)、原子移动路径(12)、探测激光光源(13)和磁场生成部(M)。原子供给部(11)供给以一定速度在原子移动路径(12)中移动的原子。探测激光光源(13)向原子移动路径(12)内供给与原子移动路径(12)同轴地在与原子的运动方向相反或相同的方向上传播的探测激光。磁场生成部(M)通过在原子移动路径(12)中生成与原子移动路径(12)正交的磁场并进行与容许电偶极子跃迁的电子态的波函数混合，能够进行基于在时间和空间上同样的探测激光的时钟跃迁的脉冲激发。或者，磁屏蔽件通过屏蔽在原子移动路径(12)中施加的磁场并在空间上改变塞曼频移，从而能够通过在时间和空间上同样的探测激光对时钟跃迁进行脉冲激发。其结果，能够连续地进行原子跃迁的分光和探测激光的频率控制，提高原子钟的稳定度。

Description

原子的电子态分离器、原子干涉仪、原子跃迁频率测量装置、 原子振荡器、光晶格钟、量子计算机及原子的电子态叠加态的 生成方法

技术领域

本发明涉及原子的电子态分离器、原子干涉仪、原子跃迁频率测量装置、原子振荡器、光晶格钟、量子计算机以及原子的电子态叠加态的生成方法。

本申请主张基于美国第63153434号临时专利申请和日本专利申请2021-116217的优先权。该申请的说明书通过引用整体并入本说明书。

背景技术

作为高精度地测量原子跃迁频率的方法，已知有拉比分光和拉姆塞分光(例如，参照非专利文献1)。另外，在本说明书中，将包含原子、分子、离子的状态的跃迁称为“原子跃迁”。

在这些分光法中，通过以脉冲的方式照射与原子相干的激发光(探测光)来激发原子。原子的跃迁概率根据探测光的频率敏锐地变化。因此，通过测量跃迁概率，能够高精度地观测跃迁频率。

另外，还提出了将原子捕获至光晶格的晶格点附近，使其在原子移动路径上移动而进行输送的“移动光晶格”(例如，参照专利文献1)。

现有技术文献

专利文献

专利文献1：国际公开WO2014/027637

非专利文献：

非专利文献1：F.Riehle，“Frequency standards:basics and applications”John Wiley&Sons(2006)，ISBN:978-3-527-60595-8非专利文献2：G.Santarelli，C.Audoin，A.Makdissi，P.Laurent，G.J.Dick，A.Clairon，Frequency stabilitydegradation of an oscillator slaved to a periodically interrogated atomicresonator，IEEE Trans.Ultrason.Ferroelectr.Freq.Control，45(1998)887-894.

非专利文献3：A.V.Taichenachev，V.I.Yudin，C.W.Oates，C.W.Hoyt，Z.W.Barber，L.Hollberg，Magnetic Field-Induced Spectroscopy of Forbidden OpticalTransitions with Application to Lattice-Based Optical Atomic Clocks，PhysicalReview Letters，96(2006)083001.

非专利文献4：T.Kishimoto，H.Hachisu，J.Fujiki，K.Nagato，M.Yasuda，H.Katori，Electrodynamic trapping of spinless neutral atoms with an atom chip，Physical Review Letters，96(2006)123001.

非专利文献5：M.Schioppo，R.C.Brown，W.F.McGrew，N.Hinkley，R.J.Fasano，K.Beloy，T.H.Yoon，G.Milani，D.Nicolodi，and J.Sherman，“Ultrastable optical clockwith two cold-atom ensembles”，Nat.Photon.11，48(2017)

非专利文献6：W.Bowden，A.Vianello，I.R.Hill，M.Schioppo，and R.Hobson，“Improving the Q factor of an optical atomic clock using quantumnondemolition measurement”，Phys.Rev.X 10，041052(2020)

非专利文献7：S.Dorscher，A.Al-Masoudi，M.Bober，R.Schwarz，R.Hobson，U.Sterr，and C.Lisdat，“Dynamical decoupling of laser phase noise in compoundatomic clocks”，Commun.Phys.3，1(2020)

非专利文献8：M.Takamoto，I.Ushijima，N.Ohmae，T.Yahagi，K.Kokado，H.Shinkai，and H.Katori，“Test of general relativity by apair of transportableoptical lattice clocks”，Nat.Photon.(2020)

发明内容

发明要解决的课题

在拉姆塞(Ramsey)分光中，原子与激发光相互作用两次。此时，与激发光的相互作用在时间上或空间上的间隔越大，分光测量的测量精度越高。但是，在空间上隔开激发光的情况下，由于使光分割、反射的反射镜的机械稳定度的原因，激发光的相干性劣化。因此，为了提高精度，间隔越宽，越必须提高反射镜的机械稳定度。在这种情况下，难以维持相干性。另一方面，在时间上隔开激发光的情况下，反射镜的机械稳定度的问题得到解决。但是，另一方面，需要在时间上将拉姆塞分光和原子的状态检测分开。这种情况下，由于不能进行连续频率测量，因此不能对光的相位敏感进行稳定化处理。已知，由于极低温原子的生成和捕获以及状态检测所需要的时间对于拉姆塞分光而言为无用的时间，因此产生被称为Dick极限的稳定度的极限(例如，参照非专利文献2)。这样，在使用拉比分光或拉姆塞分光的现有方式中，难以连续地进行高精度的频率测量。进而，为了提高测量精度，原子与激光的相互作用时间越长，对激光的频率稳定度的要求越高。在这样的激光的生成中，由于数10cm7长度的光谐振器的参照是不可缺少的，因此成为导致装置大型化的原因。即，在现有的分光方法中，难以用紧凑的装置进行高精度的原子跃迁频率测量。

本发明是鉴于这样的课题而完成的，其目的在于使用紧凑的装置实现高精度的分光测量。

用于解决课题的手段

为了解决上述课题，本发明的一个方式的原子的电子态分离器包括：原子供给部、原子移动路径、探测激光光源和磁场生成部。原子供给部供给以一定速度在原子移动路径中移动的原子。探测激光光源向原子移动路径内供给与原子移动路径同轴地在与原子的运动方向相反或相同的方向上传播的探测激光。磁场生成部通过在原子移动路径上生成与原子移动路径正交的磁场并引起与容许电偶极子跃迁的电子态之间的波函数的混合，从而能够利用探测激光激发时钟跃迁。

根据该方式，能够使用在时间和空间上同样的探测激光来实现任意的脉冲面积的激发。因此，能够实现可将原子的内部状态分支为任意的叠加态的原子的电子态分离器。该方式的原子的电子态分离器能够应用于原子跃迁频率测量装置、原子振荡器、光晶格钟、量子计算机等各种用途。

在一个实施方式中，原子的电子态分离器可包括第一光晶格激光光源和第二光晶格激光光源。第一光晶格激光光源和第二光晶格激光光源通过供给在原子移动路径中相互反向行进的一对光晶格激光，形成由驻波构成的光晶格。一对光晶格激光中，各光晶格激光的频率相互频移。这样形成的光晶格成为沿原子移动路径移动的移动光晶格。移动光晶格沿着原子移动路径输送原子。

在一个实施方式中，各光晶格激光可以被设定为不会产生时钟跃迁的斯塔克频移的魔法频率。

在一个实施方式中，磁场可以是具有魔法频率的AC磁场(例如，具有与魔法频率匹配的激光的磁场分量的磁场)。

本发明的另一方面提供一种原子干涉仪，设置有多个原子的电子态分离器。该原子干涉仪具有原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、第一磁场生成部和第二磁场生成部。原子供给部供给以一定速度在原子移动路径中移动的原子。探测激光光源向原子移动路径内供给与原子移动路径同轴地在与原子的运动方向相反或相同的方向上传播的探测激光。第一磁场生成部和第二磁场生成部通过在原子移动路径中生成与原子移动路径正交且与探测光的电场平行的磁场，引起与容许电偶极子跃迁的电子态之间的波函数的混合，从而实现利用探测激光的激发。

根据该方面，能够实现紧凑且高精度的原子干涉仪。

在一个实施方式中，原子干涉仪具备检测用激光光源，该检测用激光光源供给用于对利用电子态分离器进行电子态操作后的原子的电子态进行投影测量的检测用激光，第一磁场生成部和第二磁场生成部可以配置为隔开相当于原子与探测激光的相互作用长度的间隔。此时，第一磁场生成部和第二磁场生成部也可以分别通过利用磁场与探测激光的组合对原子产生π/2的脉冲面积的激发，从而实现拉姆塞分光。

在一个实施方式中，第一磁场生成部和第二磁场生成部可以无间隔地相互邻接配置。此时，第一磁场生成部及第二磁场生成部和探测激光分别对原子施加脉冲面积为π/2的脉冲，由此脉冲面积合计为π，实现拉比分光。

本发明的另一方面提供一种原子跃迁频率测量装置。该装置包括原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、第一磁场生成部、第二磁场生成部、检测用激光光源和检测器。原子供给部供给以一定速度在原子移动路径中移动的原子。探测激光光源向原子移动路径内供给与原子移动路径同轴地在与原子的运动方向相反或相同的方向传播上的探测激光。第一磁场生成部和第二磁场生成部配置为隔开相当于原子与探测激光的相互作用长度的间隔。第一磁场生成部和第二磁场生成部通过在原子移动路径中生成与原子移动路径正交且与探测光的电场平行的磁场，与容许电偶极子跃迁的电子态进行波函数混合，从而能够实现利用探测激光的激发。第一磁场生成部和第二磁场生成部分别通过利用磁场与探测激光的组合对原子产生具有π/2的脉冲面积的激发，从而实现拉姆塞分光。检测用激光光源供给用于对受到脉冲照射后的原子的电子态进行投影测量的检测用激光。检测器测量原子的与某个电子态的占据数成比例的荧光强度。

根据该方面，能够实现紧凑且高精度的原子跃迁频率测量装置。

在一个实施方式中，原子跃迁频率测量装置也可以在第一磁场生成部和第二磁场生成部的前段或后段具备拉比光谱测量用磁场生成部。第一磁场生成部与第二磁场生成部的间隔大于拉比光谱测量用磁场生成部的相互作用长度。

在某些实施方式中，原子跃迁频率测量装置可以包括具有相互不同长度的多个“磁场生成部对”。

在一个实施方式中，原子跃迁频率测量装置也可以在第一磁场生成部和第二磁场生成部的前段或后段具备拉比频谱测量用磁场生成部。此时，第一磁场生成部与第二磁场生成部的间隔大于拉比光谱测量用磁场生成部的相互作用长度。

在一个实施方式中，原子移动路径可以是空芯光纤的波导。

在一个实施方式中，原子可以通过移动光晶格沿着原子移动路径被输送。

在一个实施方式中，捕获有原子的光晶格可以固定在原子移动路径中。此时，由“磁场生成部对”所生成的磁场在原子移动路径中移动。

本发明的另一方面提供一种光晶格钟和原子振荡器。该光晶格钟和原子振荡器包括上述原子的电子态分离器、原子状态检测器和与其输出对应的频率控制电路。

在一个实施方式中，光晶格钟和原子振荡器也可以包括多普勒频移补偿部，该多普勒频移补偿部包括环形谐振器、拍频检测器、第一DDS(Direct Digital Synthesizer，直接数字合成器)、第二DDS、第三DDS、第一光频调制器、第二光频调制器和第三光频调制器。

根据该方面，能够实现紧凑且高精度的光晶格钟和原子振荡器。

本发明的另一方面提供一种量子计算机。该量子计算机包括上述原子的电子态分离器。

根据该方面，能够实现紧凑且大规模的量子计算机。

本发明的另一方面提供一种使用原子的电子态分离器的原子的电子态叠加态的生成方法。原子的电子态分离器包括原子供给部、原子移动路径、探测激光光源和磁场生成部。该方法包括以下：利用原子供给部，供给以一定速度在原子移动路径中移动的原子；利用探测激光光源，向原子移动路径内供给与原子移动路径同轴地在与原子的运动相反或相同的方向上传播的探测激光；以及通过利用磁场生成部在原子移动路径中生成与原子移动路径正交的磁场，与容许电偶极子跃迁的电子态进行波函数混合，从而实现基于探测激光的激发。

根据该方面，能够利用同样的探测激光实现任意的脉冲面积。因此，能够实现可将原子的内部状态分支为任意的叠加态的、原子的电子态。该方面的原子的电子态叠加态的生成方法能够应用于原子跃迁频率测量装置、原子振荡器、光晶格钟、量子计算机等各种用途。

本发明的另一方面提供一种用于针对具有非零总角动量(F≠0)的原子的电子态分离器。该原子的电子态分离器具有原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、磁场源和磁屏蔽件。原子供给部供给以一定速度在原子移动路径中移动的原子。磁屏蔽件配置为围绕原子移动路径。该磁屏蔽件在围绕部分的屏蔽区域内减少外部的磁场。探测激光光源向原子移动路径内供给与在屏蔽区域内发生塞曼频移的原子跃迁发生共振的探测激光。由此，能够在屏蔽位置激发原子。

根据该方面，在原子的电子态分离器中，

·能够通过一阶塞曼频移进行激发控制；

·进行与正负的磁次能级(±m状态)对应的塞曼频移±f的测量，可通过取其平均进行一阶塞曼频移的补偿；

·另外，能够根据一阶塞曼频移推算磁场，根据其结果进行二阶塞曼频移的补偿；

·其结果，不需要磁场或驱动电源的校正；

·与磁场感应型的方法相比，能够将二阶塞曼频移和光晶格光频移降低到1/1000左右。

本发明的另一方面提供一种原子干涉仪。该原子干涉仪包括针对具有非零总角动量(F≠0)的原子的多个电子态分离器。即，该原子干涉仪具有原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、磁场源、第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件。原子供给部供给以一定速度在原子移动路径上移动的原子。第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件被配置为围绕原子移动路径。第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件分别在围绕部分的第一屏蔽位置和第二屏蔽位置减少外部磁场。探测激光光源向原子移动路径内供给与在屏蔽区域内发生塞曼频移的原子跃迁发生共振的探测激光。由此，能够在第一屏蔽位置和第二屏蔽位置激发原子。

根据该方面，在原子干涉仪中，

·能够通过一阶塞曼频移进行激发控制；

·进行与正负的磁次能级(±m状态)对应的塞曼频移±f的测量，可通过取其平均进行一阶塞曼频移的补偿；

·另外，能够根据一阶塞曼频移推算磁场，根据其结果进行二阶塞曼频移的补偿；

·与磁场感应型的方法相比，能够将二阶塞曼频移和光晶格光频移降低到1/1000左右。

本发明的另一方面提供一种原子跃迁频率测量装置。该原子跃迁频率测量装置包括：原子供给部、原子移动路径、第一磁屏蔽件、第二磁屏蔽件、探测激光光源、磁场源、检测用激光光源和检测器。原子供给部供给以一定速度在原子移动路径中移动的原子。第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件配置为围绕原子移动路径。第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件分别在围绕部分的第一屏蔽位置和第二屏蔽位置减少外部的磁场。探测激光光源通过向原子移动路径内供给与在屏蔽区域内发生塞曼频移的原子跃迁共振的探测激光，从而在第一屏蔽位置和第二屏蔽位置激发该原子。第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件通过在第一屏蔽位置和第二屏蔽位置对原子产生具有π/2的脉冲面积的激发，从而实现拉姆塞分光。检测用激光光源供给用于对受到脉冲照射后的原子的电子态进行投影测量的检测用激光。检测器对与原子的电子态的占据数成比例的信号进行测量。

根据该方式，在拉姆塞分光中，

·能够通过一阶塞曼频移进行激发控制；

·进行与正负的磁次能级(±m状态)对应的塞曼频移±f的测量，可通过取其平均进行一阶塞曼频移的补偿；

·另外，能够根据一阶塞曼频移推算磁场，根据其结果进行二阶塞曼频移的补偿；

·与磁场感应型的方法相比，能够将二阶塞曼频移和光晶格光频移降低到1/1000左右。

再者，将上述组件的任意组合和本发明的表现在装置、方法、系统、记录介质、计算机程序等之间进行转换而获得的方案作为本发明的一个方面也是有效的。

发明的效果

根据本发明，能够使用紧凑的装置实现高精度的原子跃迁频率测量。

附图说明

图1是现有方法的利用拉姆塞分光的原子跃迁频率测量装置的示意图。

图2是根据第1实施方式的原子的电子态分离器的示意图。

图3是根据第2实施方式的原子的电子态分离器的示意图。

图4是根据第3实施方式的原子干涉仪的示意图。

图5是根据第5实施方式的原子跃迁频率测量装置的示意图。

图6是图5的原子跃迁频率测量装置的一部分的放大图。

图7是表示图6的配置中的x方向的磁场B的分布和二阶塞曼频移的图。

图8是表示图6的配置中的原子的激发态占据数的时间变化的图。

图9是用频率失谐的函数表示图6的配置中的原子的激发态占据数的图。

图10是根据第6实施方式的原子跃迁频率测量装置的示意图。

图11是表示图7的配置中的拉姆塞光谱和拉姆光谱的图。

图12是表示用于确认第6实施方式的效果的模拟结果的图。

图13是根据第7实施方式的原子跃迁频率测量装置的示意图。

图14是根据第8实施方式的原子跃迁频率测量装置的示意图。

图15是根据第9实施方式的原子跃迁频率测量装置的原子移动路径的示意图。

图16是根据第10实施方式的原子跃迁频率测量装置的原子移动路径的示意图。

图17是根据第11实施方式的光晶格钟的示意图。

图18是根据第12实施方式的量子计算机的示意图。

图19是根据第14实施方式的原子的电子态叠加态的生成方法的流程图。

图20是根据第15实施方式的多普勒频移补偿装置的示意图。

图21是图20的多普勒频移补偿装置中的光学测量系统的示意图。

图22是根据第16实施方式的原子跃迁频率测量装置的示意图。

图23是表示图22的分光区域中的塞曼频移的图。

图24是表示测量m＝±I的磁次能级的状态占据数的原理的示意图。

图25是表示图22的配置中的原子的激发态占据数和塞曼频移的时间变化的图。

图26是表示图22的配置中的m＝-9/2和m＝+9/2的拉姆塞光谱的图。

图27是图26的放大图。

具体实施方式

在下文中，基于优选的实施方式为，参照附图对本发明进行说明。实施方式并非用于限定本发明，而是示例，实施方式中记述的所有特征及其组合不一定是发明的本质内容。对于各附图所示的相同或同等的组件、部件、处理，赋予相同的符号，适当省略重复的说明。另外，各图所示的各部的缩尺和形状为了易于说明而方便地设定，除非另有说明，不作为限定性的解释。另外，在本说明书或权利要求书中使用“第一”、“第二”等用语的情况下，除非另有说明，该用语不表示任何顺序或重要程度，仅用于区分一个配置和其他配置。另外，在各附图中，省略在说明实施方式上不重要的部件的一部分来进行表示。

在说明具体的实施方式之前，叙述作为基础的见解。图1是现有方法的利用拉姆塞分光的原子跃迁频率测量装置100的示意图。原子跃迁频率测量装置100包括：用于加热原子的烘箱101、4束平行的探测激光102a、102b、102c和102d、以及检测器103。通过烘箱101加热的原子束以速度v向纸面的右方运动。虽然探测器102a和102b是纸面的朝上的方向，探测器102c和102d是纸面的朝下的方向，但它们都与原子的运动方向正交。基态的原子与探测激光102a相互作用，跃迁为基态和激发态的叠加态。其中，在向激发态跃迁时，被赋予探测光子的动量，结果原子的轨道也分支为2个。在102b-c处发生同样的电子态和运动状态的跃迁，结果形成两个闭合的原子轨道Tr1和Tr2(在图1中以两个梯形示出)。它们是两个独立的干涉仪。该干涉仪能够用于测量原子跃迁的频率。此时，原子与探测激光的相互作用时间越长，测量精度越高，但另一方面，探测激光照射的机械稳定性受损。其结果，存在测量精度变差的问题。即，越想提高测量精度，越难以机械地进行4束探测激光之间的相位控制，即发生权衡的问题。由此，在测量精度的提高上产生极限。进而，在将这样的干涉仪用于原子钟的情况下，由于干涉仪围绕有限的面积，因此检测出由塞格纳克效应(Sagnac Effect)引起的旋转加速度。这对于原子干涉仪来说是噪音。

[第1实施方式]

图2是根据第1实施方式的原子的电子态分离器1的示意图。原子的电子态分离器1具有原子供给部11、原子移动路径12、探测激光光源13和磁场生成部M。

原子供给部11包括原子供给源和激光冷却用的激光光源。原子供给源供给以一定速度在原子移动路径12中移动的原子(例如，⁸⁸Sr)。具体而言，原子与原子供给部11内的激光冷却用的激光光源相互作用而被冷却后，被送至原子移动路径12。该原子在原子移动路径12上以一定速度v移动。

原子移动路径12用作原子移动的引导。原子移动路径12例如能够利用自由空间中的移动驻波、光谐振器中的移动驻波、或者光波导中的移动驻波等来形成。构成这些驻波的光晶格激光也可以设定为不产生时钟跃迁的斯塔克频移的魔法频率。或者，原子引导也可以由二维磁场陷阱、二维电场陷阱形成(例如，参照非专利文献4)。

探测激光光源13向原子移动路径12供给探测激光，该探测激光与原子移动路径12同轴地在与该原子的运动相反的方向或相同的方向上传播。即，探测激光的传播方向与原子的运动方向平行或反向平行。在图2中，作为一例，示出了沿与原子的运动方向相反的方向(即与原子的运动方向反平行地)传播的探测激光。

磁场生成部M构成为围绕原子移动路径12。磁场生成部M生成在原子移动路径12内与原子移动路径12正交且与探测激光电场平行的磁场B。在原子移动路径12上以一定速度v移动的原子，在磁场生成部M的位置容许电偶极子跃迁。由此，在与原子移动路径12同轴地均匀照射的探测激光能够对原子赋予任意的脉冲面积。

磁场生成部M例如能够使用永磁铁、电磁铁或它们的组合来形成。

设探测器激光的强度为I_p，给出与探测激光电场平行的磁场的大小为B的情况下，拉比频率Ω_B用以下公式表示。

这里，参数α被称为耦合系数。假设探测激光的偏振光与磁场B平行，则对于锶原子的耦合系数α为α＝198Hz/(√(mW/cm²))(例如，参照非专利文献3)。

假设处于状态1(基态)的原子在时间t期间被照射共振的探测光。此时，该原子在状态1被发现的概率P₁(t)和在状态2(激发态)被发现的概率P₂(t)分别使用脉冲面积Ω_B·t表示为：

P₁(t)＝|a₁|²＝1/2(1+cosΩ_B·t)…(2)

P₂(t)＝|a₂|²＝1/2(1-cosΩ_B·t)…(3)

其中，a₁和a₂分别是状态1和状态2的概率振幅。

这样以一定速度v在原子移动路径12中移动的原子在磁场生成部M的位置处成为量子力学的叠加态。换言之，本装置作为使原子的内部状态分支为量子力学的叠加态的状态分离器而发挥功能。进而，本装置能够根据原子的移动速度v、激发光强度I_P、磁场形状，任意改变式(2)和式(3)所示的脉冲面积Ω_B·t。

根据本实施方式，能够使用同样的探测激光实现任意的脉冲面积。因此，能够实现可将原子的内部状态分支为任意的叠加态的原子的电子态分离器。该原子的电子态分离器能够应用于原子跃迁频率测量装置、原子振荡器、光晶格钟、量子计算机等各种用途。

在图1所示的现有方法的拉姆塞分光中，探测激光的传播方向与原子的运动方向正交。由此，原子被“横向激发”。如上所述，在这种情况下，需要提供多束具有固定的装置相位关系的探测激光。与此相对，在本实施方式中，探测激光的传播方向与原子的运动方向位于同轴的方向上。由此，原子被“纵向激发”。这样，在本实施方式中，由于原子被纵向激发，因此具有能够以一束探测激光覆盖整个原子束区域的显著特征。因此，不需要如现有方法那样的用于确定多束探测激光之间的相位关系的机械稳定度。

[第2实施方式]

图3是根据第2实施方式的原子的电子态分离器2的示意图。原子的电子态分离器2包括：原子供给部11、原子移动路径12、探测激光光源13、磁场生成部M、第一光晶格激光光源161和第二光晶格激光光源162。即，原子的电子态分离器2除了图2的原子的电子态分离器1的配置以外，还包括第一光晶格激光光源161和第二光晶格激光光源162。原子的电子态分离器2的其他配置与原子的电子态分离器1的配置相同。

第一光晶格激光光源161和第二光晶格激光光源162通过供给彼此反向行进的一对光晶格激光(光晶格激光1和光晶格激光2)，在原子移动路径12上形成由驻波构成的光晶格。光晶格激光的频率可以设定为从魔法频率偏离多普勒频移的频率。

光晶格激光1和光晶格激光2各自的频率相互频移。其结果，所形成的光晶格成为沿原子移动路径12移动的移动光晶格。该移动光晶格以一定的速度沿着原子移动路径12输送上述原子。

根据该实施方式，通过将原子封闭在移动的光晶格中，能够以一定速度v输送该原子。此时，如果将相互作用长度设为l_R，则观测时间T由l_R/v给出。频率的测量精度与观测时间T的-1次方成比例地提高。

在这种情况下，各光晶格激光可以被设定为不会产生时钟跃迁的斯塔克频移的魔法频率。

通过本实施方式得到的进一步的效果是，由于原子被封闭在兰姆-迪克(Lamb-Dicke)区域中，因此多普勒效应消失。由此，激发部位为2处就足够，不需要像现有的光区域的拉姆塞分光那样在3处以上进行激发。

作为从利用了移动光晶格的上述实施方式得到的进一步的效果，由于不需要用于从横向入射探测的开口，因此有时能够更完全地进行与外场(黑体辐射、电场、磁场等)的屏蔽。

[第3实施方式]

图4是根据第3实施方式的原子干涉仪3的示意图。该原子干涉仪3通过组合多个上述实施方式的原子的电子态分离器，进行原子的电子态的分离(分支)和混合(结合)。具体而言，原子干涉仪3包括：原子供给部11、原子移动路径12、探测激光光源13、第一磁场生成部M1、第二磁场生成部M2。将由第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2组成的“磁场生成部对”记作MP。相对于图2的原子的电子态分离器1具有一个磁场生成部M，原子干涉仪3的不同之处在于具有两个磁场生成部(即，第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2)。

根据本实施方式，能够实现紧凑且高精度的原子干涉仪。

第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2相互隔开l_R的间隔配置。l_R给出原子与探测激光的相互作用长度。第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2生成在原子移动路径12内与原子移动路径12正交且与探测激光的电场平行的磁场B。在原子移动路径12中以一定速度v移动的原子在第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2的位置处容许偶极子跃迁。第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2中的脉冲面积Ω_B·t能够被任意地赋予。特别是在本例中，该脉冲面积为π/2。

[第4实施方式]

在图4的原子干涉仪3中，第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2相互隔开l_R的间隔配置。但是不限于此，第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2也可以无间隔地相互邻接配置。在该情况下，第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2中的脉冲面积Ω_B·t也能够被任意地赋予。特别是在本例中，与第二实施方式同样地，该脉冲面积为π/2。在这种情况下，探测激光也在第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2对原子赋予π/2脉冲。结果，原子实质上在一个位置无时间间隔地被连续照射π/2脉冲。这相当于原子被照射一次π脉冲。由此，本实施方式能够实现拉比分光。

[第5实施方式]

图5是根据第5实施方式的原子跃迁频率测量装置4的示意图。原子跃迁频率测量装置4包括：原子供给部11、原子移动路径12、探测激光光源13、第一磁场生成部M1、第二磁场生成部M2、检测用激光光源14和检测器15。即，原子跃迁频率测量装置4除了图3的原子干涉仪3的配置以外，还包括检测用激光光源14和检测器15。原子跃迁频率测量装置4的其他配置与原子干涉仪3的配置相同。

检测用激光光源14供给用于对受到脉冲照射后的原子的电子态进行投影测量的检测用激光。该检测用激光的传播方向与原子移动路径12正交(在图5的示例中，检测用激光从纸面的里侧向近前方向传播)。

检测器15对第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2中原子跃迁的概率振幅的干涉结果所产生的原子的激发态占据数进行测量。

以下，基于⁸⁸Sr的禁戒跃迁¹S₀-³P₀，对使用了原子跃迁频率测量装置4的原子跃迁频率测量进行说明。图6是图5的原子跃迁频率测量装置4的一部分(第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2的附近)的放大图。原子供给部11供给原子(在本例中为⁸⁸Sr)。第一磁场生成部M1与第二磁场生成部M2的间隔l_R为30mm。原子以40mm/s的速度v向纸面的右方(x方向)移动。第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2生成的磁场B的大小(磁通密度)为1mT。在此，第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2也可以分别由两个大致正方形的线圈构成(一边的长度b＝2mm，间隔d＝0.54·b≈1.1mm)。光晶格激光1和光晶格激光2的直径为2·w₀＝320μm，瑞利长度(Rayleigh length)为100mm。

图7表示图6的配置中的x方向的磁场B的分布和二阶塞曼频移。可知磁场B实质上仅存在于第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2的附近。磁场B对于强度为I_P＝900mW/cm²的探测激光提供π/2脉冲。二阶塞曼频移ΔB(t)与磁场B对应地在空间上变化，最大取-23.3Hz的值。

图8表示图6的配置中的原子的激发态占据数的时间变化。但是，距离原子的共振频率的探测失调Δ_P为-21.3Hz。被移动光晶格捕获的原子通过第一磁场生成部M1的π/2脉冲，产生基态和激发态的电子态的叠加。经过T_R＝l_R/v＝750ms的时间后，该原子到达第二磁场生成部M2。通过这里的π/2脉冲，激发态占据数几乎为100％。这相当于与探测激光频率发生塞曼频移后的电子态发生共振时的拉姆塞(Ramsey)干涉。另外，基于π/2脉冲的量子状态的叠加，例如也可以作为量子计算机的阿达玛门(Hadamard gate)使用。

如图6所示，将检测用激光的直径设为1mm，将第二磁场生成部M2与检测用激光的距离l_d设为1mm。此时，检测器15的光检测效率为10％。其结果，在激发¹S₀-³P₁跃迁而进行荧光观测时，对于每个原子能够观测10个以上光子，因此能够以散粒噪音(shot noise)极限观测原子数。另一方面，M2领域中的原子的¹S₀-³P₁跃迁相对于其自然宽度7.5kHz有较大的塞曼频移，因此检测光为非共振的。因此，该荧光引起的原子的光偏移能够被抑制在10^-18级别。

图9表示以频率失谐(光频率与共振频率之差)的函数表示图6的配置中的原子的激发态占据数。在第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2被照射了π/2脉冲的原子的激发态占据数由拉姆塞光谱表示。如图所示，拉姆塞光谱的宽度1/T_R为1.33Hz，中心频率由于塞曼频移而失谐Δ_P＝-21.3Hz。另一方面，在第一磁场生成部M1照射了π/2脉冲的激发态占据数由拉比光谱表示。原子通过第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2时的跃迁时间δt估计为δt＝b/v＝50ms。因此，线宽估计为1/δt＝20Hz。

如前所述，拉姆塞光谱发生塞曼频移Δ_P＝-21.3Hz。实际上，该值取决于第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2的空间形状。然而，通过控制磁场，该频率频移可以稳定在10^-18的精度。频率对磁场的变化δB的灵敏度ξ₁估计为-3.2Hz/mT。该值的大小比从二阶塞曼频移预测的值δv_Z/δB≈-46.6Hz/mT小一个数量级。这是原子仅在特定位置(第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2的位置)暴露于磁场的结果。即，该特定位置的长度与全部相互作用长度相比大致小1个数量级左右。由于该灵敏度低，可以使用子μT(サブμT)或100ppm的磁场控制来实现10^-18的精度。

根据本实施方式，磁场B被限定为存在于特定位置(即第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2的位置)而不是存在于原子移动路径12的整体。因此，可以通过改变相互作用长度l_R来任意地设计用于拉姆塞分光的空间间隔。例如，通过增大相互作用长度l_R，来延长相互作用时间T＝l_R/v，其结果频率分辨率提高到1/T。另外，由于原子激发区域和状态观测区域在空间上分离，因此可以进行原子跃迁的连续观测。如上所述，由于探测激光为1束，因此即使增大相互作用长度l_R，也不会使探测激光的相干性劣化，能够获得可连续地进行高精度频率测量的效果。但是请注意，实际上，相互作用长度l_R受到构成光晶格的激光的瑞利长度或探测激光的相干时间的限制。

上述说明是针对使用⁸⁸Sr作为原子的示例进行的。但是，本方法中使用的原子并不限定于此。适用于具有通过因施加磁场的状态混合而容许跃迁的禁戒跃迁的原子。例如，本方法也可以适用于Mg或Ca等Sr以外的IIA族元素、Zn、Cd、Hg等IIB族元素或Yb等。

[第6实施方式]

图10是根据第6实施方式的光晶格钟或原子振荡器5的示意图(相对于图5，附加了探测激光的频率控制电路)。光晶格钟或原子振荡器5除了图5的原子跃迁频率测量装置4的配置之外，还在磁场生成部对MP的前段或后段具备第三磁场生成部M3。如后所述，第三磁场生成部M3是拉比光谱测量用的磁场生成部。第三磁场生成部M3在原子移动路径12内生成与原子移动路径12正交的磁场B₂。这里，原子与磁场B₂的相互作用长度l_s为4mm。第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2构成为通过相互隔开间隔配置。与此相对，第三磁场生成部M3通过将第一磁场生成部M1和第二磁场生成部M2无间隔地相邻配置而构成。

图11中示出了关于相互作用长度l_R(第一磁场生成部M1与第二磁场生成部M2之间)的拉姆塞光谱、关于相互作用长度l_s(第三磁场生成部M3)的拉比光谱。在探测激光的轴上以速度v＝40mm/s移动的原子在T_s＝l_s/v＝0.1s期间在磁场B₂的区域内，通过探测激光施加π脉冲。因此，拉比光谱的线宽为1/T_s≈10Hz。对于此时的磁场变化δB的频率灵敏度ξ₂估计为-35.6Hz/mT。该值与拉姆塞光谱的情况下的灵敏度ξ₁＝-3.2Hz/mT相比大一个数量级。通过提供磁场B₂＝0.99mT，可以使得拉比激发光谱的肩峰与频率锁定点Δ₁＝-21.59Hz一致。但是，该频率锁定点由激发概率p₁为0.5的拉姆塞光谱确定。磁场的大小|B₂|可以通过补偿磁场的长期漂移使得拉比激发的概率p₂为0.5来进行控制。通过这样同时测量拉姆塞光谱和拉比光谱，能够扩展拉姆塞光谱的测量区域。图11示出了通过使用该方法，将0.66Hz的拉姆塞光谱的测量区域扩展到约3倍时的示例。该扩展范围可达到由拉比光谱的线宽决定的10Hz。

如图11所示，在拉姆塞光谱中，测量时间T_R的累积相位

【数学式1】

满足|θ|≤π/2的范围内，可以得到与频率变化成比例的激发态占据数p，但如果超过该范围，则比例关系反转，表现为振动性。因此，拉姆塞光谱有效使用的范围受到限制，图11中为0.66Hz。通过同时测量拉比光谱，能够得到激光频率的时间波动v(t)的信息。通过使用该信息，能够相对于|θ|＞π/2估计拉姆塞分光中的激光频率变动引起的累积相位。使用该结果，如果π/2≤θ≤3π/2，则设p＝2-p，如果-3π/2＜θ＜-π/2，则设p＝-p，由此能够扩展拉姆塞光谱的测量区域。图11示出了通过使用该方法，将0.66Hz的拉姆塞光谱的测量区域扩展到约3倍时的示例。该技术的应用使得扩展范围可以达到由拉比光谱的线宽决定的10Hz。

图12表示用于确认本实施方式的效果的模拟结果。横轴表示平均时间，纵轴表示艾伦偏差(Allan deviation)。填充白色的绘制符号(□、○、△)表示使用的激光的稳定度。填充黑色的绘制符号(■、●、▲)表示通过本实施方式得到的原子钟的稳定度的模拟结果。在该模拟中，假定以每秒10000个原子进行测量。借助于拉姆塞光谱的测量区域的扩展和连续测量的结果表明，相对于本底闪烁(flicker floor)1×10^-15的激光(□)，在约1000秒的平均时间内达到19个数量级的稳定度(■)。该结果与以往使用极高精度的激光(●、▲)得到的结果相当。

根据本实施方式，能够扩展拉姆塞光谱的测量区域。

[第7实施方式]

图13是第7实施方式的光晶格钟或原子振荡器6的示意图(相对于图5附加了探测激光的频率控制电路)。图5的原子跃迁频率测量装置4具有一个磁场生成部对MP，与此相对，光晶格钟或原子振荡器6具有三个磁场生成部对MP1和MP2和MP3。磁场生成部对MP1、MP2和MP3构成为分别包括两个磁场生成部。磁场生成部对MP1的相互作用长度L1、磁场生成部对MP2的相互作用长度L2、磁场生成部对MP3的相互作用长度L3相互不同。在该示例中L1<L2<L3。

在频率测量的不确定性Δv与观测时间Δt之间，Δv·Δt＝1的不确定性关系成立。因此，在相互作用长度短的磁场生成部对MP1中，激发概率的测量时间短(Δt小)，但测量精度低(Δv大)。相反，在相互作用长度长的磁场生成部对MP3中，测量精度高(Δv小)，但激发概率的测量时间长(Δt大)。通过能够对反馈的每个频带选择MP1至MP3的测量结果，能够使反馈频带与反馈精度平衡。另外，在该实施方式中，由于需要对一个原子进行多次测量，因此优选不对原子进行加热而在使原子维持在光晶格内的状态下进行测量。一个示例是激发上述的¹S₀-³P₁跃迁并且一边进行激光冷却一边进行荧光观测的方法。

根据本实施方式，能够使测量精度和测量时间平衡，扩大反馈控制的动态范围。

[第8实施方式]

图14是第8实施方式的光晶格钟或原子振荡器7的示意图(相对于图5附加了探测激光的频率控制电路)。光晶格钟或原子振荡器7在图5的原子跃迁频率测量装置4的配置的基础上还在磁场生成部对MP的前段或后段具备具备第四磁场生成部M4。光晶格钟或原子振荡器7的特征在于探测光不是单一频率，而是包括边带(Sideband)。即，在该实施方式中，在原子跃迁频率测量中也利用边带。通过在M4产生强磁场B4来增大基于磁场的混合，从而增大跃迁偶极矩。此时，由于二阶塞曼频移也变大，因此为了探测该原子跃迁，使用电光元件等对探测光建立边带。使用该边带，能够独立于主带的时钟跃迁进行该跃迁的测量。

根据本实施方式，通过缩短观测时间，进行高速的反馈控制，可以实现光格子时钟的高稳定化。

[第9实施方式]

图15是根据第9实施方式的原子跃迁频率测量装置的原子移动路径的示意图。该原子移动路径由使用了空芯光纤的光波导构成。该实施方式中固定磁场并移动光晶格。即，光晶格在空芯光纤中移动并搬运原子。磁场能够通过磁盘、磁带、印刷电路板的环路电流等来实现。由于原子的矢径方向的分布能够限定在10μm左右的区域，因此矢径方向的磁场的均匀性能够覆盖10μm左右即可。

根据本实施方式，能够使装置整体小型化。

[第10实施方式]

图16是根据第10实施方式的原子跃迁频率测量装置的原子移动路径的示意图。该原子移动路径也由使用了空芯光纤的光波导构成。该实施方式与第9实施方式相反，固定光晶格，使磁场移动。磁场能够通过磁盘、磁带等来实现。由于原子的矢径方向的分布能够限定在10μm左右的区域，因此矢径方向的磁场的均匀性能够覆盖10μm左右即可。

根据本实施方式，能够使装置整体小型化。

[第11实施方式]

图17是根据第11实施方式的光晶格钟20的示意图。光晶格钟20包括上述任一实施方式的原子的电子态分离器。光晶格钟本身可以使用现有技术(例如，参照非专利文献8)，也可以将进行原子跃迁频率测量的部分置换为上述实施方式的配置。在这种情况下，磁场能够由两个磁铁或两组亥姆霍兹线圈产生。

根据本实施方式，能够实现紧凑且高精度的光晶格钟。

[第12实施方式]

图18是根据第12实施方式的量子计算机30的一部分的放大示意图。量子计算机30包括被移动光晶格捕获的原子和上述任一实施方式的原子的电子态分离器。即，可以将由原子的电子态分离器的π/2脉冲引起的量子状态的叠加用作量子计算机30的阿达玛门。被光晶格捕获的各原子分别作为量子比特发挥作用。另外，为了构成量子计算机，需要实现对量子比特的基本运算功能，但若使用本实施方式的配置，则能够实现以下方面。

·以原子为基态或激发态来表示量子比特。

·通过各个原子是以速度v移动的飞行量子比特，在移动过程中在空间上进行量子运算。

·对各移动光晶格配置探测激光，利用局部磁场进行原子的状态操作。

·利用脉冲面积π/2的激发，生成位0和位1的叠加态。

·利用脉冲面积为π的激发使原子的激发态反转，即，使位反转；

·通过根据施加磁场的位置和大小来改变塞曼频移量，从而借助于探测激光的频率来进行量子比特的单独寻址。

·通过谐振器量子电磁力学(CQED)方法，在同一移动光晶格中相邻原子之间形成量子纠缠状态。

·可以将捕获有原子的移动光晶格和对应的探测器激光扩展为N列。

·在不同列的原子间，可以通过谐振器量子电磁力学(CQED)的方法形成量子纠缠的状态。由此，能够形成二维的量子纠缠状态。

·能够使各探测光、局部磁场随时间变化。

·在一系列量子运算之后，通过投影测量来测量各原子的状态。

根据本实施方式，能够实现紧凑且量子比特的扩展性较高的量子计算机。

[第13实施方式]

第13实施方式是电压/电流控制的原子振荡器。该原子振荡器具有上述任一实施方式的原子跃迁频率测量装置。亥姆霍兹线圈用于产生磁场。作为示例，如果亥姆霍兹线圈的半径为0.5mm，则根据电流，能够生成磁通密度为1.9mT/A的磁场。由于5μA的电流噪音相当于约0.4mHz的频率误差，因此通过将电流噪音抑制在5μA左右以下(是可充分实用的精度)，能够实现具有10^-18的相对不确定度的可电压控制的原子振荡器。

根据本实施方式，能够实现紧凑且高精度的原子振荡器。

[第14实施方式]

图19是第14实施方式的原子的电子态叠加态的生成方法的流程图。该原子的电子态叠加态的生成方法使用上述实施方式的原子的电子态分离器。即，该原子的电子态分离器包括原子供给部、原子移动路径、探测激光光源和磁场生成部。原子的电子态叠加态的生成方法包括：利用原子供给部，供给以一定速度在原子移动路径中移动的原子的步骤S1；利用探测激光光源，向原子移动路径内供给与原子移动路径同轴地在与原子的运动相反或相同的方向上传播的探测激光的步骤S2；以及利用磁场生成部在原子移动路径中生成与原子移动路径正交的磁场并且与容许电偶极子跃迁的电子态进行波函数混合的步骤S3。如图19所示，这三个步骤在空间上展开的结果，并列进行。

该方法还可以包括观测原子并对探测激光频率进行反馈控制的步骤。

根据本实施方式，能够使用同样的探测激光实现任意的脉冲面积。因此，能够实现可将原子的内部状态分支为任意的叠加态的、原子的电子态分离器。该方面的原子的电子态叠加态的生成方法能够应用于原子跃迁频率测量装置、原子振荡器、光晶格钟、量子计算机等各种用途。

[第15实施方式]

在本发明的实施方式中，由多普勒效应引起的频率变化(以下称为多普勒频移)的补偿是重要的课题。例如，当光晶格的移动速度为40mm/s时，多普勒效应为57kHz。此时，为了得到18位的测量精度，需要将多普勒效应的补偿进行到0.4mHz。该补偿在实现高精度的纵向激发拉姆塞钟时是非常重要的。第15实施方式的装置具备多普勒频移补偿装置。

图20是根据第15实施方式的多普勒频移补偿装置40的示意图。图21是图20的多普勒频移补偿装置40中的光学测量系统42的示意图。多普勒频移补偿装置40除包括在第2实施方式中说明的原子的电子态分离器2的配置(即，纵向激发拉姆塞区域401、供给探测激光的探测激光光源402、用于供给光晶格激光1的第一光晶格激光光源403、用于供给光晶格激光2的第二光晶格激光光源404)以外，还包括针对探测激光和光晶格激光的环形谐振器405、光晶格激光1和2的拍频检测器406、第一DDS 407、第二DDS 408、第三DDS 409、第一光频调制器410、第二光频调制器411和第三光频调制器412。这里，DDS是指直接数字合成器(Direct Digital Synthesizer)。

多普勒频移补偿通过参考相同的基准时钟的三个DDS(即，第一DDS 407、第二DDS408和第三DDS 409)来执行。第一DD S407的频率ν1、第二DDS408的频率ν2和第三DDS409的频率ν3分别如下所示。

ν1＝2·(v/c)·f1

ν2：光频调制器的驱动频率(任意)

ν3＝ν2+(v/c)·f2

其中，f1是已知为魔法频率的光晶格激光的频率，该频率是9位数的已知值。f2是探测激光的频率，该频率是15位数的已知值。v是移动光晶格的速度(任意的设定值)。c是光速。此外，光晶格激光1的频率由f1(1)＝f1(1+v/c)给出，光晶格激光2的频率由f1(2)＝f1(1-v/c)给出。

多普勒频移补偿装置40的动作步骤如下(参照图20和图21)。

(1)根据ν1确定移动速度v。

(2)设定光频调制器的频率ν2。

(3)使用第一DDS 407的频率ν1、第二DDS 408的频率ν2，通过ν3＝ν2+(ν1/2)·(f2/f1)的关系设定第三DDS 409的频率ν3。

根据本实施方式，能够有效地补偿多普勒频移。

在以上说明的实施方式中，作为DC磁场的磁场也可以是AC磁场。特别地，魔法频率的AC磁场(例如，具有与魔法频率匹配的激光的磁场分量的磁场)是有效实施方式。

在第1至第15实施方式中，通过魔法波长的移动光晶格使等速运动的原子与局部磁场相互作用。利用因该局部磁场的与容许跃迁的状态混合，可以实现连续的拉比分光或拉姆塞分光。但是，该方法存在以下课题：

·原子光谱经受较大的二阶塞曼频移扰动；

·为了确定该二阶塞曼频移的值，需要进行磁场的校正；

·用于生成磁场的线圈的发热产生不均匀的黑体辐射。

[第16实施方式]

为了解决这些课题，以下描述的实施方式利用由具有核自旋的碱土类原子(除了碱土类金属原子，还包括Yb原子)的同位素产生的超细混合所产生的时钟跃迁。在下文中，有时将如上述的第1至第15实施方式那样的、通过基于局部磁场的状态混合来感应跃迁的方法称为“磁场感应型”。与此相对，有时将使用通过以下的超微细混合而产生的时钟跃迁，利用因磁场的屏蔽而在空间上变化的一阶塞曼频移进行局部激发的方法称为“磁场屏蔽型”。

图22是第16实施方式的原子跃迁频率测量装置8的示意图。原子跃迁频率测量装置8包括原子供给部11、在x方向上延伸的原子移动路径12、探测激光光源13、磁场源17、第一磁屏蔽件Sh1、第二磁屏蔽件Sh2、检测用激光光源14、检测器15和泵浦光光源16。分光区域被定义于第一磁屏蔽件Sh1与第二磁屏蔽件Sh2之间。使用磁场源17，在分光区域施加与原子移动路径12正交的方向上的偏置磁场B_b。图22中的偏置磁场B_b约为2mT，是朝向z方向的均匀磁场。然而，偏置磁场B_b不限于此。即，偏置磁场B_b的强度可以不是2mT，也可以不是均匀的。

如上所述，原子供给部11供给在原子移动路径12上沿x方向运动的原子作为移动光晶格。其中，这里的原子是具有核自旋I的碱土类原子(在本例中I＝9/2的⁸⁷Sr)。由原子供给部11供给的⁸⁷Sr的移动光晶格以一定速度v(例如v＝40mm/s)在原子移动路径12上移动。

探测激光光源13在原子移动路径12内供给探测激光，该探测激光与原子移动路径12同轴地以与该原子的运动相反的方向或相同的方向(即-x方向或+x方向)进行传播。即，探测激光的传播方向与原子的运动方向平行或反向平行。在图22的示例中，示出了在与⁸⁷Sr的运动反向地传播的探测激光。探测激光在I＝9/2的⁸⁷Sr处与发生塞曼频移的时钟跃迁共振。在图22的示例中，入射具有与¹S₀(m＝±I)→³P₀(m＝±I)的跃迁对应的两个频率的探测激光作为探测激光。

第一磁屏蔽件Sh1和第二磁屏蔽件Sh2构成为围绕原子移动路径12。在图22的示例中，第一磁屏蔽件Sh1和第二磁屏蔽件Sh2例如由坡莫合金(Permalloy)制的圆环构成。其尺寸例如为外径10mm、内径(开口部直径)1mm、厚度2mm(当然不限于这些数值)。原子移动路径12贯穿第一磁屏蔽件Sh1和第二磁屏蔽件Sh2的开口部。在被第一磁屏蔽件Sh1和第二磁屏蔽件Sh2围绕的内部(以下也称为“磁屏蔽位置”)，磁场被降低。利用以下原理：在磁屏蔽位置也存在弱磁场(例如，在图22的配置中最小为32μT左右)，由此产生依赖于磁次能级m的塞曼频移。

检测用激光光源14将激发⁸⁷Sr的¹S₀(F＝I、m＝±I)→³P₁(F＝I+1、m＝±(I+1))的检测激光入射到检测位置。通过使塞曼频移相对于跃迁的自然线宽约7.5kHz足够大，能够通过塞曼频移分离并测量处于m＝±I状态的原子。在图22的示例中，检测位置与第二磁屏蔽件Sh2相距l_d的距离。

检测器15测量由磁屏蔽件Sh1和第二磁屏蔽件Sh中的原子跃迁的激发引起的、概率振幅的干扰，作为原子的激发态占据数。这里，为了减少碰撞位移，每个光子的原子占据数为1以下。

泵浦光光源16使泵浦光入射到泵浦光入射位置。由此，激发F＝I→I-1跃迁的π跃迁，对m＝±I的2个磁次能级进行光泵浦。在图22的配置中，(磁屏蔽件Sh0)对磁场进行屏蔽以使塞曼展宽成为激发的饱和线宽程度。

图23表示图22的分光区域中的塞曼频移(塞曼次能级m＝9/2)。其中，偏置磁场B_b是强度为2mT的均匀磁场。在原子移动路径上移动的原子是具有核自旋I＝9/2的⁸⁷Sr。原子的移动速度为约40mm/s，第一磁屏蔽件Sh1和第二磁屏蔽件Sh2彼此相距约30mm。因此，原子从第一磁屏蔽件Sh1移动到第二磁屏蔽件Sh2大约需要750ms的时间。利用以下原理：磁屏蔽位置也存在弱磁场(例如，在图22的配置中最小为32μT左右)，其结果产生依赖于磁次能级m的塞曼频移。如果用m×1.06×10⁶Hz/T换算，则m＝9/2时，该一阶塞曼频移约为150Hz。如图23所示，在磁屏蔽件的外侧位置产生较大的塞曼频移，原子相对于探测激光的光成为非共振。

图24示意性地示出了测量m＝±I的磁次能级的各状态的状态占据数的原理。上图表示⁸⁷Sr的¹S₀(F＝I，m＝±I)→³P₁(F＝I+1，m＝±(I+1))跃迁中的能级。在此，将具有与偏置磁场B_b正交的线性偏振光(即，相对于取偏置磁场B_b方向的量化轴，是右旋圆偏振光和左旋圆偏振光的叠加)的检测激光的激光频率以±v_z进行调制(周期T)，进行与其同步的荧光测量。当B＝2mT时，注意由右旋圆偏振光和左旋圆偏振光激发的相邻磁次能级的塞曼频移为16MHz(>>7kHz，自然线宽)。其结果，能够充分减小在检测中的基态引起磁次能级的光泵浦那样的基于检测光的激发。

图25表示图22的配置中的原子的激发态占据数和塞曼频移的时间变化。如上所述，在第一屏蔽位置，塞曼频移为32μT左右，由于满足与探测激光的共振条件，因此激发态占据数从0上升到50％(π/2脉冲)。当通过第一屏蔽位置时，由于较大的塞曼频移而与探测光非共振，因此在激发态占据数为50％的状态下系统自由发展。在第二屏蔽位置，塞曼频移再次变为32μT左右，再次通过π/2脉冲，激发态占据数从50％上升到100％。

图26表示图22的配置中的m＝-9/2(图的左侧)和m＝9/2(图的右侧)的拉姆塞光谱。如图所示，光谱波形以频率0为中心大致左右对照。因此，通过从m＝-9/2和m＝9/2的观测结果取平均，可进行消除一阶塞曼频移的值的拉姆塞分光。

图27是图26的放大图。如图所示，由于-m磁次能级的光谱和+m磁次能级的光谱相对于没有塞曼频移时的光谱中心正负对称地进行塞曼频移，因此通过该取平均的操作能够求出频率为0的点。另一方面，根据-m磁次能级的光谱和+m磁次能级的光谱的差的频率，能够推定原子感受到的有效的磁场。该值能够用于估计和补偿微小的二阶塞曼频移。

如以上说明的那样，根据第16实施方式(磁场屏蔽型)，使用具有核自旋的碱土类金属，在被磁屏蔽的位置进行π/2脉冲激发的拉姆塞分光中，可以得到以下效果：

·通过观测正负的磁次能级m＝±I状态的光谱，可进行一阶塞曼频移的测量、补偿；

·使用该值可进行二次塞曼的推定和补偿；

·其结果，不需要详细的磁场设定；

·与磁场感应型的方法相比，能够将二阶塞曼频移和光晶格光频移降低到1/1000左右。

另外，第16实施方式是原子跃迁频率测量装置，但也可以使用相同的原理如下所述地实现原子的电子态分离器或原子干涉仪。

[第17实施方式]

第17实施方式是相对于具有非零总角动量(F≠0)的原子的电子态分离器。该原子的电子态分离器具有原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、磁场源和磁屏蔽件。原子供给部供给以一定速度在原子移动路径上移动的原子。磁屏蔽件被配置为围绕原子移动路径。该磁屏蔽件在所围绕的部分的屏蔽区域内减少外部的磁场。探测激光光源向原子移动路径内供给与在屏蔽区域内发生塞曼频移的原子跃迁进行共振的探测激光。由此，能够在屏蔽位置激发原子。

[第18实施方式]

第19实施方式是原子干涉仪。该原子干涉仪包括针对具有非零总角动量(F≠0)的原子的多个电子态分离器。即，该原子干涉仪具有原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、磁场源、第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件。原子供给部供给以一定速度在原子移动路径上移动的原子。第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件被配置为围绕原子移动路径。第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件分别在所围绕的部分的屏蔽区域内减少外部的磁场。探测激光光源向原子移动路径内供给与在屏蔽区域内发生塞曼频移的原子跃迁进行共振的探测激光。由此，能够在第一屏蔽位置和第二屏蔽位置激发原子。

注意，上述说明中使用的各种数值均是以例示为目的的，并非用于限定本发明的范围。

在上文中，已经基于实施方式对本发明进行了说明。这些实施方式仅为示例，本领域技术人员应能理解对于他们的各组件或各处理过程的组合的各种变型例是可能的，并且如此得到的变形例也涵盖在本发明的范围内。

产业上的可利用性

本发明涉及原子的电子态分离器、原子干涉仪、原子跃迁频率测量装置、原子振荡器、光晶格钟、量子计算机以及原子的电子态叠加态的生成方法。

本申请主张基于美国第63153434号临时专利申请的优先权。该临时申请的说明书通过引用整体并入本说明书。

符号说明

1：原子的电子态分离器。

2：原子的电子态分离器。

3：原子干涉仪。

4：原子跃迁频率测量装置。

5：原子跃迁频率测量装置。

6：原子跃迁频率测量装置。

7：原子跃迁频率测量装置。

8：原子跃迁频率测量装置。

11：原子供给部。

12：原子移动路径。

13：探测激光光源。

14：检测用激光光源。

15：检测器。

16：泵浦光光源。

17：磁场源。

161：第一光晶格激光光源。

162：第二光晶格激光光源。

20：光晶格钟。

30：量子计算机。

40：多普勒频移补偿装置。

42：多普勒频移补偿装置的测量系统。

401：纵向激发拉姆塞区域。

402：探测激光光源。

403：第一光晶格激光光源。

404：第二光晶格激光光源。

405：环形谐振器。

406：拍频检测器。

407：第一DDS。

408：第二DDS。

409：第三DDS。

410：第一光频调制器。

411：第二光频调制器。

412：第三光频调制器。

M：磁场生成部。

M1：第一磁场生成部。

M2：第二磁场生成部。

M3：第三磁场生成部。

M4：第四磁场生成部。

MP：磁场生成部对。

MP1：磁场生成部对。

MP2：磁场生成部对。

MP3：磁场生成部对。

Sh1：第一磁屏蔽件。

Sh2：第二磁屏蔽件。

S0：磁屏蔽件。

Claims (14)

1.一种原子的电子态分离器，其特征在于：

包括：原子供给部、原子移动路径、探测激光光源和磁场生成部，

所述原子供给部供给以一定速度在所述原子移动路径上移动的原子，

所述探测激光光源向所述原子移动路径内供给与所述原子移动路径同轴地在与所述原子的运动相反或相同的方向上传播的探测激光，

所述磁场生成部通过在所述原子移动路径中生成与所述原子移动路径正交的磁场并且引起与容许电偶极子跃迁的电子态之间的波函数的混合，从而能够利用所述探测激光激发时钟跃迁。

2.根据权利要求1所述的原子的电子态分离器，其特征在于：

包括：第一光晶格激光光源和第二光晶格激光光源，

所述第一光晶格激光光源和所述第二光晶格激光光源通过供给在所述原子移动路径上相互反向行进的一对光晶格激光，形成由驻波构成的光晶格，

所述一对光晶格激光中，各光晶格激光的频率相互频移，

所述光晶格是沿着所述原子移动路径移动的移动光晶格，

所述移动光晶格沿着所述原子移动路径输送所述原子。

3.根据权利要求2所述的原子的电子态分离器，其特征在于：

所述各光晶格激光被设定为不产生时钟跃迁的斯塔克频移的魔法频率。

4.一种原子干涉仪，其特征在于，设置有多个原子的电子态分离器，所述原子干涉仪包括：原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、第一磁场生成部和第二磁场生成部，

所述原子供给部供给以一定速度在所述原子移动路径中移动的原子，

所述探测激光光源向所述原子移动路径内供给与所述原子移动路径同轴地在与所述原子的运动相反或相同的方向上传播的探测激光，

所述第一磁场生成部和所述第二磁场生成部通过在所述原子移动路径上生成与所述原子移动路径正交的磁场并且引起与容许电偶极子跃迁的电子态之间的波函数的混合，从而能够利用探测激光激发时钟跃迁。

5.根据权利要求4所述的原子干涉仪，其特征在于：

所述第一磁场生成部和所述第二磁场生成部配置为隔开相当于所述原子与所述探测激光的相互作用长度的间隔。

6.根据权利要求5所述的原子干涉仪，其特征在于，包括：

检测用激光光源，其供给用于对通过所述电子态分离器进行电子态操作后的所述原子的电子态进行投影测量的检测用激光，

所述第一磁场生成部和所述第二磁场生成部分别通过利用磁场与探测激光的组合，对所述原子产生具有π/2的脉冲面积的激发，从而实现拉姆塞分光。

7.一种原子跃迁频率测量装置，其特征在于：

包括：原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、第一磁场生成部、第二磁场生成部、检测用激光光源和检测器，

所述原子供给部供给以一定速度在所述原子移动路径中移动的原子，

所述探测激光光源向所述原子移动路径内供给与所述原子移动路径同轴地在与所述原子的运动相反或相同的方向上传播的探测激光，

所述第一磁场生成部和所述第二磁场生成部配置为隔开相当于所述原子与所述探测激光的相互作用长度的间隔，

所述第一磁场生成部和所述第二磁场生成部通过在所述原子移动路径上生成与所述原子移动路径正交的磁场并且引起与容许电偶极子跃迁的电子态之间的波函数的混合，从而能够利用探测激光激发所述原子，

所述第一磁场生成部和所述第二磁场生成部分别利用磁场与探测激光的组合对所述原子产生具有π/2的脉冲面积的激发，从而实现拉姆塞分光，

所述检测用激光光源供给用于对受到脉冲照射后的所述原子的电子态进行投影测量的检测用激光，

所述检测器对与所述原子的电子态的占据数成比例的信号进行测量。

8.一种原子振荡器，其特征在于，包括：

权利要求1至3中任一项所述的原子的电子态分离器。

9.一种光晶格钟，其特征在于，包括：

权利要求1至3中任一项所述的原子的电子态分离器。

10.一种量子计算机，其特征在于，包括：

权利要求1至3中任一项所述的原子的电子态分离器。

11.一种原子的电子态叠加态的生成方法，其特征在于：

其是使用原子的电子态分离器的原子电子态叠加态生成方法，

所述原子的电子态分离器包括原子供给部、原子移动路径、探测激光光源和磁场生成部，

所述原子的电子态叠加态的生成方法包括以下步骤：

使用所述原子供给部，供给以一定速度在所述原子移动路径中移动的原子；

使用所述探测激光光源，向所述原子移动路径内供给与所述原子移动路径同轴地在与所述原子的运动相反或相同的方向上传播的探测激光；以及

通过使用所述磁场生成部在所述原子移动路径中生成与所述原子移动路径正交的磁场，与容许电偶极子跃迁的电子态之间进行波函数混合。

12.一种原子的电子态分离器，其特征在于：

包括：原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、磁场源和磁屏蔽件，

所述原子供给部供给以一定速度在所述原子移动路径中移动的原子，

所述磁屏蔽件被配置为围绕所述原子移动路径，并且在围绕的部分的屏蔽区域内减少外部的磁场，

所述探测激光光源通过向所述原子移动路径内供给与在屏蔽区域内发生塞曼频移的原子跃迁共振的探测激光，从而在屏蔽位置激发所述原子。

13.一种原子干涉仪，其特征在于，设置有多个原子的电子态分离器，原子干涉仪包括：原子供给部、原子移动路径、探测激光光源、磁场源、第一磁屏蔽件和第二磁屏蔽件，

所述原子供给部供给以一定速度在所述原子移动路径中移动的原子，

所述第一磁屏蔽件和所述第二磁屏蔽件被配置为围绕所述原子移动路径，并且分别在围绕部分的第一屏蔽位置和第二屏蔽位置减少外部的磁场，

所述探测激光光源通过向所述原子移动路径内供给与在屏蔽区域内发生塞曼频移的原子跃迁共振的探测激光，从而在所述第一屏蔽位置和所述第二屏蔽位置激发所述原子。

14.一种原子跃迁频率测量装置，其特征在于：

包括：原子供给部、原子移动路径、第一磁屏蔽件、第二磁屏蔽件、探测激光光源、磁场源、检测用激光光源和检测器，

所述原子供给部供给以一定速度在所述原子移动路径中移动的原子，

所述第一磁屏蔽件和所述第二磁屏蔽件被配置为围绕所述原子移动路径，并且分别在围绕部分的第一屏蔽位置和第二屏蔽位置减少外部的磁场，

所述探测激光光源通过向所述原子移动路径内供给与在屏蔽区域内发生塞曼频移的原子跃迁共振的探测激光，从而在所述第一屏蔽位置和所述第二屏蔽位置产生时钟跃迁的激发，

所述第一磁屏蔽件和所述第二磁屏蔽件通过在所述第一屏蔽位置和所述第二屏蔽位置对所述原子产生具有π/2的脉冲面积的激发，来实现拉姆塞分光，

所述检测用激光光源供给用于对受到脉冲照射后的所述原子的电子态进行投影测量的检测用激光，

所述检测器对与所述原子的电子态的占据数成比例的信号进行测量。