【発明の詳細な説明】[Detailed description of the invention]
光学的に冷却された原子の原子流を用いた改善型周波数原器関連出願へのクロス
リフエレンス
本願は、米国特許出願節０７１５３１，７５４号（発明の名称「光学的にトラッ
プされた原子の原子噴流を用いた改善型周波数原器； 出願臼１９９０年６月１
日）及び米国特許出願節０７１５６１．９９５号（発明の名称「光学的にトラッ
プされた原子の原子噴流を用いた改善型周波数原器； 出願臼１９９０年８月２
日）の一部継続出願である。
発明の背景
本発明は、高精度周波数原器として使用可能な原子クロックに関する。原子クロ
ックを製造するために、分離発振フィールドのラムイー法が使用されている。
この方法は、多数原子の量子メカニカル回転（スピーノ）を揃え、原子を前進運
動させ、この前進運動を測定し、そして該測定結果を用いて外部発振器を較正す
る。
（比較的）小数の原子の挙動を測定するためには、高度に真空化された環境、す
なわち測定されるべき小数の原子以外には存在物が殆ど皆無である空間を用いる
必要がある。このような適切な真空を得るための技術は、当該分野ですでに種々
のものが周知であるから、それらはここで詳述しない。
原子のエネルギーレベル（周波数）を測定するには、その測定時間を最大限長く
することが極めて有用である。長い測定時間を得るための一つの方法としては、
各原子を一カ所に保持したままで測定するということが挙げられる。これを行う
には、原子をセルまたはボトル内に収容すればよい。しかし、原子の内部力学的
運動（温度）によって各原子がボトル璧と衝突する結果、エネルギーレベル測定
に周波数変位が導入されてしまう。
原子のエネルギーレベルを測定する他の方法として、原子ビーム等の「自由落下
」軌跡内へ各原子を発射することが挙げられる。原子ビーム中における原子は、
室温またはそれ以上の温度で通常Ｖ＞１０’ｃｍ／ｓという比較的高速度で運動
するため、測定に使える時間が０．００２秒未満に限定される。にもかかわらず
、現在の周波数原器の発生手段は、このような原子ビームを用いるように設計さ
れた原子クロックを使っている。
その原子状態の測定時に原子がゆっくりと運動すればするほど、原子クロックの
精度も向上する。温度は速度の自乗平均（くＶ２〉）に比例するので、原子の温
度が下がれば下がるほどその運動速度も低下する。したがって、原子の運動速度
を低下させるという課題は、その温度を低下させることを意味する。
原子クロック中における原子を冷却することは、これまで長い間の懸案であった
。たとえば、１９５０年代の研究者ザカリアスは、原子噴流を用いて測定時間を
延長させることを試みた。ザカリアスの発想は「熱」原子のビームをチャンバ内
で上方へ指向させ、重力によってその速度を低下させるというものであった。
原理的には、原子を上方へ移動させ、停止させ、落下させるということは不可能
ではない（キックオフ後のフットボールに生じる状態と同じ原理である）。原子
が元の位置へ落下する前の、描いた弧の頂点に達するまでの所要時間によって、
測定時間が延長される。しかし、原子がこのようなボール状軌跡を描くには、初
期速度を低くしなければ、原子が重力によって上昇を停止する前に遠くにゆきす
ぎることになる。更に重要なことは、原子を冷却しなければならないのであるか
ら９、原子が遠方へ拡散しすぎないように原子ビームを上方へ指向させるための
重要な内部動作が欠落してしまっていることである。従って、ザカリアスの「原
子噴流」理論は、原子ビームから高精度周波数原器（原子クロック）を生成する
ラムイー法を採用することは可能だが、それには低速で低温の原子源が必要にな
る。
ザカリアスの実験が刺激となって、原子物理学は幾つかの面で重要な発展を遂げ
た。この発展が、最終的には水素メーザ−及び瓶内に封入された中性子を用いた
高精度共振実験として結実した。しかし、原子噴流自体の実験は失敗に終わった
のである。ザカリアスは、熱原子流の使用を回避したいと望んだ。この熱原子流
内では原子速度はいわゆるボルツマン分布に沿って変化する。熱ビーム原子の超
小片は極めてゆっくりと移動する。ザカリアスは、彼の目的とする測定をこの低
速原子のみを使用して行いたかったのだが、原子噴流内の高速の原子が低速原子
をビーム外に散乱させることが判明し、このために正確な測定の可能性はり（１
えてしまった。
３０年後の１９８０年代に、レーザ冷却として知られる原子運動の低速化技術が
開発された。強力なレーザ光は、通常物質を高温化するので、原子のランダム動
作が増大する。しかし特殊条件下では、適切に位置決めされ操作されるレーザビ
ーム対を用いて、原子運動を低速化させることが可能である。この処理がレーザ
冷却と呼ばれるものである。
レーザ冷却の一方法では、球形４極磁界及び６本のレーザビームを用いる。該各
ビームは、３本の直交した軸の各々に沿った３組の対として位置決めされ、「光
トラップ」を形成する。これらのレーザからの光が原子に及ぼす影響は、日常的
実験には類似性の存在しない原子物理学特有の現象である。各レーザビームから
の光は、それらがレーザから離れる方向へ移動するときよりも、レーザに向けて
移動しているときの方が、原子をより強く押す。６本のレーザは合成されて原子
が離散してしまうことを防止し、実際上完全にその過度な移動を阻止する。
これにより原子温度が低下し、本質的な冷却プロセスが生じることとなる。
６本のビームは円形に分極し、この結果、該各ビームは磁界内の原子と相互反応
した時に原子を磁界コイルの中心の小空間領域に収集させる作用を果たす。その
プロセスは、５９ ｐｈｙｓ、Ｒｅｖ、Ｌｅｔｔ、２６３１ （１９８７０こ掲
載されたＥ、Ｌ、Ｒａａｂ、Ｍ、Ｐｒｅｎｔ ｉｓｓ他による記事に示されて０
る。
セシウム及びカリウム原子のマイクロ波周波数「クロック」移行を高精度測定す
るよう設計された実験に、超低温中性原子を用いる試みがなされた。これｉ！、
そうした装置は原理的にシステマチックエラーの小さな高解像度クロックを生成
するために使用できるという発想に基づくものであった。しかし、結果１よ理想
力）らは程遠かった。これらの実験を遂行するには、非現実的な大規模真空室カ
イ必要になる。加えて、実験中に発生したＳ／Ｎ比は著しく低く、この発想の実
用性が一層低下することになった。以上のように、このタイプの原子冷却用レー
ザ冷却プロセスを用いて実用的な周波数原器を生成することは未だ実現されても
１な０゜磁界を用いて原子を充填する場合に、更に別の問題が生じる。磁気釣書
こ充填された原子は、原子クロックの周波数原器に使用するには不適であると考
えられている。理由は、磁界強度の変動によって移行周波数（ｔｒａｎｓｌｔｌ
ｏｎ ｆｒｅｑｕｅｎｃｙ）が変化し、これが結果として得られるスペクトルを
乱す（スミア）からである。このような変化によって原子クロック周波数が不規
則化するとともに、原子クロック中の磁気充填された原子が使用不能なってしま
う。磁界強度及びその結果生じるスミアリング量もまた、充填されている原子の
温度に依存する。従来の原子クロックにおける原子の内部力学的動作では、原子
充填を達成するために磁界を過度に強くしなければならなかったが、温度を低下
させることによって力学的運動を低減させて有用な移行を生成する試みは行われ
ていない。
発明の概要及び目的
上記より、当該技術分野では、今尚現在使用可能な周波数原器よりも高精度かつ
低コストの高性能周波数原器を生成するための方法及び装置が要望されているこ
とが明らかである。
本発明の他の目的は、磁界における原子移行（ａｔＯ■ｉｃ ｔｒａｎｓＩｔｉ
ｏｎｓ）を最小限に抑制するための光学的冷却を採用することである。
本発明の更に他の目的は、原子噴流（ａｔｏｍｉｃ ｆｏｕｎｔａｌｎ ）を用
いた原子クロックを生成することである。
本発明の上記及び他の目的は、単一マイクロ波共振キャビティに統合された封止
型ガス蒸気セルを用いて達成される。各原子は、入射レーザ光の周波数変位によ
ってプロセス中の原子を加熱しないように光トラップから共振キャビティ内へ発
射される。レーザ光はレーザダイオードから発生することが好適であり、光の周
波数変位は２個のミラーを移動させることによって発生させることができる。
本発明は、原子をボール状軌道内に発射する前にその運動を低速化するためにレ
ーザ冷却プロセスを採用する。このレーザ冷却プロセスによって、重力が原子の
ボール状動作を低速化する前に原子の内部力学的運動が低減される。
レーザ冷却された原子は、原子噴流源として機能するに十分な低速で運動する。
更に、本発明の作用によって例えばセシウム原子などの原子は真空室内に保持さ
れることが可能となり、また必要に応じて原子の「前冷却」を要することなくレ
ーザトラップを駆動することによって光学的にトラップされる。原子はその後、
レーザ光の周波数を変化させることにより、所望運動の軸に沿ったボール状軌道
上へ発射することができる。
本発明に係る真空室は、マイクロ波共振キャビティを内蔵したシールオフガラス
球とすることができる。レーザダイオード対は、真空室の回りに適切に配置され
る。これらのレーザダイオードは、原子の共振周波数すなわち原子がレーザ光を
吸収する周波数でレーザ光を発生させるために使用される。
本発明は、レーザ光ビームを用いてセシウム原子を小蒸気（ｖａｐｏｒ ）セル
内にトラップ及び冷却すると共に原子を特定の量子力学的状態におく。レーザは
、原子を上方へ発射し、その後光を停止する前に原子をクロック移行状態へと光
学的に推進するように構成されている。原子は、重力によって落下する前に例え
ば約４ｃｍの高さまで上昇する。この高さは任意に設定できるものであり、特定
作用に対する最適な値を設定するという問題にすぎない。
原子は、その上昇及び落下双方の間、マイクロ波ガイドを通過する。マイクロ波
フィールドは、原子がマイクロ波ガイドの中心にくる度に短時間印加され、これ
によってマイクロ波はセシウム「クロック」移行を励起させる。
一旦原子がその初期位置まで落下すると、レーザフィールドを用いて、量子力学
的移行を行う原子フラクシヨン（ｆｒａｃｔｉｏｎ ｏｆ ａｔｏ■Ｓ）の測定
が行われる。この信号は、マイクロ波周波数が原子移行周波数にどれだけ近いか
を表すものである。従来の原子クロックの場合のように、その情報によってマイ
クロ波周波数が原子移行周波数と等しくなるように調節される。しかし、本発明
のレーザ冷却及びトラッピング作用によれば、原子は従来の原子クロックの場合
よりも更にゆっくりと運動する。従って、原子流は更に長時間にわたって残存す
るので、より長時間の観察が可能となり測定作用も著しく改善されることとなる
。結果として得られる原子共振幅は、遥かに狭くなる。
更に、原子の速度が低下するということは、本発明は現在の原子クロックで使用
されているものよりも小さいセルを使用できることを意味する。このコンパクト
化によって本発明の実用性及び可搬性が一層増大し、更に原子周波数の変位を引
き起こす磁界などの外部妨害波からの遮弊も容易となる。もっとも重要なことは
、原子速度が低下することにより、原子速度の増大に伴って増大する重要システ
マチックエラーを低減できることである。
本発明の更に他の実施例では、光学的に冷却された原子と磁気充填トラックとが
結合される。原子を充填するために必要な（比較的）強い磁界変動によって移行
周波数が変動し、この結果原子クロックの周波数が不規則になるが、これに対し
て光学的に冷却された原子が充填されるために必要とする磁界はかなり少なくて
すむ。更に、セシウムにおける６Ｓ Ｆ−３、ｍ−１−６３Ｆ−４、ｍ−−１秒
行などの適切に選択された移行状態に対する移行エネルギーは、磁界の印加に応
答してほぼ同じ方向にほぼ同じ量だけ変位する。
従って、光学的に冷却されたセシウム原子を拘束する（比較的）弱い磁界と（比
較的）強い移行との組み合わせによって、光学的に冷却された原子が、移行周波
数に乱れを生じさせることなく２次元的に拘束されることが見いだされた。
これらの原子は、３次元方向には移動自在におかれる。これにより、垂直「原子
噴流」はほぼ水平な「原子傾斜」となる。本実施例では原子は緩やかな傾度で上
昇及び下降摺動するので、マイクロ波キャビティを介して移行する間に費やす時
間は「噴流」構成における場合の数１０分の１秒、そして現在の原子ビームクロ
ックの場合の数千分の１秒から数秒へと著しく増大する。このようにマイクロ波
フィールド印加の間の時間が延長されることにより、対象原子移行幅が対応して
減少し、従って時計精度も増大する。
原子をトラック上に拘束することにより得られる利点は他にもある。トラックは
、原子を、それらが光学的にプローブされる光学ステーションへのコーナ周囲に
案内するために使用することが可能である。このような光学ステーションは、光
学トラッピング領域またはマイクロ波移行領域の視界外である。これによって測
定プロセス中に光学トラッピング及び冷却レーザをオフする必要がなくなり、従
って周波数を連続的あるいはほぼ連続的に測定することが可能となる。
図面の簡単な説明
図１は、本発明に係る周波数原器の断面図：図２は、図１に示した周波数原器の
光学トラップの断面図；図３は、図１に示した周波数原器に対するマイクロ波ガ
イドの断面図；図４は、図１及び２の光学トラップのために必要なレーザビーム
を供給するために使用される光学構成を示す図；
図５及び６は、磁界内にトラップされ光学的に冷却された原子を用いた本発明の
他の実施例を示す図；
図７は、図５及び６において原子をトラップするために使用された磁界の詳細を
示した図である。
好適な実施例の詳細説明
各図中、同一符号は同等の構成要素を示す。図１に、本発明の周波数原器システ
ムを示す。この周波数原器システムは、好ましくはガラスまたは金属から成り低
ヘリウム透過性をもつ真空室１を含む。真空室１にはマイクロ波共振キャビティ
２が含まれている。不図示のバシオン（Ｖａｃｉｏｎ）ポンプなどのポンプを用
いて、真空室１内を高真空状、性に保持することが可能である。小型ガラスフィ
ンガ７がバルブ１６によって真空室１へ接続されている。小型ガラスフィンガ７
は、例えば０．５グラムの金属セシウム５などの特定種類の小量の原子を含有さ
せるために用いられる。熱電気クーラー８により、ガラスフィンガ７の底が一２
０度Ｃまで冷却される。不図示の電子センサは、冷却フィンガ７内の温度が所定
レベル例えば−１０度Ｃを越えた場合にバルブ１６を閉じる。
これに代えて、セシウム蒸気圧をセシウムをある化合物中に組み入れるか、或い
は表面に結合させて真空室１の作動温度での蒸気圧が約０．５ナノトール（１０
’Ｔｏｒｒ：）にするように制御すること力呵能である。また、セシウムを直接
真空室１へ付加して０．５ナノトールのセシウム圧を生成し、これによってセル
がシールオフされた後もセシウムがその値に留まるようにすることも可能である
。好ましくはレーザダイオードから成る２個のレーザ３．４は光を真空室１内へ
発射するために使用される。２個のレーザ３及び４からの光は、それぞれ、真空
室１に内蔵された光学トラップ１２の中心にレーザ３．４からの光を集束させる
２個のレーザ３３．３４或いはミラー光学系などの比較可能デバイスを通過する
。光トラップ１２は図２に断面で示されている。光トラップ１２への２個のエン
トランスと位置合わせされたミラー４３及び４４は、光トラップ１２の２個のウ
ィンドウから出たレーザ光を反射して光トラップ１２へ戻す。
図１及び２に示すように、Ｅ、Ｒａａｂ他により５９ ｐｈｙｓ、Ｒｅｖ、Ｌｅ
ｔ ｔ、２６３１ （１９８７）に記載された磁気−光トラツプ構成に従って原
子をトラップするのに必要な円形分極光を生成するため、複数の１／４波プレー
ト５２−５７が使用される。１／４波プレート５２−５７は、上記記事に記載さ
れたような周知方法で光トラッピング力を生成するように指向される。
図１に示したウィンドウ５３．５４の上方及び下方に配置されたミラー４３．４
４は、後述するように垂直方向へ移動可能にトラック５８．５９上に搭載されて
いる。一対のレンズ７１．７２が真空室１の壁へ直接固定されており、図示のご
とく光トラップ１２を包囲している。これらのレンズ７１．７２は、光トラツプ
１２内の原子によって発せられた光をシリコンフォトダイオード８１及び８２上
へ集束させる。これらのフォトダイオードからの電流は、周知の処理による解析
のために、不図示の電子回路へ供給される。
真空室１全体は、垂直方向に均一な３０ｍＧ磁界を生成する不図示の磁界コイル
によって包囲されている。このソレノイドは、同様に不図示の磁気シールド物質
シートによって包囲されている。このシートは、環境中のいかなる磁界も真空室
１へ侵入しないように阻止する。
図１に示した装置は、次のように構成されている。まず、真空室】全体が浄化さ
れ、その後標準高真空化技術によって排気されて０．５ナノトールまたはそれ未
満の圧力に設定される。そして、セシウムがガラスフィンガ７から真空室１内へ
蒸留され、或いは上記のように別の方法が採られ、そして真空室は封止される。
これに代えて、真空室１ヘイオンポンプを固定して所望の低真空状態を保持する
ことも可能である。このようなポンプは、当該技術分野において周知のように、
連続的或いは間欠的のいずれの方法でも作動させることができる。
図２に、図１における光トラップ１２の断面図を示す。ガラス、サファイヤまた
は他の素材から成り且つ好適には低ヘリウム透過性をもつ４個のウィンドウ６１
−６４が真空室１ヘシールされている。ビームスプリッタ４１はレーザ４からの
光を分割し、これによってミラー４４等の転送光学系がウィンドウ６４を介した
１／４波プレート５４を経て光トラツプ１２内ヘレーザ光を指向させる。
図］は、本発明がどのようにして、単一マイクロ波キャビティ２のみてすむのか
を示す。マイクロ波キャビティ２は、光トラツプ１２上方に配置され、真空室１
と一体化されている。マイクロ波キャビティ２は、当該技術分野において周知の
ように、セシウム原子の原子状態間の原子移行を誘起する。マイクロ波キャビテ
ィ２の好適な構成例を図３に平面断面図で示す。
図３に示すように、マイクロ波放射線１００はマイクロ波キャビティ２へ領域Ａ
から入射し、２個の走行波Ｂ及びＣへ等割される。マイクロ波は、直立波を領域
り内に形成する。直立波は、光トラップ１２からマイクロ波キャビティ２内へ取
り出された原子を励起する。このようにしてマイクロ波キャビティ２内に発生し
た磁界は領域り内で線形分極され、２軸またはＸ軸に沿って図３の紙面から出る
方向に選択された「量子化軸」の方向に沿って指向する。いったん取り出された
光トラップ１２からの原子は、マイクロ波キャビティ２内のホールＥを通過し、
その後量子化軸に対して励起される。ホールＥは、例えば５ｍｍ程度の径をもつ
ことが好ましい。マイクロ波キャビティ２は銅から形成されることが好適である
。
量子化軸に対して励起されることに加えて、光トラツプ１２内のセシウム原子は
量子化軸に対して光学的にポンプされることも必要である。さらには、弱いバイ
アス磁界を量子化軸に沿って指向された光トラツプ上に印加することも必要であ
る。Ａ、Ｄｅ Ｍａｒｃｈｉ他によって、ＩＥＥＥ Ｔｒａｎｓ、Ｉｎ５ｔ。
ａｎｄ Ｍｅａｓ、 ３７．１８５ （１９８８）に次のことが示されている。
すなわち、こうしたマイクロ波キャビティ２は、原子クロックの電流発生を妨げ
るもっとも面倒なシステマチック周波数変位であるキャビティ位相変位を低減さ
せるために特に好適であるということである。マイクロ波キャビティ２の断面は
、その内部で生成された磁界が線形分極し量子化軸に沿って指向するように設計
されている。
マイクロ波キャビティ２は、ガラス−金属シールを用いて光トラップ１２へ接合
され、真空室１全体の一部を形成している。マイクロ波１００は、標準プラクテ
ィス及び処理を用いて真空室へ導かれる。マイクロ波１００のパワーレベル１０
０は、マイクロ波Ｂ及びＣ双方のパワーが合致し、５ｍｓパルスがクロック移行
の ／２励起に対応するように設定されている。
図４は、図１−３に示すように構成したレーザ作用の一モードを示す。レーザ３
．４はレーザ光を発生する。レーザ光の周波数は、種々の異なるレーザ周波数制
御構成にて制御可能である。図ではレーザ３からの光を制御するためにンヤソタ
８３が示されているが、その機能は供給される電流を直接変化させることによっ
て実行される。
各レーザ３．４の一面は、該面から発生する光が回折格子から反射するように抗
反射コーティングされている。光の周波数は、その後格子の位置及びレーザを流
れる電流を調節することによって制御される。このようにして、回折格子及び／
またはレーザへの電流は、セシウム蒸気を含有する小型セル内の光吸収を観察す
ることによって所望周波数に設定することが可能となる。
−のレーザの周波数は、セシウムの６Ｓ （Ｆ−３） −６Ｐ （３／２）、Ｆ
’−４の２０ＭＨｚ内に設定可能である。レーザ３の正確な周波数は、それが３
−４゛または３−３゛移行の近傍にある限りは重要なことではない。レーザ４の
周波数は、クロックに影響を及ぼすことなく、わずかなＭＨｚによって変化する
。
以後は、６Ｐ （３／２）に対するＦ′値に対してのみ、Ｆ′状態を特定するこ
ととする。
図４に示すように、レーザ３からのビームはシャッタ８３を通過して伝達され、
その後ビームエキスパンダ８４により拡大され、たとえば径０．７５ｍｍの平行
化ビームが生成される。垂直ビームは径０．４５ｃｍとなるよう絞られてマイク
ロ波キャビティ２内のホールＥを通過する。レーザビーム３のパワーは１−１−
１Ｏであることが好適であり、目標値への近似値がとられる。レーザビーム３は
ミラー８５から反射し、光トラップ１２へ入る前にビームスプリッタ８７を用い
て第２レーザ４によって生成された光と合成される。 Cross-Reference to Applications Related to Improved Frequency Prototype Using Atomic Streams of Optically Cooled Atoms
Improved Frequency Prototype Using Atomic Jets of Trapped Atoms; Filed June 1, 1990) and U.S. Patent Application No.
This is a partial continuation of an improved frequency prototype using an atomic jet of pumped atoms (filed August 2, 1990). BACKGROUND OF THE INVENTION The present invention relates to an atomic clock that can be used as a high-precision frequency standard. atomic black
The Lumey method of separated oscillator fields is used to produce the blocks. This method aligns the quantum mechanical rotation (spino) of many atoms and moves the atoms forward.
move, measure this forward motion, and use the measurement to calibrate an external oscillator.
Ru. To measure the behavior of a (relatively) small number of atoms, a highly evacuated environment,
In other words, it is necessary to use a space in which there are almost no entities other than the small number of atoms to be measured. Various techniques for obtaining such a suitable vacuum are already well known in the art, so they will not be detailed here. To measure the energy level (frequency) of atoms, it is extremely useful to maximize the measurement time. One way to obtain long measurement times is to hold each atom in one place while measuring. To do this, the atoms can be housed in cells or bottles. However, the internal mechanical motion (temperature) of the atoms causes each atom to collide with the bottle wall, which introduces a frequency shift into the energy level measurement. Another method of measuring the energy level of atoms is to shoot each atom into a "free fall" trajectory, such as in an atomic beam. The atoms in the atomic beam move at relatively high velocities, typically V > 10' cm/s, at room temperature or higher, which limits the time available for measurements to less than 0.002 seconds. Nevertheless, current frequency prototype generation means are not designed to use such atomic beams.
It uses a modern atomic clock. The slower an atom moves when its atomic state is measured, the more accurate the atomic clock becomes. Since temperature is proportional to the root mean square of velocity (V2〉), the temperature of atoms is
The lower the temperature, the lower the speed of movement. Therefore, the task of reducing the speed of an atom's motion means lowering its temperature. Cooling atoms in atomic clocks has long been a concern. For example, in the 1950s, researcher Zacharias attempted to extend the measurement time using atomic jets. Zacharias' idea was to direct a beam of ``hot'' atoms upwards in a chamber, slowing it down through gravity. In principle, it is not impossible to cause atoms to move upward, stop, and then fall (the same principle that occurs in a football after a kickoff). The measurement time is extended by the time it takes for the atom to reach the top of the arc before falling back to its original position. However, for atoms to draw such a ball-shaped trajectory, it takes a first time.
If the initial velocity is not kept low, the atoms will travel far before gravity stops them rising.
It will be too late. More importantly, do we have to cool the atoms?
9, it lacks an important internal mechanism that directs the atomic beam upward to prevent the atoms from spreading too far. Therefore, Zacharias's “original
Although it is possible to use the Ramey method to generate a high-precision frequency prototype (atomic clock) from an atomic beam, this requires a slow and low-temperature atomic source.
Ru. Zacharias' experiments stimulated several important developments in nuclear physics. This development ultimately culminated in a high-precision resonance experiment using a hydrogen maser and neutrons sealed in a bottle. However, the experiment with the atomic jet itself ended in failure. Zacharias wished to avoid the use of thermal atomic currents. Within this thermal atomic flow, the atomic velocity changes along the so-called Boltzmann distribution. The tiny pieces of heat beam atoms move extremely slowly. Zacharias makes his desired measurements this low.
We had hoped to perform this using only fast atoms, but it turned out that the fast atoms in the atomic jet scatter the slow atoms out of the beam, which made the possibility of accurate measurements difficult. Thirty years later, in the 1980s, a technique known as laser cooling was developed to slow down the atomic motion.Powerful laser light heats up ordinary materials, so the random motion of atoms is reduced.
The production will increase. However, under special conditions, properly positioned and operated laser beams
It is possible to slow down the atomic motion using a pair of arms. This process is called laser cooling. One method of laser cooling uses a spherical quadrupole magnetic field and six laser beams. Each of the beams is positioned in three pairs along each of three orthogonal axes, forming a "light trap." The effect that light from these lasers has on atoms is a phenomenon unique to nuclear physics that has no analogue in everyday experiments. The light from each laser beam pushes atoms harder as they move towards the laser than when they move away from the laser. The six lasers are combined to prevent the atoms from becoming dispersed and, in fact, completely prevent their excessive movement. This lowers the atomic temperature and causes an essential cooling process. The six beams are circularly polarized so that each beam, when interacting with atoms in the magnetic field, acts to collect atoms in a small spatial region at the center of the magnetic field coil. The process is described in 59 phys, Rev. Lett, 2631 (published in 19870).
As shown in the article by E. L., Raab, M., Prentiss et al. High-precision measurement of microwave frequency “clock” transitions of cesium and potassium atoms
Attempts have been made to use ultracold neutral atoms in experiments designed to This is i! The idea was that such devices could in principle be used to generate high-resolution clocks with low systematic errors. However, result 1 (ideal power) was far from it. Performing these experiments requires an unrealistically large vacuum chamber.
i will need it. In addition, the S/N ratio that occurred during the experiment was extremely low, making it difficult to implement this idea.
This resulted in a further decline in usability. As mentioned above, this type of atomic cooling laser
Although it has not yet been possible to produce a practical frequency prototype using the cooling process, yet another problem arises when filling atoms using a uniform 0° magnetic field. magnetic fishing book
This packed atom is considered unsuitable for use as a frequency standard for atomic clocks.
is being given. The reason is that variations in the magnetic field strength change the transmission frequency, which disturbs (smear) the resulting spectrum. These changes cause irregularities in the atomic clock frequency.
Along with regularization, the magnetically packed atoms in the atomic clock become unusable.
cormorant. The magnetic field strength and the resulting amount of smearing also depend on the temperature of the atoms being packed. The internal mechanical behavior of atoms in traditional atomic clocks requires the magnetic field to be too strong to achieve atomic packing, but lowering the temperature can reduce the mechanical motion and produce useful transitions. No attempt has been made to generate one. SUMMARY AND OBJECTIVES OF THE INVENTION From the above, it can be seen that there is still a need in the technical field for a method and apparatus for generating a high-performance frequency prototype with higher accuracy and lower cost than the frequency prototypes currently available.
It is clear that Another object of the invention is to employ optical cooling to minimize atomic translocations in the magnetic field. Yet another object of the invention is to generate an atomic clock using an atomic fountain. These and other objects of the present invention are achieved using a sealed gas vapor cell integrated into a single microwave resonant cavity. Each atom is
The light is emitted from the optical trap into the resonant cavity to avoid heating the atoms in the process.
shot. Preferably, the laser light is generated from a laser diode, and the laser light is
Wavenumber displacement can be generated by moving two mirrors. The present invention uses a laser to slow down the motion of atoms before launching them into a ball-like trajectory.
Adopts a laser cooling process. This laser cooling process reduces the internal mechanical motion of the atoms before gravity slows down their ball-like motion. The laser-cooled atoms move slowly enough to act as an atomic jet source. Furthermore, due to the effect of the present invention, atoms such as cesium atoms can be held in the vacuum chamber.
and, if necessary, without the need for “pre-cooling” of the atoms.
optically trapped by driving a laser trap. The atoms can then be launched onto ball-shaped trajectories along the desired axis of motion by varying the frequency of the laser light. The vacuum chamber according to the invention can be a sealed-off glass bulb containing a microwave resonant cavity. Laser diode pairs are suitably arranged around the vacuum chamber. These laser diodes are used to generate laser light at the resonant frequency of the atoms, that is, the frequency at which the atoms absorb the laser light. The present invention uses a laser light beam to trap and cool cesium atoms within a vapor cell and place the atoms in a specific quantum mechanical state. The laser fires the atoms upward and then clocks them into a transition state before stopping the light.
It is structured to promote scientifically. Before atoms fall due to gravity,
It rises to a height of about 4 cm. This height can be set arbitrarily, and it is simply a matter of setting the optimal value for a particular action. The atoms pass through the microwave guide during both their rise and fall. A microwave field is applied briefly each time an atom is centered in the microwave guide, causing the microwave to excite the cesium "clock" migration. Once the atoms have fallen to their initial position, a laser field is used to measure the fraction of atoms that undergo the quantum mechanical transition. This signal represents how close the microwave frequency is to the atomic transfer frequency. As in the case of traditional atomic clocks, that information allows
The chromowave frequency is adjusted to be equal to the atomic transfer frequency. However, with the laser cooling and trapping effects of the present invention, atoms move more slowly than with conventional atomic clocks. Therefore, the atomic current remains for a longer time.
This allows for longer observation times and significantly improves measurement performance. The resulting atomic resonance amplitude is much narrower. Furthermore, the reduced speed of the atoms means that the invention can use smaller cells than those used in current atomic clocks. This compactness further increases the practicality and portability of the present invention, and further increases the ability to induce atomic frequency displacement.
It also becomes easier to shield from external interference waves such as magnetic fields. Most importantly, by reducing the atomic velocity, we can reduce the important systematic errors that increase with increasing atomic velocity. Still other embodiments of the invention combine optically cooled atoms with magnetically filled tracks. The (relatively) strong magnetic field fluctuations required to pack the atoms cause fluctuations in the transition frequency, resulting in random atomic clock frequencies, whereas the optically cooled atoms fill The magnetic field required for this purpose is quite small. Furthermore, the transition energy for a suitably chosen transition state such as 6S F-3, m-1-63F-4, m-1 s row in cesium will vary in response to the application of a magnetic field.
In response, they are displaced by approximately the same amount in approximately the same direction. Therefore, the (relatively) weak magnetic field that restrains the optically cooled cesium atoms and the (comparatively)
In combination with a relatively strong transition, the optically cooled atoms
It was found that the number can be constrained two-dimensionally without causing any disturbance. These atoms are movable in three dimensions. As a result, the vertical ``atomic jet'' becomes an almost horizontal ``atomic tilt.'' In this example, the atoms rise with a gentle slope.
As it slides up and down, the time spent migrating through the microwave cavity
The time is a few tenths of a second in the "jet" configuration, and today's atomic beam clock
This significantly increases from a few thousandths of a second to several seconds in the case of a 1/1000 sec. This lengthening of the time between microwave field applications results in a corresponding decrease in the target atom migration width and thus increases in clock accuracy. There are other advantages to confining atoms onto tracks. Tracks can be used to guide atoms around corners to optical stations where they are optically probed. Such optical stations are
out of sight of the chemical trapping region or microwave transfer region. This allows you to measure
Optical trapping and cooling lasers no longer need to be turned off during the
This makes it possible to measure frequencies continuously or nearly continuously. Brief Description of the Drawings Figure 1 is a sectional view of the frequency standard according to the present invention; Figure 2 is a sectional view of the optical trap of the frequency standard shown in Figure 1; Figure 3 is the cross-sectional view of the frequency standard shown in Figure 1. Microwave gas
4 shows the optical configuration used to provide the required laser beam for the optical trap of FIGS. 1 and 2; FIGS. 5 and 6 show the optical Figure 7 shows details of the magnetic field used to trap the atoms in Figures 5 and 6. DETAILED DESCRIPTION OF THE PREFERRED EMBODIMENTS In the figures, the same reference numerals indicate equivalent components. Figure 1 shows the frequency standard system of the present invention.
Indicates the time. The frequency standard system includes a vacuum chamber 1, preferably made of glass or metal and having a low helium permeability. The vacuum chamber 1 contains a microwave resonant cavity 2. Use a pump such as a Vacion pump (not shown).
Therefore, it is possible to maintain the inside of the vacuum chamber 1 in a high vacuum state. small glass figurine
7 is connected to the vacuum chamber 1 by a valve 16. The small glass fingers 7 contain small amounts of atoms of a particular type, for example 0.5 grams of the metal cesium 5.
It is used to A thermoelectric cooler 8 cools the bottom of the glass finger 7 to 120 degrees Celsius. An electronic sensor (not shown) closes the valve 16 when the temperature within the cooling finger 7 exceeds a predetermined level, for example -10 degrees Celsius. Alternatively, the cesium vapor pressure can be increased by incorporating cesium into a compound or
can be bonded to the surface and controlled so that the vapor pressure at the operating temperature of the vacuum chamber 1 is about 0.5 nanotorr (10'Torr). It is also possible to add cesium directly to the vacuum chamber 1 to create a cesium pressure of 0.5 nanotorr, so that the cesium remains at that value even after the cell is sealed off. Two lasers 3.4, preferably consisting of laser diodes, are used to emit light into the vacuum chamber 1. The light from the two lasers 3 and 4 focuses the light from the laser 3.4 onto the center of an optical trap 12 built into the vacuum chamber 1, respectively. Pass through comparable devices. Optical trap 12 is shown in cross section in FIG. Two Ents to Optical Trap 12
Mirrors 43 and 44 aligned with the transformer are located between the two windows of optical trap 12.
The laser light emitted from the window is reflected and returned to the optical trap 12. As shown in Figures 1 and 2, the original structure was constructed according to the magneto-optical trap configuration described by E. Raab et al. in 59 phys, Rev. Lett., 2631 (1987)
Multiple quarter-wave plates are used to generate the circularly polarized light needed to trap the children.
52-57 are used. 1/4 wave plates 52-57 are described in the above article.
The optical trapping force is directed to generating an optical trapping force in a well known manner such as described above. The mirrors 43.44 arranged above and below the window 53.54 shown in FIG. 1 are mounted vertically movably on a track 58.59, as will be explained later. A pair of lenses 71 and 72 are fixed directly to the wall of the vacuum chamber 1, as shown in the figure.
It surrounds the special light trap 12. These lenses 71 , 72 focus the light emitted by the atoms in the optical trap 12 onto silicon photodiodes 81 and 82 . The current from these photodiodes is supplied to electronic circuitry (not shown) for analysis using well-known processes. The entire vacuum chamber 1 is surrounded by a magnetic field coil (not shown) that generates a uniform 30 mG magnetic field in the vertical direction. This solenoid is surrounded by a sheet of magnetic shielding material, also not shown. This sheet prevents any magnetic fields in the environment from entering the vacuum chamber 1. The apparatus shown in FIG. 1 is configured as follows. First, the entire vacuum chamber is purified.
and then evacuated using standard high-vacuum techniques to 0.5 nanotorr or less.
The pressure is set to full. The cesium is then distilled from the glass finger 7 into the vacuum chamber 1, or otherwise as described above, and the vacuum chamber is sealed. Alternatively, it is also possible to fix the vacuum chamber 1 hayon pump and maintain the desired low vacuum state. Such pumps can be operated in either a continuous or intermittent manner, as is well known in the art. FIG. 2 shows a cross-sectional view of the optical trap 12 in FIG. 1. glass, sapphire
Sealed into the vacuum chamber 1 are four windows 61 - 64 of other material and preferably of low helium permeability. Beam splitter 41 splits the light from laser 4 so that transfer optics such as mirror 44 direct the laser light into optical trap 12 via window 64 and quarter wave plate 54 . Figure] shows how the invention can be used with a single microwave cavity 2. The microwave cavity 2 is arranged above the optical trap 12 and is integrated with the vacuum chamber 1 . The microwave cavity 2 induces atomic transitions between atomic states of the cesium atoms, as is well known in the art. microwave cavity
A preferred example of the configuration of the 2 is shown in FIG. 3 as a plan sectional view. As shown in FIG. 3, microwave radiation 100 enters the microwave cavity 2 from area A and is equally divided into two traveling waves B and C. Microwaves form upright waves within a field. The vertical wave is taken from the optical trap 12 into the microwave cavity 2.
Excite the ejected atoms. In this way, it is generated inside the microwave cavity 2.
The magnetic field is linearly polarized within the domain and oriented along the ``quantization axis'', which is selected out of the plane of the page of FIG. Once extracted, the atoms from the optical trap 12 pass through the hole E in the microwave cavity 2, and are then excited with respect to the quantization axis. Preferably, the hole E has a diameter of about 5 mm, for example. Preferably, the microwave cavity 2 is made of copper. In addition to being excited with respect to the quantization axis, the cesium atoms within the optical trap 12 also need to be optically pumped with respect to the quantization axis. Furthermore, weak buy-in
It is also necessary to apply an asymptotic magnetic field onto the optical trap oriented along the quantization axis.
Ru. A. De Marchi et al., IEEE Trans, In5t. and Meas, 37.185 (1988). In other words, such a microwave cavity 2 prevents the generation of current for the atomic clock.
cavity phase displacement, which is the most troublesome systematic frequency displacement
This means that it is particularly suitable for The cross section of the microwave cavity 2 is designed such that the magnetic field generated inside it is linearly polarized and directed along the quantization axis. The microwave cavity 2 is joined to the optical trap 12 using a glass-metal seal and forms part of the overall vacuum chamber 1. Microwave 100 is standard practice.
is guided into a vacuum chamber using a vacuum system and process. The power level 100 of the microwave 100 is set so that the powers of both microwaves B and C match and a 5 ms pulse corresponds to /2 excitation of the clock transition. FIG. 4 illustrates one mode of laser operation configured as shown in FIGS. 1-3. Laser 3. 4 generates laser light. The frequency of laser light can be determined by various different laser frequency controls.
It can be controlled by your own configuration. In the figure, a light source 83 is shown to control the light from the laser 3, but its function is by directly varying the supplied current.
is executed. One side of each laser 3.4 is anti-reflection coated so that the light emitted from that side is reflected from the diffraction grating. The frequency of the light is then determined by the position of the grating and the laser beam.
controlled by adjusting the current flowing through the circuit. In this way, a current to the grating and/or laser is used to observe optical absorption within a small cell containing cesium vapor.
By doing so, it becomes possible to set the desired frequency. The frequency of the - laser can be set within 20 MHz of cesium 6S (F-3) -6P (3/2) and F'-4. The exact frequency of laser 3 is not important as long as it is near the 3-4' or 3-3' transition. The frequency of the laser 4 is varied by a small MHz without affecting the clock. From now on, we will identify the F' state only for the F' value for 6P (3/2).
and. As shown in FIG. 4, the beam from the laser 3 is transmitted through a shutter 83 and then expanded by a beam expander 84 to produce a collimated beam with a diameter of, for example, 0.75 mm. The vertical beam is focused to a diameter of 0.45 cm and the microphone
It passes through hole E in the radio wave cavity 2. The power of the laser beam 3 is preferably 1-1-1O, and is approximated to the target value. Laser beam 3 is reflected from mirror 85 and combined with the light generated by second laser 4 using beam splitter 87 before entering optical trap 12 .
【／−ザ４の周波数は、セ
シウムの６８． Ｆ−４−Ｆ’ −５移行より若干小さく設定され、後述するよ
うにデータ獲得サイクル中にゆっくりと変化する。
第２１ノ−ザ４により生成された光ビームは、光分離器９１通過１２て音響光学
変調器９３へ入る。或いは、２個のレーザビーム３及び４を位置合わせして分離
器９１が不必要となるようにすることも可能である。または、Ｆ−４−Ｆ’ −
４励起光である図４におけるビームＩＶを得るために他のレーザを用いることが
可能であり、或いはこの光が必要とされる短時間中にレーザ３の周波数をその電
流または反射格子８５の位置を調節することによって変位させることも可能であ
る。
他の実施例では、ここで記載したポンプステップが省略され、また光トラップに
よる使用のために生成された信号はファクタ７に減少可能である。他の実施例は
、既に存在するＦ−４−Ｆ−５’光を用いたより簡単なポンプ構成を用いるもの
である。この構成は、ファクタ３によって光トラップ１２へ供給された信号を低
減するものである。
変調器９３は、図４におけるビームＩＶである光の周波数変位ビームを短い時間
生成する。このビームはセシウムの６Ｓ Ｆ−４−Ｆ’ −４移行を励起し、レ
ンズ７２を介して光トラツプ１２内へ指向させる。後述するように、はとんどの
時間は変調器９３はオフされて何の機能もしない。
変調器９３を通過すると、レーザ４からのビームはシャッタ９５を経てビームエ
キスパンダ９７を横切る。ビームエキスパンダ９７を通過した後、ビームはたと
えば径０．７５ｃｍの平行ビームとなる。光は、図４に示すように３本のビーム
１．ＩＩ及びＩＩＩへと分割される。ビームスプリッタ８６は、図１に示すよう
にレーザ４からウィンドウ５０へのパワーの３０％を含む第２ビームＩＩを反射
する。ミラー８８は、これも同様に図２のレーザビーム４からウィンドウ６１へ
のパワーの約３０％を含む第３ビームＩＩＩを反射する。ビームスプリッタ８７
は、各レーザ３及び４からの光を合成し、図２に示される光トラツプ１２内へ伝
達されるビームＩを形成する。３本のビームからの光は、図２のミラー４２及び
４３及び図１のミラー４４から光トラツプ１２内へ反射する。
原子を噴流として発射するためには、光トラップへ入射するレーザビームのうち
の少なくとも−を用いる必要がある。簡単な方法で、上方に向かう単一レーザビ
ームで原子を照射することによって原子を発射することができる。しかし、この
方法は簡単ではあるが、原子をも加熱してしまうのでその拡散が高速で行われる
。原子を噴流にして発射するもう一つの方法は、レーザ光の周波数を垂直レーザ
ビーム対に対して変位させることである。
セシウム原子を加熱することなく発射する好適な方法は、水平面に伝播するレー
ザビームに対して、下降走行レーザビームを−０，４メガヘルツでそして上昇走
行レーザビームを＋０．４メガヘルツで、それぞれ変位させることである。この
ような周波数変位では、底部ミラー４４が図１の矢印方向へ頂部ミラー４３の２
倍の速度で移動することが必要である。或いは、周波数変位を達成するために音
響光学または電子光学的装置を使用することもできる。
本発明により発生する原器周波数は、次の処理にて得られる。まず、両レーザ３
及び４がオンされ、４−５゛周波数にされ、そして７メガヘルツを４−５′移行
の中心下方に設定する。図１に示すように、光トラップ１２を包囲するアンチヘ
ルムホルツコイル２１を介して電流が供給される。例えば約０，１秒程度の短時
間の間システムはこの状態に留まり、この時間中に原子ここではセシウム原子が
冷却フィンガ７からの蒸気から捕捉され、前冷却されることなく光トラツプ１２
内に保持される。光トラップ１２に受信されたレーザ光は、トラップされたセシ
ウム原子を約２５０マイクロケルビンにまで冷却する。
アンチヘルムホルツコイル２１への電流はその後停止され、レーザ３．４の周波
数は４−５°共振未満の３０メガヘルツへ変化される。その後、セシウム原子は
レーザ冷却によって１０マイクロケルビン未満に冷却される。２ｍｓ経過後、ト
ラック５８はミラー４３を上方へ毎秒０．４５ｍの速度で移動させ、ミラー４４
は第２トラツク５９によって上方へ毎秒０．９ｍの速度で移動される。ミラー４
１は、基本光をウィンドウ５０ヘセンタリングＬまた状態に保持するために傾斜
している。
２個のミラー４３．４４の動作により、光トラップ１２の中心におけるセシウム
原子の小豆か毎秒０．９ｍの速度で上方へ移動する。この運動は２ｍｓ続き、こ
の時間にシャッタ９５は閉止し、音響−光学変調器９１がオンする。
セシウム原子は、４−４°共振へと調節されたレーザ４からの光の０．３ｍＷ／
ｃ ｍ ２ビームによって０．１ｍｓにわたってビームＩＶにて照射される。
ビームＩＶは、前述のように１ノーザビーム３及び４からのレーザ光の２個の周
波数であり、すべての原子を６ＳＦ−４ｍ−０状態へおく。
レーザ３及び４はその後オフされ、セシウム原子は自由に上方へ飛ぶ。レーザ３
及び４がオフされている間、ミラー４３．４４はその初期位置へ戻る。約０゜０
２２秒後、原子がマイクロ波ガイド２の中心に到達すると、マイクロ波キャビテ
ィ２内における図３のマイクロ波１００が５ｍｓ間入射する。マイクロ波１００
の周波数は、中心ラムセイ共振フリンジの６Ｓ Ｆ−４，ｍ−０−６ＳＦ−３ｍ
−０（ｒクロック」移行）の高周波の半分になるように設定されている。その後
、セシウム原子はその初期地点上方約４ｃｍに達するまでマイクロ波キャビティ
２内へ上昇しつづける。この点で原子は重力によって上昇を停止する。
原子はマイクロ波ガイド２を介して落下し、再びマイクロ波キャビティ２の中央
へ位置したとき、同じ５ｍｓマイクロ波パルスが印加される。原子はマイクロ波
キャビティ２内のホールＥを介して落下し、それらが上方への移動を開始してか
ら約０，１８秒後に光トラップ１２の領域へ戻る。そのとき、レーザ４からの主
ビームはそのシャッタ９５を開放することによって再びオンとなり、この時同時
にレーザ４の周波数は４−５°共振未満の７メガヘルツにリセットされる。この
点で、２個の検出器８１及び８２がセシウムからの蛍光を収集する。レーザビー
ム４からの光がオンされた後の最初の５ｍｓ間における２個の検出器からの電流
か統合され、その値が記憶される。５ｍｓ経過後、レーザ３が再びオンされ、検
出器８１及び８２からの検出器電流は再びＳｍｓ間統合されて記憶される。検出
器から得られた第１の値を第２の値で割算することにより、その飛翔中において
原子が移行を受けた確率が周知の方法で得られる。
他の周知の原器化方法、例えば原子が発射される前に蛍光信号を測定したり、或
いはもし原子数が十分に一定である場合には原器化することなく第１蛍光信号の
みから移行確率をめることなども可能である。結果として得られる値は、元の値
の１／２と比較される。この差が、マイクロ波源が原子周波数に対してどれだけ
遠くドリフトしたかを示す。その後、マイクロ波源の周波数は適切な量の補正を
受ける。
第２の５ｍｓ間蛍光測定が行われた後、アンチヘルムホルツコイル２１を介して
供給された電流は再びオンされ、サイクルが繰り返される。その後の各サイクル
においてセシウム原子へ印加されたマイクロ波周波数は共振の高周波数側の半分
から低周波数側の半分へと変化される。後もすべて同様に行われる。
上述した本発明の原理、好適な実施例及び作用モードは、本発明を限定するもの
としてとらえるべきではない。種々の他の実施例が可能である。例えば、全ビー
ムから原子に対して印加されるすべての力の総和がトラ・ツブの中心でゼロにな
るのてあれば、レーザビームは先ファイバ内ですべてのスイッチ、ビームスプリ
ッタなとの先ファイバコンパチブル素子と共に充填可能である。また、例えば４
本の４角形ビームが機能可能である。
また、光トラップ１２を異なる構成で形成可能である。「原子噴流」の代わりに
、原子を単純に落下させる方法でもよい。この場合、底部で蛍光検出を行うため
に、原子が個別のレーザビームを介して落下するように２個のマイクロ波構造が
必要となる。また、２個のマイクロ波フィールドを通過する弧状放物線通路上に
原子を発射することも可能である。個別の検出領域が再び必要になるが、放物線
弧は原子をマイクロ波フィールド間及びフィールド内に存在させつつ初期トラッ
ピング及び最終検出領域から発せられた光から遮蔽できるという利点がある。
トラッピング領域は、従って６４ Ｐｈｙｓ、Ｒｅｖ、Ｌｅｔｔ、１６５８ （
１９９０）にＥ、Ｒ１１ｓ他により記載されたＰｈｙｓｉｃｓ Ｒｅｖｉｅｗ
Ｌｅｔｔｅｒｓの最近の記事で示された種類の「原子じょうご」である。この記
事では、原子はパルス状ではなく連続的に上昇している。結果として得られるク
ロック移行信号もまた、パルス信号ではなく連続的である。また、セシウムでは
なくルビンウム原子にて原子クロックを機能させることも可能である。理由は、
レーザ光の波長及びマイクロ波周波数のみが変化するからである。
本発明の他の実施例を図５に示す。この実施例では、原子を光トラップ１２かり
第２真空室１０へ案内するために磁気充填ガイド１０６を用いている。この実施
例における光トラツプ領域は、図１及び２におけるものと類似しているが、相違
は該領域か回転することによってこれらの図では垂直であったレーザビームが図
６に示すように水平に対して３０度の角度をとることである。
各原子は前記実施例で説明したように発射及び冷却されるのであるが、相違点は
、前記実施例では十及び−０，４メガヘルツのビーム周波数変位が行われるのに
対し、それらの変位量は十及び−０，３メガヘルツであることである。この周波
数変位量子及び−０，３メガヘルツにより、原子は磁気拘束トラック１０６上に
着く。このトランク１０６は、光トラップの中心から例えばｌ、５ｃｍ離れてい
る。この実施例では、原子は垂直速度ゼロで水平速度約５０ｃｍ／ｓｅｃでトラ
ック１０６へ到達する。
この実施例では、原子は約各０． １秒毎に発射され、トラッピングレーザビー
ムは発射及び冷却作用の直後に再びオンすることができる。発射されたビームは
何等の光学的ボンピングも受ける必要はない。この場合６３ Ｆ−４、ｍ−１状
態にある原子の小片（約１／９）のみが後段の周波数測定で使用される。
勿論、他の各実施例も可能である。例えば、この実施例に対する一つの変更例は
、Ｆ−４−Ｆ’ −４移行を励起する円形分極光を用い、発射直後に原子を６Ｓ
Ｆ−４、ｍ−４状態ヘポンブすることである。原子が室１１０内へ入ると、各
原子は「断熱高速通路」として知られる処理によって磁気及び無線周波数フィー
ルドを用いてＦ−４、ｍ−１状態へ変換される。
図５の平面図で示したように、原子は磁気ガイド１０６に沿って連続する。磁気
ガイド］−０６は、水平となるように慎重に調整される。原子は、まず後述する
観察領域１１１を通過し、その後マイクロ波キャビティを通過する。このキャビ
ティは、前記実施例のものと同様であるが、相違点は、標準セシウム「クロック
」周波数のきっちり半分の４．６ＧＨｚで作動することである。原子はマイクロ
波キャビティ１００を通過しなければならず、これによってガイドトラックはキ
ャビティ内における発振磁気フィールドに対して垂直となる。４．６ＧＨｚマイ
クロ波はＦ−４，ｍ＝１ − Ｆ−３，ｍ −−１の２光子移行を励起する。マ
イクロ波パワーは、前記実施例同様キャビティ内へ接続され、パワーレベルは原
子がキャビティを通過する時間中にそれらは２光子移行に対して ／２ノくルス
を受けるように設定される。
マイクロ波キャビティコ、００を離れた後、原子はガイド１０６に追従して、例
えば１．２ｃｍの高さ１０７まで達する。この上昇１０７によって原子速度は約
１０ｃｍ／ｓｅｅにまで低下する。原子は、終端１０８に達するまで約５０ｃｍ
にわたって水平トラック１０６に沿ってｌ！続する。トラック１０６は、トラッ
クが水平である限り、領域１０７と１０８との間で任意の形状に追従できる。終
端１０８においてトラック１０６は例えば１ｃｍまで上昇する。しかし、原子は
その通路を逆行しトラックを逆方向へ落下する前にこの高さの小フラクションに
まで上昇するにすぎない。この動作により、原子はマイクロ波キャビティを介し
、その後観察領域１１１を経て戻る。
観察領域１１１は、真空室１１０の頂部におけるウィンドウ１２２を介して入射
するレーザビームにより照射される。レーザビームは、レーザ３の小部分を分割
してこれを音響光学変調器１２２を介して伝達することによってえられる。該変
調器１２２は、レーザ光の周波数を６Ｓ Ｆ−３−６Ｐ Ｆ−２移行を励起する
ように変位する。図示例では、レーザビームの径は３ｍｍであり、０．１マイク
ロワツトパワーをもつ。このレーザビームが、２個の光子クロック移行を行った
原子を励起する。励起された原子は、レンズ１２２によって検出器１２３へ集束
された光子を再発射する。検出器１２３からのこの信号は、前実施例において行
われたように、マイクロ波周波数を定めるために使用される。
図示例では、各０．１秒毎に原子が磁気ガイドへ装荷されるが、原子がガイド上
で上昇及び降下する１０秒またはそれ以上の期間中、各集団はその現分離状態以
上に拡散する。従って、観察領域１１１における信号は、連続的となる。
真空室１１０は、標準的技術を用いてガラス及び金属から構成可能である。真空
及び真空室１．１．０は、ポンプ１４０及び第１実施例に関連して述べた周知方
法を用いて１０” ｔ ｏ ｒ ｒまたはそれ未満の圧力に保持することができ
る。真空室１１０は、外部磁界が真空室に入るのを防止するために周知の磁気シ
ールド物質で包囲することが好適である。もちろん、高真空状態が保持されるの
であれば、他の構成を採用することも可能である。
磁気ガイドを図７に詳細に示す。この磁気ガイドは、４本のワイヤ１０２−１０
４から構成されている。磁気拘束は、ワイヤ１０２及び１０３により行われる。
本実施例におけるこれらのワイヤは、互いに約１ｍｍの間隔を介して配置でき、
それぞれに１０アンペアの電流がながれる。この電流は、図中に矢印の頭から尾
で記したように逆方向へ流れる。図５に示すように、この電流は、コネクション
１０８でともに接続されたワイヤ１０２及び１０３によって標準フィードスルー
を介して真空室へ入出力する。ワイヤ１０１は１０２とは逆の電流を有し、この
同じ電流がワイヤ１０３内を流れる１！流に抗してワイヤ１０４に沿って戻る。
ワイヤ１０】及びワイヤ１０４を流れる電流は、トラップされた原子により感知
される磁界が垂直で且つ０．２ガウス以下であるように注意深＜調節される。各
ワ磁界をさらに精密に制御可能とする付加ワイヤ組を用いて別の拘束構造をとる
こともできる。たとえば、図示したワイヤ１０１−１０４の若干上方に配置した
４本の類似ワイヤの付加組により、原子は上昇及び下降動作に対してよりしっか
りと拘束されることができる。この別構成によれば、原子クロックの感震性が小
さくなる。
図５に示した磁気拘束の他の実施例として、原子を２子の別個のマイクロ波キャ
ビティを介して伝送することが挙げられる。これは、磁気ガイド１０６を２個の
キャビティに通し、観察領域１１１を第２キヤビテイ後に通すことによって容易
に達成できる。
囚５−７に示した実施例におけるわずかなスミアリング量を得るために必要なこ
との一つは、測定のための適切な移行を選択するということである。例えば、セ
シウムの６Ｓ Ｆ−３、Ｍ−１−６Ｓ Ｆ−４、Ｍ−−１秒行においては、磁界
はほぼ同じ方向にほぼ同じ量だけ各状態を変位させる。この特定の移行は、移行
エネルギーの１／２の周波数で２個の光子の吸収を要求する「２光子移行」を含
む。この移行は、キャビティ１００からの４．５ＧＨｚ信号を用いて達成される
。セシウムにおけるこの移行は、特に有用である。というのは、両状態のエネル
ギーが磁界とともに変位するが、各状態はほぼ同じ磁界依存性をもつからである
。この結果、両状態間における移行エネルギーの周波数変位はきわめて小さく、
拘束磁界によって生じるスミアリングは極（わずかとなる。
拘束磁界によるスミアリングを低減するために必要な第２の特徴は、原子の受け
る磁界を低レベル、例えば約０．１Ｇ未満に保持することである。図７における
ワイヤ１０１及び１０４上に流れる電流は調整可能であり、これによって下降磁
界傾度は９６ Ｇ ／ ｃ ｍとなり、磁界の大きさが例えば０．２Ｇ未満とな
る。これらの条件によって、原子移行周波数は、中心ピークに小サイドローブが
存在するスペクトルをもつこととなる。該各サイドローブは、磁気ガイド１０６
中における原子のサイド−サイド発振周波数により分離されている。９６Ｇ／ａ
ｍの磁界傾度は、また重力を克服して原子が磁気ガイドに沿って移動しつづけら
れるようにする。
わずか０．１Ｇの拘束フィールドには、原子が超低温であることが要求される。
１度マイクロケルビンの温度によって、原子は０．１０未満のフィールド変化を
サンプルすることかできる。もちろん、この温度は光トラツプ１２内でレーザ冷
却を用いることによって得られる。このような低温及び適切なワイヤ幾何により
、原子は延長された時間にわたりガイド１０６により形成された磁気トラ・ツブ
内に留まることとなる。これにより、共振ライン幅はきわめて狭くなる。信号の
連続的検出により、検出器でノイズする改善された信号が実現される。これらの
）７クタを組み合わせることにより、クロック性能が画期的に改善される。
図１−４を参照しつつ説明した技術と図５−７を参照しつつ説明した技術とを組
み合わせることにより、】０秒より長い統合時間及び０．０５Ｈｚのライン幅が
達成される。その精度は、電流原子クロックにを実質上改善することを表す。
磁気ガイド１０６は、狭ライン幅のほかにも利点をもつ。例えば、信号を連続的
にモニタすることは図１−４で開示した原子噴流の場合よりも遥かに有利である
。理由は、パルス間では検出されない主発振器中の重大なエラーが発生する可能
性が少なくなるからである。さらに、原子はクロック動作とは独立したトラ・ツ
ク内で拘束されることかでき、これによって装置のもつ機械的振動に対する許容
度が増大する。
以上説明した本発明に係る他の実施例において、上記明細書は以下に記すクレー
ムの範囲を制限するものと解釈してはならない。
若干の好適な実施例のみを具体的に示し且つ記載してきたが、本発明を、上記開
示技術のもとに且つ付加クレームを参照して、本発明の技術思想及び範囲から逸
脱することなく、種々の改良変更が可能である。
ＦＩＧ、１
ＦＩＧ、 ２
ＦＩＧ、３
ＦｆＧ、 ４
ＦＩＧ、 ５
・ ０ ・ の
閑！１審纏廖
光学的に冷却された原子の原子流を用いた改善型周波数原器要約
レーザ光とラップのビーム、及びセシウム原子を小型蒸気セル（１）中で冷却す
ると共に原子を特定の量子力学的状態におく。レーザ（３，４）は、その後垂直
方向に伝播するレーザの周波数を変位することによって上方向へ発射するように
構成される。各原子はその上昇及び落下双方の期間中、マイクロ波ガイド（２）
を通過する。マイクロ波フィールドは、原子がマイクロ波ガイドの中央に位置す
る度に短時間印加され、これによってマイクロ波はセシウム「クロック」移行を
励起する。原子が一旦その開始位置へ落下すれば、レーザフィールドは特定のシ
ーケンスでオンする。量子力学的移行を行う原子フラクシヨンは、原子により散
乱したレーザ光を観察することによって測定される。その信号は、マイクロ波周
波数が原子移行へどれだけ近いかを示す。レーザ冷却によって原子の相対移動が
低減され、この結果、原子を長時間観察することが可能となる。その結果測定さ
れた原子共振は、遥かに狭くなる。
−歴 −！ 獄 古 [/-The frequency of the 4 is
68 of Sium. It is set slightly smaller than the F-4-F'-5 transition, and will be explained later.
sea urchins change slowly during the data acquisition cycle. The light beam generated by the 21st laser 4 passes through the optical separator 91 12 and enters the acousto-optic modulator 93 . Alternatively, it is also possible to align the two laser beams 3 and 4 so that the separator 91 is unnecessary. Alternatively, it is possible to use other lasers to obtain beam IV in Fig. 4, which is the F-4-F'-4 excitation light, or to reduce the frequency of laser 3 during the short time that this light is needed. the electric
It is also possible to displace it by adjusting the position of the current or reflection grating 85.
Ru. Other embodiments may omit the pump step described here and also include an optical trap.
The signal generated for use by can be reduced by a factor of seven. Another example is to use a simpler pump configuration using already existing F-4-F-5' light. This configuration reduces the signal supplied to optical trap 12 by a factor of 3.
It is something that reduces Modulator 93 briefly generates a frequency-displaced beam of light, beam IV in FIG. This beam excites the 6S F-4-F'-4 transition in cesium and
The light is directed into the optical trap 12 through the lens 72. As will be described later, most of the time the modulator 93 is turned off and does not perform any function. After passing through the modulator 93, the beam from the laser 4 passes through the shutter 95 and enters the beam
Cross Kiss Panda 97. After passing through the beam expander 97, the beam
For example, it becomes a parallel beam with a diameter of 0.75 cm. The light consists of three beams as shown in Figure 4.1. It is divided into II and III. Beam splitter 86 reflects a second beam II containing 30% of the power from laser 4 to window 50 as shown in FIG. Mirror 88 reflects a third beam III, which also contains about 30% of the power from laser beam 4 of FIG. 2 to window 61. Beam splitter 87 combines the light from each laser 3 and 4 and transmits it into optical trap 12 shown in FIG.
A beam I is formed. Light from the three beams is reflected into light trap 12 from mirrors 42 and 43 in FIG. 2 and mirror 44 in FIG. To emit atoms as a jet, it is necessary to use at least - of the laser beams incident on the optical trap. Single laser beam directed upwards in a simple way
Atoms can be launched by irradiating them with a beam. However, although this method is simple, it also heats the atoms, which causes them to diffuse at high speed. Another method of firing atoms in a jet is to shift the frequency of the laser light relative to the perpendicular laser beam pair. The preferred method for firing cesium atoms without heating them is to use a horizontally propagating laser beam.
For the beam, a downward traveling laser beam at -0,4 MHz and an ascending laser beam.
The row laser beams are each displaced by +0.4 MHz. Such frequency displacement requires that the bottom mirror 44 move in the direction of the arrow in FIG. 1 at twice the speed of the top mirror 43. Alternatively, sound can be used to achieve frequency displacement.
Acoustic or electro-optical devices can also be used. The standard frequency generated by the present invention is obtained by the following process. First, both lasers 3 and 4 are turned on and set to a 4-5' frequency, and 7 MHz is set below the center of the 4-5' transition. As shown in FIG.
Current is supplied via the Lumholtz coil 21. For example, a short time of about 0.1 seconds
The system remains in this state for a period of time during which atoms, here cesium atoms, are captured from the vapor from the cooling finger 7 and retained within the optical trap 12 without being pre-cooled. The laser light received by the optical trap 12 is transmitted to the trapped laser beam.
The um atoms are cooled to about 250 microkelvin. The current to the anti-Helmholtz coil 21 is then stopped and the frequency of the laser 3.4
The number is changed to 30 MHz below the 4-5° resonance. The cesium atoms are then cooled to less than 10 microkelvin by laser cooling. After 2ms, the
The rack 58 moves the mirror 43 upwardly at a speed of 0.45 m/s, and the mirror 44 is moved upwardly by the second track 59 at a speed of 0.9 m/s. Mirror 41 is tilted to keep the fundamental light centered on window 50. Due to the operation of the two mirrors 43 and 44, the cesium atom bead at the center of the optical trap 12 moves upward at a speed of 0.9 m/s. This movement lasts 2ms and
At the time , the shutter 95 is closed and the acousto-optic modulator 91 is turned on. The cesium atoms are irradiated in beam IV for 0.1 ms by a 0.3 mW/cm 2 beam of light from laser 4 tuned to the 4-4° resonance. Beam IV consists of two circles of laser light from one norther beam 3 and 4 as described above.
wave number and puts all atoms into the 6SF-4m-0 state. Lasers 3 and 4 are then turned off and the cesium atoms are free to fly upwards. While lasers 3 and 4 are turned off, mirror 43,44 returns to its initial position. After about 0°0 22 seconds, when the atoms reach the center of the microwave guide 2, they enter the microwave cavity.
The microwave 100 shown in FIG. 3 enters the microwave 2 for 5 ms. The frequency of the microwave 100 is set to be half of the high frequency of 6SF-4, m-0-6SF-3m-0 (r clock'' transition) of the central Ramsey resonant fringe. Thereafter, the cesium atoms continue to rise into the microwave cavity 2 until they reach about 4 cm above their initial point. At this point, the atoms stop rising due to gravity. The atoms fall through the microwave guide 2 and when they are located again in the center of the microwave cavity 2, the same 5 ms microwave pulse is applied. The atoms fall through hole E in microwave cavity 2, and they begin to move upwards.
After about 0.18 seconds, the light returns to the area of the optical trap 12. At that time, the main beam from the laser 4 is turned on again by opening its shutter 95, and at the same time
The frequency of laser 4 is reset to 7 MHz below the 4-5° resonance. At this point, two detectors 81 and 82 collect fluorescence from the cesium. laser bee
The currents from the two detectors during the first 5 ms after the light from system 4 is turned on are integrated and the value is stored. After 5ms, laser 3 is turned on again and the detection
The detector currents from outputs 81 and 82 are again integrated between SMS and stored. By dividing the first value obtained from the detector by the second value, the probability that an atom has undergone migration during its flight is obtained in a well-known manner. Other well-known prototyping methods, such as measuring the fluorescence signal before the atom is ejected, or
Or, if the number of atoms is sufficiently constant, the first fluorescence signal can be calculated without standardization.
It is also possible to calculate the transition probability from the The resulting value is compared to 1/2 of the original value. This difference indicates how far the microwave source has drifted relative to the atomic frequency. The frequency of the microwave source is then subjected to an appropriate amount of correction. After a second 5 ms fluorescence measurement has been taken, the current supplied through the anti-Helmholtz coil 21 is turned on again and the cycle is repeated. In each subsequent cycle, the microwave frequency applied to the cesium atoms is changed from the high frequency half of the resonance to the low frequency half. Everything else is done in the same way. The principles, preferred embodiments, and modes of operation of the invention described above should not be taken as limitations on the invention. Various other embodiments are possible. For example, all bees
The sum of all the forces applied to the atom from the membrane becomes zero at the center of the tiger tube.
If the laser beam is connected to all switches and beam splitters in the destination fiber,
It can be packed with other fiber-compatible devices. Also, for example four square beams are possible. Moreover, the optical trap 12 can be formed with different configurations. Instead of using an ``atomic jet,'' a method that simply causes atoms to fall may be used. In this case, two microwave structures are required so that the atoms fall through separate laser beams for fluorescence detection at the bottom. It is also possible to launch atoms onto an arcuate parabolic path passing through two microwave fields. Separate detection regions are again required, but the parabolic arc allows atoms to remain between and within the microwave fields while still being initially tracked.
It has the advantage of being shielded from light emitted from the ping and the final detection area. The trapping region is therefore an "atomic funnel" of the type described in a recent article in Physics Review Letters by E. Rlls et al. in 64 Phys, Rev. Lett, 1658 (1990). This record
In fact, the atoms are rising continuously rather than in pulses. The resulting cube
The lock transition signal is also continuous rather than a pulsed signal. It is also possible to function an atomic clock using rubium atoms instead of cesium. The reason is that only the wavelength of the laser light and the microwave frequency change. Another embodiment of the invention is shown in FIG. In this embodiment, a magnetic filling guide 106 is used to guide the atoms from the optical trap 12 to the second vacuum chamber 10. The optical trap region in this example is similar to that in FIGS. 1 and 2, except that by rotating the region, the laser beam, which was vertical in these figures, is now horizontal as shown in FIG. This means making an angle of 30 degrees. Each atom is fired and cooled as described in the previous example, with the difference that in the previous example beam frequency displacements of 10 and -0.4 MHz are made.
In contrast, their displacement amounts are 10 and -0.3 MHz. this frequency
With a few displacement quanta and -0.3 MHz, the atoms land on the magnetically restrained track 106. This trunk 106 is located, for example, 1.5 cm away from the center of the optical trap.
Ru. In this example, the atoms travel with zero vertical velocity and horizontal velocity of approximately 50 cm/sec.
reaches the block 106. In this example, atoms are fired approximately every 0.1 seconds and the trapping laser beam
The system can be turned on again immediately after firing and cooling. The emitted beam does not need to undergo any optical bombing. In this case 63 F-4, m-1 shape
Only a small fraction (approximately 1/9) of the atoms in this state are used in subsequent frequency measurements. Of course, other embodiments are also possible. For example, one modification to this example is to use circularly polarized light to excite the F-4-F'-4 transition, pumping the atoms into the 6S F-4, m-4 state immediately after firing. As the atoms enter chamber 110, each atom is exposed to magnetic and radio frequency fields in a process known as "adiabatic fast passage."
It is converted to the F-4, m-1 state using a field. As shown in the plan view of FIG. 5, the atoms continue along the magnetic guide 106. The magnetic guide]-06 is carefully adjusted to be horizontal. The atoms first pass through an observation region 111, which will be described later, and then pass through a microwave cavity. This cab
The clock is similar to that of the previous example, except that it operates at 4.6 GHz, exactly half the standard cesium "clock" frequency. The atoms must pass through the microwave cavity 100, which causes the guide track to
perpendicular to the oscillating magnetic field within the cavity. 4.6GHz My
The chroma wave excites two-photon transfer of F-4,m=1-F-3,m--1. Ma
Microwave power is connected into the cavity as in the previous example, and the power level is
During the time that the particles pass through the cavity, they are set to undergo a /2 noclus for two-photon transfer. After leaving the microwave cavity 00, the atoms follow the guide 106, e.g.
For example, it reaches a height 107 of 1.2 cm. This increase 107 reduces the atomic velocity to about 10 cm/see. The atoms l! Continue. The truck 106 is
Any shape can be followed between regions 107 and 108 as long as the curve is horizontal. end
At the end 108 the track 106 rises, for example by 1 cm. But the atoms only rise to a small fraction of this height before reversing their path and falling down the track in the opposite direction. This action causes atoms to pass through the microwave cavity and then back through the observation region 111. The observation area 111 is illuminated by a laser beam incident through a window 122 at the top of the vacuum chamber 110. The laser beam is obtained by splitting a small portion of the laser 3 and transmitting it via an acousto-optic modulator 122. The change
Modulator 122 shifts the frequency of the laser light to excite the 6SF-3-6PF-2 transition. In the illustrated example, the diameter of the laser beam is 3 mm, and the diameter of the laser beam is 0.1 mic.
Has lower power. This laser beam excites the atom, which undergoes two photon clock shifts. The excited atoms re-emit photons that are focused by lens 122 onto detector 123. This signal from detector 123 is used to determine the microwave frequency, as was done in the previous embodiment. In the illustrated example, atoms are loaded onto the magnetic guide every 0.1 seconds, but during the 10 seconds or more period in which the atoms rise and fall on the guide, each population will move beyond its current state of separation.
spread upwards. Therefore, the signal in the observation area 111 is continuous. Vacuum chamber 110 can be constructed from glass and metal using standard techniques. The vacuum and the vacuum chamber 1.1.0 are the same as those described in connection with the pump 140 and the first embodiment.
can be maintained at a pressure of 10” t o r r or less using
Ru. The vacuum chamber 110 is equipped with a well-known magnetic system to prevent external magnetic fields from entering the vacuum chamber.
It is preferable to surround it with a cold material. Of course, a high vacuum state is maintained.
If so, it is also possible to adopt other configurations. The magnetic guide is shown in detail in FIG. This magnetic guide consists of four wires 102-104. Magnetic restraint is provided by wires 102 and 103. These wires in this example may be spaced approximately 1 mm apart from each other and each carries a current of 10 amps. This current flows in the opposite direction as indicated by the head and tail of the arrow in the figure. As shown in FIG. 5, this current enters and exits the vacuum chamber via standard feedthroughs by wires 102 and 103 connected together at connection 108. Wire 101 has an opposite current to 102 and this same current flows in wire 103 1! Return along wire 104 against the current. The current flowing through wire 10 and wire 104 is carefully adjusted so that the magnetic field sensed by the trapped atoms is perpendicular and less than 0.2 Gauss. Other restraint structures can be used with additional wire sets that allow more precise control of each wire's magnetic field. For example, an additional set of four similar wires placed slightly above the illustrated wires 101-104 makes the atoms more stable against upward and downward movements.
can be restrained. According to this alternative configuration, the seismic sensitivity of the atomic clock is small.
It gets colder. Another example of magnetic confinement shown in Figure 5 is to place atoms in two separate microwave carriers.
One example of this is transmission via a network. This is easily accomplished by passing the magnetic guide 106 through two cavities and the observation area 111 after the second cavity. What is necessary to obtain a slight amount of smearing in the example shown in Figure 5-7
One thing to do is to choose the appropriate transition for the measurement. For example,
In the 6S F-3, M-1-6S F-4, and M-1 second rows of Sium, the magnetic field displaces each state by about the same amount in about the same direction. This particular transition involves a “two-photon transition,” which requires the absorption of two photons at a frequency 1/2 of the transition energy.
nothing. This transition is accomplished using a 4.5 GHz signal from cavity 100. This transition in cesium is particularly useful. This is because the energy of both states is
This is because although the energy is displaced with the magnetic field, each state has almost the same magnetic field dependence. As a result, the frequency shift of the transition energy between the two states is extremely small, and the smearing caused by the confining magnetic field is extremely small.
the magnetic field at a low level, eg, less than about 0.1 G. The current flowing on wires 101 and 104 in FIG.
The field gradient will be 96 G/cm, and the magnitude of the magnetic field will be less than 0.2 G, for example.
Ru. Under these conditions, the atomic transition frequency has a spectrum with small sidelobes around the central peak. The sidelobes are separated by the side-to-side oscillation frequencies of the atoms in the magnetic guide 106. The magnetic field gradient of 96 G/am also allows atoms to continue moving along the magnetic guide, overcoming gravity.
make it possible to do so. A confinement field of only 0.1 G requires the atoms to be extremely cold. At a temperature of 1 degree microkelvin, atoms can sample field changes of less than 0.10. Of course, this temperature is controlled by the laser cooling inside the optical trap 12.
It can be obtained by using These low temperatures and proper wire geometry cause the atoms to remain within the magnetic trough formed by guide 106 for an extended period of time. This makes the resonant line width extremely narrow. Continuous detection of the signal provides an improved signal to noise at the detector. By combining these )7 vectors, clock performance is dramatically improved. Combining the technology explained with reference to Figure 1-4 and the technology explained with reference to Figure 5-7
By combining, an integration time of >0 seconds and a line width of 0.05 Hz is achieved. Its accuracy represents a substantial improvement over the current atomic clock. The magnetic guide 106 has advantages in addition to narrow line width. For example, continuously monitoring the signal is much more advantageous than the atomic jet case disclosed in FIGS. 1-4. The reason is that there is less chance of significant errors in the main oscillator that go undetected between pulses. In addition, atoms have a traverse mechanism independent of clock operation.
This increases the device's tolerance to mechanical vibrations. In other embodiments of the present invention described above, the above specification is based on the following claims.
shall not be construed as limiting the scope of the program. Although only some preferred embodiments have been specifically shown and described, the present invention is not limited to the above disclosure.
Based on the technology shown and with reference to the appended claims, it is possible to deviate from the technical spirit and scope of the invention.
Various improvements and changes are possible without departing from this. FIG, 1 FIG, 2 FIG, 3 FfG, 4 FIG, 5
・ 0 ・ Quiet! Summary of an improved frequency prototype using an atomic flow of optically cooled atoms Cooling laser and wrap beams and cesium atoms in a small vapor cell (1)
and place the atoms in a specific quantum mechanical state. The lasers (3, 4) are then configured to fire upwards by displacing the frequency of the vertically propagating laser. Each atom passes through the microwave guide (2) during both its rise and fall. The microwave field is generated when the atoms are located in the center of the microwave guide.
The microwaves excite the cesium "clock" transitions. Once the atom falls to its starting position, the laser field
Turn it on by pressing the button. The atomic fraction that undergoes quantum mechanical transition is dispersed by atoms.
Measured by observing disturbed laser light. That signal is a microwave frequency
Shows how close the wave number is to the atomic transition. Laser cooling reduces the relative movement of atoms, making it possible to observe atoms for long periods of time. The result is measured
atomic resonances become much narrower. -History-! prison old