朱棣文诺贝尔演讲稿 13页

第27卷第5期北方交通大学学报Vol.27No.52003年10月JOURNALOFNORTHERNJIAOTONGUNIVERSITYOct.2003文章编号:100021506(2003)0520098213中性粒子的控制朱棣文编者按:朱棣文教授祖籍江苏省太仓市,生长在美国,现任美国斯坦福大学物理系教授.因发现“激光制冷与原子捕陷”原理,获1997年诺贝尔物理奖.由于北京交通大学理学院的李剑君老师从事科技史人物传记与物理部分的研究,并与陈子丰撰写了《厚积薄发———朱棣文的科学风采》一书,有幸与朱棣文教授建立了联系.在2002年,朱棣文教授亲自将他的诺贝尔演讲稿等资料交给李剑君,并授权使用这些资料.《中性粒子的控制》为朱棣文教授诺贝尔颁奖仪式上所作演讲的文本.正如作者所言,是回顾作者和作者的同事们是怎样开辟研究道路的演讲.文章从激光冷却、原子捕陷以及相关发现在其它学科的应用,阐明了现代科学发现的研究发展脉络.证明一个现代科学的重大发现,是由众多不同专长的科学家互相交流、合作的结果.本文的重点是围绕作者研究工作的过程展开,并阐述了这一重大成果的应用前景,从严格意义上说,本文不属于学术论文,但其研究问题的方法具有普遍意义值得我们借鉴.在李剑君的组织下,在北京交通大学理学院佘守宪教授的指导与帮助下,已将这篇演讲稿的英文文本由范玲等人译成中文,以特稿的形式发表.由于篇幅的限制,在不影响读者理解的情况下,编辑删除了文中的一些插图和全部参考文献,并在小标题前加上序号.本文是我对激光冷却和原子捕陷的发现过程的个人回顾.我在本文中不打算面面俱到地介绍该这一领域的发展历史,而只是回顾我和我的同事们是怎样开辟我们的研究道路的.我在加州大学伯克利分校度过了研究生和博士后的学习研究阶段,和EugeneCommins教授一起做原子物理中的宇称不守恒实验.之后我于1978年秋天加入贝尔实验室.贝尔实验室是研究人员的伊甸园.管理层为我们提供科研经费,并保护我们免受官僚作风之害,激励我们尽可能做出最好的科学工作.狭小的实验室和办公空间使我们彼此亲密无间.研讨会常常被突发的讨论所打断,有时候,自助餐厅中的闲聊可能标志着一个新的合作开始了.在贝尔实验室的头几年,我写了一篇关于X射线显微镜前景的内部报告,并和HyattGibbs、SamMc2Call一起,研究红宝石里的能量转移,这是研究安德森(Anderson)定域化(localizaton)的方法之一.这项工作导致我们考虑是否可能采用皮秒激光技术,在其它激子系统(如GaP:N)中实现Mott或Anderson跃迁.在进行这项工作时,我偶然发现皮秒脉冲是以群速传输的(甚至当群速可能超过光速或变为负值时).在学习有关激子和如何设计皮秒激光器时,我开始和AllanMills一起工作,他是正电子和电子偶素(positronium)方面的世界级专家.当我还在伯克利时,我们已开始讨论合作的可能性,但直到1979年还没有真正开始实验.经过漫长而受挫折的3年之后,以贝尔实验室的标准,这可是相当漫长的时间,我们终于成功地激发并测量了正电子素1S-2S的能级间隔.1在Holmdel准备做激光冷却的阶段1983年秋天,我从新泽西州的MurrayHill转到贝尔实验室的Holmdel分部,任量子电子学研究部主任,这激励我投入到激光冷却捕陷原子的研究中.在和同事ArtAshkin的交谈中,我第一次听到他想用光捕获原子的梦想.他发现我听得非常认真,就给我提供了一些复印资料.那年秋天,我新招了博士后LeoHollberg,正计划设计一个基于皮秒激光实现原子束阈值离子化的电子能量损耗谱仪.我们希望改进它的收稿日期:2003208227作者简介:朱棣文(1948—),男,江苏太仓人,教授,博士,美国国家科学院院士. 第5期朱棣文:中性粒子的控制99能量分辨率,至少比已有的谱仪提高一个数量级,然后用它来研究原子表面吸附的光学分辨率和电子灵敏度.Leo以前研习过原子物理,也对用光控制原子的可能性发生了兴趣.Leo和我决定去麻萨诸塞州,参加由麻省理工学院的DavidPritchard组织的有关离子原子捕陷的专题讨论会.我对该专题是门外汉,缺乏基本的直觉,而直觉对在某个领域中提出新见解是非常重要的.例如,我发现自己弄不清楚“偶极力”的色散特性.当光波频率低于共振频率时,偶极力是吸引力;当光波频率高于共振频率时,偶极力是排斥力;当光波频率和原子共振频率相等时,偶极力消失.使我困惑的是,我竟然花费了相当长的时间才认识到一年级的大学物理知识就可以解释的这些效应.回顾这些早期的摸索过程真令我汗颜.另外,我发现,在缺乏直觉方面并不是我一个人.我曾向贝尔实验室的一个同事问及这些效应,他回答说“:只有JimGordon才真正理解偶极力!”到1980年,光对物质的作用力已经得到了很好的解释.麦克斯韦(Maxwell.1897年)计算了光的动量通量密度,列别捷夫(Lebedev,1901年)及Nichols和Hull(1903年)在实验室观察到了作用于宏观物体上的光压,这些工作首次定量地解释了光如何在物体上施加力的作用.爱因斯坦(1917年)指出了这种力的量子特性:原子吸收一个能量为hν的光子时,在沿入射光子方向上获得动量Pin.如果原子辐射的光子动量为Pout,则原子向相反方向发生反冲.由于这种非相干散射过程,原子的净动量改变为ΔPatom=Pin-Pout.1930年,Frisch观察到钠光作用下的原子束偏转,其平均动量改变是由单光子的散射引起的.由于散射光子没有优先的方向,动量改变净效果取决于所吸收的光子,因此散射力为Fscatt=NPin,其78中N为每秒钟散射的光子数.强共振谱线激光激发的原子,其散射率一般能达到每秒10到10量级.例5如,一个钠原子每吸收一个光子速度改变为3cm/s.散射力可以达到地球表面重力加速度的10倍,与带电粒子所受的电磁力相比是微弱的,但比任何一种影响中性粒子的其它长程力大.有另一种力由光子的透镜化(即:相干散射)引起.透镜会改变光场的动量分布,根据牛顿第三定律,透镜必然受到和光场动量变化率大小相等方向相反的反作用力.例如,一个正透镜将被拉向光强大的区域.对于原子情况,透镜化的大小可以将入射光场振幅和偶极场相加得到,其中偶极场是靠原子中由入射场推动的电子激发的(见图1).这种反作用力也称为“偶极力”.光的电场E振动在粒子上引起偶极矩p.如果偶极矩和E相位相同,在高场强区域相互作用能-p·E较小;如果偶极矩和电场E相位不同,在电场中粒子的能量增大,将会受到力的作用离开该区域.如果将原子或粒子看作一个阻尼谐振子,偶极力的符号改变则更容易理解.当驱动频率低于其固有共振频率时,谐振子和驱动场相位相同;而驱动频率高于其固有共振频率时,谐振子和驱动场相位不同.恰好共振时,相位相差90°,即p·E=0.Askar’yan(1962年)首先讨论了等离子体和中性原子的偶极力.利用图1Ashkin所用的第1个粒子这种力捕陷原子的可能性由Letokhov(1968年)提出.他指出原子有可能陷阱示意图(原图2)沿一个方向被限制在远离原子跃迁的光波驻波的波节或波腹处.1970年,ArthurAshkin利用两束方向相反的聚焦激光束成功地捕陷了微米量级的粒子.之后Ashkin(1980年)还提出了其它形式的稳定粒子陷阱,1978年他第一次提出三维原子陷阱.同年,他和JohnBjorkholm、RichardFreeman用聚焦的激光束将一束原子聚焦,证实了偶极力理论.尽管取得如此进展,两个主要问题导致贝尔实验室的原子捕陷实验工作在1年后停止了.第一,由强312激光束聚焦产生的捕获力非常微弱.室温下原子平均能量为kBT～mv,大于陷阱所能限制的量级.22通量足够大的冷原子源并不存在,需要一个大体积的陷阱来使捕陷的原子数取极大值.第二,由方向相反的激光束构成较大体积的光学陷阱存在严重的发热问题.一个原子能够从一束激光中吸收一个光子,反向光束中的另一个光子能使原子受激回到初态.在这一过程中,原子接受到同向的两个光子脉冲.但同一原子也有可能被相反方向的两束光激发,引起其它方向的净脉冲.由于吸收和受激辐射的顺序是随机的,这个过程将增大原子的随机速度,使陷阱迅速发热升温而逸出陷阱.JimGordon和Ashkin对两能级原子的加热效应进行了严格计算(JimGordon和Ashkin,1980). 北方交通大学学报第27卷1002投身到激光冷却研究我对改进陷阱问题的最初想法很简单,但这使我开始认真考虑起捕陷原子的问题.我提出将钠原子沉积在稀有气体氖基体中,制造一个冷原子源(1984).用脉冲激光加热支撑原子基体的低温表面,有可能喷发出只有几十K的氖和钠的蒸气.一旦有蒸气出来,一部分钠将变成孤立原子,喷发源会包含满足麦克斯韦-玻耳兹曼分布的原子,其中包含速度非常慢的原子.在普通原子束中,速度最慢的原子被速度较快的原子超过并从路径中撞开.在喷发源中,表面被加热和冷却得很快,速度很快的原子将不复出现.另一个好处是原子源可以迅速而完全地关闭,由于捕陷的是少数几个原子,这就使我们有可能探测它们.我从一个感兴趣的旁观者变成一个参与者之后,不久就意识到,捕陷原子的途径是用反向传播的激光光束进行冷却.如果激光束的频率调谐到低于原子共振频率,由于多普勒效应,当原子运动方向和激光束反向时,频率增加接近共振,当原子运动方向和激光束同向时,频率减小远离共振.这样,经过两束激光的多次冲量作用后,原子将获得一个和运动方向反向的净作用力.原子运动足够慢时,由于多普勒效应吸收光子的频移和速度成线性关系,净作用力为粘滞阻尼力F=-αν.这一巧妙的思想由H¨ansch和Schawlow在1975年提出.相关的冷却方案由Wineland和Dehmelt在同一年提出.令不加热时的冷却速率等于不冷却时的加热速率,ΔW加热/dt=ΔW冷却/dt=-F/v可得到平衡温度的估计值.加热速率是由于原子受到周围反向传播光束中散射光子的随机碰撞的结果(Wineland和I2tano,1979;Gordon和Ashkin,1980).动量空间中动量按随机移动的方式增加,因此随机动量平均值P增加的速率为dW22)加热dpN(pr==,dtdt2M2M其中,pr为每个光子的反冲动量,N为每秒发生反冲的光子数.让冷却速率和加热速率相等,可算得平衡温度为激光强度、跃迁线宽和激光相对共振失谐量的函数.当光强较小时,共振失谐量为Δν=Γ/2,而多普勒频移有最大值,此时平衡温度有最小值为kBTmin=¶Γ/2,其中,Γ为跃迁线宽.当光强很小时,激光束相互独立,因而两束反向光束间受激跃迁所引起复杂的加热效应可以忽略.光不仅可以冷却原子,还能将原子限制在一定区域.激光冷却的机制类似于浸在水中灰尘颗粒的布朗运动.灰尘颗粒受到粘滞力的作用,在空间一定区域中停留的时间可利用基础物理知识估计出来:经过Δt22时间后,位移平方的平均值〈x〉可由随机游动得到〈x〉=2Dt,其中扩散常数D由爱因斯坦关系式D=kBT/α给出.若原子的运动速度为v满足k·v<Γ,则受到的粘滞力为F=-αv.用分别沿正负x·y·z方向传播的6束激光围绕原子,则形成类似于特殊粘性液体的光子海:光学粘胶.如果光强足够小,原子将很快冷却到温度Tmin.一旦冷却后,原子将停留在厘米大小的区域内几分之一秒.这样,Leo和我搁置了设计光谱仪的计划,将精力转向制备光学粘胶的工作.我们很快建成了光学粘胶所需的钠喷发源.为简化起见,我们先制造了一个室温加热的钠靶丸.为避开处理稀有气体基体的复杂情况,Leo和我决定在进行光学粘胶实验之前,先将喷发源的原子减速,以增加冷却原子数.已有一些用激光使原子束减速的前期实验,但钠原子在进入原子陷阱之前必须减速到200～300cm/s的量级(基本停止).在1984年底,有两个小组获得了里程碑式的成功:一个是由BillPhillips领导的国家标准局马里兰州Gaithersburg分部,采用锥形磁场的方法(Prodan等,1985);另一个是由JanHall领导的国家标准局科罗拉多州Boulder分部(Ertmer等,1985).我们决定照搬Ertmer等的方法,采用电光发生器以产生频移边带.频移光束的方向面对钠表面发射的原子,当原子速度减慢时,改变光束频率以使光和多普勒频移的原子保持共振.Leo在电子学方面比我更擅长,负责项目中的无线电频率部分.我则着手制造一个宽带传输线光电调制器.在贝尔实验室工作的好处之一是在实验室中就能找到所需要的专家顾问.Holmdel贝尔实验室的光电调制器的研发在20世纪60年代就处于领先水平,到1983年我们依然是该领域的领头羊.通过阅读我的同事IvanKaminow(1974)的专著,我学习了如何制造光电调制器.我请LarryBuhl对调制器用的LiTaO3晶体进行切割和抛光.RodAlferness传授我有关微波阻抗匹配的知识,还给我提供了SMA发射器,用以将我的平板传输线调制器和Leo的电子部分相匹配.在决定用调频激光束进行原子预冷却的这一 第5期朱棣文:中性粒子的控制101方案一个月之后,我们拥有了一个可调式宽带GHz光电调制器和驱动器,能够开始将喷发源的原子进行预冷却.在1984年早春,Leo和我开始实验时,我们只有一个光秃秃的光学平台,没有真空室,也没有调制器.后来,JohnBjorkholm也加入我们的实验,他以前从事用聚焦原子束论证偶极力的工作.春末夏初时,我又聘请了刚从Rutgers毕业的AlexCable.他的正式身份是我的技术员,私底下是我的研究生.不到1年我们就发表了光学粘胶的论文(Chu,Holberg,等1985).两篇拦截原子束的报告(Ertmer等1985;Pordan等1985)也于之前1个月发表.我们实现光学粘胶的装置,有一个超高真空室,但不想花很长的烘干时间来达到高真空.因此做了一个涂敷有胶体石墨的冷却套.当冷却到液氮温度时,冷却套就是一个很有效的吸收泵:可以将真空室打开,而第二天又可以继续工作.快速的检修时间对我来说非常重要.既然错误在所难免,我总是希望一个仪器能够尽快地被修好.最初被光学粘胶捕陷的原子其停留时间有几十ms,但不久就将停留时间提高了一个数量级.令人惊奇的是,在实现光学粘胶一个星期之后,我们就可以不借助于光电倍增管,而直接用眼睛观察真空室了,这使我们大受鼓舞.在上述早期工作中,我们使激光束尽量按照相向传播的方向排列.1年后,偶然发现,方向错开的光束使停留时间大大地增加了.这种光束排列方式即所谓“超级光学粘胶”,将原子在空间停留线度从最初的1cm压缩到2mm.我们无法解释该现象,经过若干次实验后,将结果发表在一篇简短的会议文章中(Chu,Prentiss等1988;Shevy,Weiss和Chu,1989).在早期的光学粘胶工作中,我们意识到,测量原子共振线的多普勒展宽这种传统的测温方法,不适用于我们希望获得的温度.因而我们采用飞行时间法直接测量原子的速度分布.当原子在光学粘胶中达到平衡态之后,将激光束关闭一段时间.这时速度大的原子逃逸掉,而速度小的原子重新被光学粘胶捕获.这种方法可直接测量速度分布.我们开始测到的温度是185μK,比多普勒冷却理论的极限温度还稍低一些.那时我们犯了个基本错误:没有听从自然的召唤,而是过多地受到理论期望值的影响.我们臆造了一个有关原子填充光学粘胶方式的因子,使实验结果和期望值吻合.3光学捕陷的研究有了光学粘胶之后,我们开始探索各种方法实现我们最初的目标———光学方法实现原子捕陷.在我们有关光学粘胶的文章发表之前两星期,BillPhillips及其同事已经报告了用磁阱捕获钠原子(Migdal等,1985).虽然在我们首次实验中,原子在光学粘胶中的停留时间已达到0.36s,但光学粘胶并不能提供一个将原子推回陷阱中心的回复力.尽管已拥有一个很好的冷原子源,我们仍不清楚如何实现原子捕陷.这是因为:①由于所谓“光学Earnshaw定理”的非捕陷定理存在,严格基于散射力的光学陷阱似乎是不成立的.在研究用散射力实现原子陷阱的早期方案中曾提出这一定理(Ashkin和Gordon,1983).②我们认为由于强烈的受激热效应,由相向激光束形成的陷阱不能持续存在.③最后,由于陷阱容积太小,我们放弃了单聚焦激光束.在光学粘胶实验完成后不久,我们尝试实现一种由Ashkin(1984)提出的大容积交流光阱.实验失败了,几个月之后,我们开始试验一些替换方案.其中有一个是我们在1984年12月的某次会议中提出的另一种交流阱(Chu,Bjorkholm,Ashkin,Hollberg和Cable1985),我们希望找到更简单的方案.在1986年的某个冬日,我们开会讨论下一步工作.JohnBjorkholm重新提起Ashkin在1978年的论文中首先提出的单聚焦光束陷阱方案.我立刻表示反对,该陷阱容积太小.一个约1W的激光器聚焦以产生一个体积为-73610cm约5mK的深陷阱.光学粘胶中的原子密度为每立方厘米中有10个原子,如果陷阱周围的光学6粘胶中有10个原子,则陷阱中捕获的原子数还不到一个.整个研究小组被我说服了,同意单聚焦光束的陷阱不能实现.过了一两天,我突然意识到,能够被陷阱捕获的原子数将远远大于我最初的估计值.靠近陷阱的一个原子可能不会马上被捕获,但在光学粘胶之中做随机运动的过程中该原子将有多次机会落入陷阱内.这种陷阱果然实现了.我们可亲眼看到原子随机运动落入陷阱的现象.当落入陷阱中的原子比较多时,微小光点的亮度就增强.陷阱成功实现的那几天,我在大楼里跑上跑下,把人们拖进实验室共享我们的 北方交通大学学报第27卷102兴奋心情.我的导师ChuckShank表现了礼貌性的热情,但我不敢肯定在真空室窗口的反光和四周的荧光中他是否辨认得出真正信号.在我们陷阱成功后不久,ArtAshkin患流感病倒了.他后来告诉我:当他发烧卧床时曾经怀疑过我们陷阱实现是不是他发烧时的想象.我们希望将小光斑成像到光电倍增管,但极小的装配误差也会将周围光学粘胶中的杂光带入.我们能够亲眼看到原子,但用光电倍增管却得不到重复信号,这真令我们感到沮丧.后来我突发灵感:如果我们能够用眼睛看到信号,那我们也应该能够用摄像机把它记录下来,然后对录像带进行分析.一个当地的RCA代表,对这个实验很感兴趣,借给我们一个硅增强型摄像机.我们将原子捕获的文章包括捕获原子的静态照片发表在PhysicalReviewLetters上(Chu,Bjorkholm,Ashkin和Cable,1986).当原子捕陷的研究开始进行时,Art想要用单聚焦激光束捕获微米量级的玻璃粒子,作为原子捕陷规律的证明.他不是用光学粘胶,而是将一个硅小球放在水中.微米量级的小球比原子更易极化,Ashkin认为,如果将小微粒拉向光束焦点的轴向光强梯度能够大于将微粒推出陷阱外的散射力,则可在室温将其捕陷.这种大型的光镊很快就实现了,也使我们对原子阱的可行性更加充满信心(Ashkin,Dziedzic,Bjorkholm和Chu,1986).那时,我们谁也没有意识到这种玩具似的简单实验会有重要意义.在我们实现光阱后不久,我聘请了MarePrentiss成为本部门新的一员.她和我们一起进行超级光学粘胶的研究,这时我接到了DavePritchard从麻省理工学院打来的电话.他告诉我,他和学生EricRaab研究散射力陷阱而且可以避开光学Earnshaw定理(Ashkin和Gordon,1983).这个定理表明倘若散射力Fscatt和激光光强Ι成正比,则散射力陷阱不可能实现.证明很简单:¨·Fscatt=0,空间任何区域流入的净能流和流出的净能流相等.因此所有散射力作用线Fscatt指向稳定陷阱点的空间区域不可能存在.Pritchard、CarlWieman和他们的同事指出Fscatt∝I的假设并不是必须的(Pritchard,Raab,等1986).他们接着提出了能够产生稳定光阱的外部电磁场的可能组合.Raab在MIT实现散射力陷阱的工作中曾遇到很多困难,在放弃之前,问我们是否有兴趣合作.基本思路如图2所示,图2中相应于基态F=1,激发态F=2的一个原子的情况,这里F是角动量量子数.一个球型弱四极阱磁场能使由反向传播的圆偏振激光束照明的多能级原子的塞曼子能级发生分裂.由于微-+弱的塞曼移动,陷阱中心右侧的原子被光束优先光泵到mF=-1能级,一旦到达这个能级,对σ光和σ+光束散射率的之差使原子受到指向陷阱中心的净散射力.左边的原子将从σ光中散射更多的光子.既然激光束调谐为低于所有的塞曼分裂共振线,光学粘胶冷却仍然可以发生.该结论可直接推广到三维情况.图2原子的磁光陷阱(原图5a)要检验上述的想法所需要的只不过是在我们的装置中插入一对磁场线圈.我将一些冷却管绕成磁场线圈,但此时却不得不分身去帮AllanMills,KenNagamine及其合作者进行介子素的光谱实验,这是我早先答应他们的.几天后,光学粘胶装置又启动了,我在日本的介子研究室接到了Alex的电话,他兴奋得声音发颤.陷阱运行得非常好,和我们的偶极阱相比,原子云发出了令人眩目的光芒.我们原来的第一个陷阱78只能捕获不到1000个原子,而他们捕获的原子达到10到10量级(Raab等,1987).最初的陷阱理论是由ClaudeCohen2Tannoudji的学生JeanDalibard提出的.DavePritchard在一次讲话中谈到如何避开Earnshaw定理,这启发了JeanDalibard提出陷阱理论.我在巴黎打电话给Jean,告诉他我们的文章中将出现他的名字.Jean既高兴又谦逊,他感到署名为合作者对他不合适,因为他并没有参加任何工作.磁光阱(简称MOT)立刻激起了不断增大的从事冷却和捕陷工作的研究组的巨大兴趣.CarlWieman 第5期朱棣文:中性粒子的控制103的小组发现原子可直接从稀薄气体中装入陷阱,而不需要原子束减速的中间过程(Monroe等,1990).增大10陷阱所使用的激光束,KurtGibble和我发现所捕获的原子数可以达到4×10量级(Gibble,Kasapi和Chu,1992).WolfgangKetterle,Pritchard等(1993)发现,将再泵浦光束限制在陷阱中心从而减少该区域的散射光,可使MOT中的原子数密度显著增加.受此启发,我和同事在斯坦福发现只需在光学粘胶的最后阶段关断再泵浦光,可大大提高MOT中低温原子的密度(Lee,Adams,Kasevich和Chu,1996).MOT的发明和发展说明了激光冷却和捕陷领域是如何从全世界科学家相互融合的思路和相互合作中成长起来的.因此,我发现在进行大多数激光冷却原子实验时,以磁光阱作为研究起点是非常适宜的.4再次关注光学粘胶1987年冬天,我决定离开贝尔实验室这个象牙塔,受聘为斯坦福大学的教授.当我离开贝尔实验室时,我们刚刚实现磁光阱,显然这种陷阱是进行一系列实验的理想起点.我在1987年秋天来到斯坦福,不知道要多长时间才能建立起一个新的研究队伍.BillPhillips和ClaudeCohen2Tannoudji组建起强大的科研队伍,在斯坦福却不能照搬他们的做法.DavePritchard在MIT也培养了一个有实力的科研小组.其它原子物理方面的“本垒打”专家诸如CarlWieman和AlainAspect刚刚踏入这一领域.这样,我不得不重新开始,一面编写研究方案,一面约见未来的研究生.如果我事先仔细考虑过建立一个新实验室要面对这样的挑战,也许我就不会离开贝尔实验室了.如同我人生历程的很多阶段一样,这次工作变动也许不是一次聪明的选择,但却是一次幸运的选择.从1988年到1993年,我进入了自己科学生涯当中最多产的一段时期.我的第一批研究生有3人,他们是MarkKasevich,DaveWeiss和MikeFee.我还带了两个博士后YaakovShevy和ErlingRiis,他们俩在我到斯坦福的第1年就加入了我的研究小组.1988年1月,Dave和Yaakov在我们原先用来实现光学粘胶和偶极阱的真空室中实现了磁光阱.我们计划对光学捕陷的技术进行改进,用激光冷却和捕陷的新技术探索冷原子可能产生的新的物理学研究领域.Mark和Erling建造了另一个真空室,用于研究原子在冷表面的量子反射.当我还在贝尔实验室时,AllanMills和PhilPlatzman引起了我对超冷原子量子反射的研究兴趣.这个问题可简单概括如下:设想一个德布罗意波长较大的原子,入射到一个理想的短程的引力势能区.在通常情况下应该有透射波和反射波,但是当德布罗意波长大于引力势能区的线度时,却得到和直观相反的结论,即反射概率趋于相同.真实n的表面引力势具有1/z的形式,没有长度限制.靠近表面的原子受到范德瓦耳斯吸引力的作用,其形式为341/z,若距离较远,由于Casimir曾讨论过的“推迟势”的影响,引力势变为1/z的形式.当计入非弹性散射情况时还有更精细的结果.这个问题吸引了大批理论科学家和实验科学家的注意.由于当时一个震惊激光冷却领域的发现,我的研究计划被取消了.1987年,一些其它研究小组也在实验室中实现了光学粘胶,并测量到接近估计极限值的原子温度(Sesko等,1988;Phillips,私人通信).1988年春,BillPhillips及其同事报告了钠原子在光学粘胶中能够冷却到远远低于理论所预言的极限温度.NIST小组报告光学粘胶中钠原子温度冷却到43±20μK,并且在该温度下不再遵循频率依赖关系的理论估计(Lett等,1988).实验结果太惊人了,他们采用了3种不同的飞行时间法来确认该结果.在几个月内,由Wieman、Cohen2Tannoudji和我领导的3个独立研究小组分别证实了光学粘胶中的钠原子和铯原子能够被冷却比多普勒极限低得多的温度.这些实验结果非常令人吃惊,但在这之前就有线索表明其中有些差错.从1986年起我所在小组开始在会议上讨论“超级光学粘胶”的问题.1987年在瑞典Are举办的激光光谱年会上,NIST研究小组报告了光学粘胶的寿命,指出寿命的频率依赖关系和在我们最早的光学粘胶论文中提出的(Gould等在1987)简22单公式〈x〉=2Dτ/α所预测的结果有很大差异,这个小组还发现,陷阱在光束不平衡时比预想的更稳定.当我们正陶醉在冷却和捕陷原子的成功时,科学界并没有进行过光学粘胶属性的基本测量实验,这一点我应当负主要责任.在1988年6月底,Claude和我在意大利Torino参加关于自旋极化量子系统的会议.在会上,我做了一个综述报告介绍了当时激光冷却方面的惊人发现(Shevy,Weiss和Chu,1989).报告后,Claude和我一起吃午饭,我们将实验室中的发现进行了比较.我们认为预测二能级原子最低温度的理论无可非议,更低温 北方交通大学学报第27卷104度的出现是由于我们所使用的原子是具有塞曼子能级和超精细分裂的真实原子.既然铯原子(Δνnfs=9119GHz)和钠原子(Δνnfs=1.77GHz)都能冷却到均方根速度相当于反冲速度4～5倍量级的温度,νrecoil=¶k/M,k=2π/λ,我们预感冷却机制可能和塞曼子能级有关,而和超精细结构无关.那时我们还了解到要获得最佳冷却,磁场应减小到小于0.05高斯.这次会议后,Claude返回巴黎,我安排在欧洲再做几个报告.我的下一站是慕尼黑,在那里,我告诉TedHansch我认为必定是光学泵浦效应.对于光泵浦我知之甚少,因此我花了半天时间在当地物理图书馆阅读有关知识.正当我越来越失去信心时,突然看到一篇文章谈到“Cohen2Tannoudji态”,我开始认识到Claude和Jean能够更好地解决这个问题.离开慕尼黑后我来到比萨,做报告介绍了我们在正电子素和μ介子素的光谱工作(Chu,1989;Fee,Millss,等,1993;Fee,Chu,等,1993;Chu,Mills,Yodh,等,1988).在那里,我终于认识到光学粘胶如何将原子冷却.一位科学家在报告中直觉性的论述启发了我,他说“⋯原子的偏振沿着驱动光场的方向⋯”.这段话提醒我用一个球棍模型来思考原子,好象用缓慢衰减的谐和力将一个电子(云)和原子核连在一起.我认识到冷却是光泵浦、光能级位移和光学粘胶中不同空间位置偏振变化等因素的综合结果.线偏振的激光场驱动原子云上下运动,圆偏振的光场驱动原子云做圆形运动.光学粘胶中x,y,z方向光束中都有相互垂直的线偏振光,而各处光场的偏振态均不同.举个简单的例子,考虑一维情况,两束偏振方向相互垂直的线偏振光波沿相反方向传播.依据原子的空间位置,电子云要做椭圆形螺旋运动.另一个要考虑的效应是交流斯塔克光位移.有光存在时,原子的能级将发生位移,位移量和光的耦合+强度成正比.设想一个原子的角动量F=2,处于低于共振的σ光场中.该原子将被泵浦到mF=+2能-级,在光场中的内能将降低.如果移动到σ的光场,跃迁概率将变得很小,所以交流斯塔克移动也很小.对+--于钠原子,mF=+2的能量在σ光中比在σ光中降低到1/15以下.因此,原子移动到σ区域来获得内能.内能的增长必然带来动能的消耗.最后一点是在新区域中的原子将泵浦到mF=-2状态.这样,原子由于光泵浦又到达一个较低的能级.原子整体损失能量,自发辐射的光子相对于入射光子有轻微的蓝移.偏振梯度冷却是与发生在两反向传播激光束中二能级原子的冷却机制相联系的.对于光强很小的情况,我们直觉上认为原子受到的是两束独立光束的散射力,正如Hansch和Schawlow曾讨论过的那样(1975).然而在强光作用下,受力符号相反,对于正失谐情况原子获得冷却力.对于这种冷却力,Gordon和Ashkin曾研究过在低速极限下各种光强的情况(Gordon和Ashkin,1980),而Minogin和Setimaa研究过强光极限下各种速度的情况(1979;Minogin,1981).Dalibard和Cohen-Tannoudji曾给出基于着衣原子(dressed-atom)描述强光极限下的冷却力的物理解释(1985).他们认为,当原子进入驻波光场后,消耗动能从而获得内能.获得的内能通过自发辐射消耗,就象当原子处于内能最大值的情况时一样.原子跃迁时,多数情况会落入着衣态(dress-state)势垒的底部.在AlbertCamus之后,Jean和Claude将这种冷却机制称为Sisyphus冷却,Sisyphus是希腊神话中的一个人物,他被宣判将一块巨石推往山顶,重复不断直到永远.这种新的冷却机制赋予“光学粘胶”这一名称更深远的意义.最初,我认为molasses一词代表低温下的粘稠液体“:像一月份的蜜糖那样粘稠”.现在对它有了新的理解,光学粘胶中的冷却机制包括两部分:速度大时,原子受到一种粘稠的拖曳力的作用;速度小时,多普勒位移可忽略不计,而光泵效应占主要地位.原子好象在光学粘胶的沼泽中行走,每迈一步就落入一个更低的能级.下一步需要能量把脚从沼泽中拔出,随着脚在沼泽中越陷越深,原子的能量也逐渐耗尽.比萨的会议在星期五结束,星期六我前往巴黎参加国际原子物理大会.周日下午,Jean和我会合并一起讨论.Jean、Claude和我对于冷却机制很快得出了相同的结论.Jean应邀在会上做了一个关于他们的模型的综述报告(Dalibard,Solomon,等1989),会议慷慨地给了我一个机会,让我在报告截止后的一小段时间,对新的冷却机制给出了我的报道(Chu,Weiss,等1989).对于偏振梯度光场中激光冷却的详细报告,发表在1年后JOSAB(美国光学学会学报B辑)上的关于冷却和捕陷的专刊上.Dalibard和Cohen2Tannoudji(1989)对简单模型给出了精致的量子力学处理.按照反+-向传播的激光束中包含的是相互垂直的线偏振光还是σ-σ光,他们讨论了两种不同类型的冷却.并推导出冷却力和动量扩散(加热)做为失谐、原子线宽、光泵时间等这些实验参数的函数,可以在实验中检验.在同一专刊中,我的研究生和我也发表了我们对于Sisyphus冷却机制的解释(Ungar等,1989).为得 第5期朱棣文:中性粒子的控制105到定量的计算结果以便和实验结果比较,我们采用推广的光学Bloch方程对钠的基态(F=2)到激发态(F=3)跃迁计算了冷却力.对于Dalibard和Cohen2Tannoudji提到的两个简单偏振组态的情况,我们推导出定态冷却力与原子速度的函数关系,我们的结果是对于钠原子的结果而不是对于模型系统的结果.但是我们认为定态力不能用于估计速度分布,光学粘胶中原子对偏振梯度的瞬时响应是非常重要的.我们文章中的弱点是在处理动量扩散时我们有一个特设(adhoc)的假设,而对于速度分布的蒙特卡罗算法对于这些假设中的细节是非常敏感的.在此以后,已经发展了更为严格的量子蒙特卡罗算法.在另一篇相关的实验论文(Weiss,Riis,Shevy等,1989)中,我们对于上述理论文章涉及的激光场中冷+-却原子的非热运动速度分布进行了测量.我们还测量了在σ-σ光场中冷却原子的速度分布.在这些条件下,钠原子将光泵到一个包含3S1/2,F=2,mF=+2及3P3/2,F=3,mF=+3态的有效二能级系统.这种能级分布使我们能够在实现多普勒冷却的3年后最终证实了先前估计的二能级系统频率和温度的依赖关系.在进行实验的过程中,DaveWeiss发现了磁致冷却(Weiss,Riis,Shevy等,1989),可以用Sisyphus型的效应和光泵来解释(Ungar等,1989).HalMetcalf及其同事更为深入地研究了这种冷却机制(Shang等,1990).NIST对于亚多普勒温度的发现表明基于多普勒效应的温度极限并不是一个真正的温度极限.激光2冷却的根本极限是什么?有人认为可能是反冲极限kBT～(pr)/2M,因为从原子中自发辐射的最后一个光子将导致这个量级的随机速度.但这一屏障是可以绕过的.例如,一个被陷阱牢牢捕获的离子可利用陷阱的物质吸收反冲动量.由Dehmelt和Wineland提出(Delmelt,1990)并由Wineland及其同事(Diedrich,1989)实现的所谓边带冷却方法,原则上能将离子冷却,使得在能级差为ΔE的两个能态上的少数分布所-ΔE/kT对应的有效温度Teff低于反冲温度,Teff由e定义.对于自由原子,仍然可能将原子群冷却,采用速度选择技术从而使其速度展宽小于光子的反冲速度.EcoleNormale小组设计了一个灵巧的速度选择方案,其依据是一个他们称之为“速度选择相干布居捕陷”的过程(Aspect等,1988,1989).在他们最初的工作中,将亚稳态的氦原子束沿着一维方向冷却到2μK,约比单光子的反冲温度低到1/2倍.当速度选择光开启时,经过速度选择的原子的有效温度大体上随着时间的平方根而降低,因此冷却时间越长,获得的温度越低.在后续的实验中,他们用光学粘胶对原子进行预冷,并且在二维和三维的方向得到了低得多的温度(Lawall等,1995).值得重点强调的是这种方法没有严格的冷却极限:冷却时间越长,速度展宽越小.但是在最终的冷却温度和能够冷却到该温度的原子数之间有一个平衡,因为当速度空间越来越小时,原子的随机运动将越来越困难.最终,由于在速度选择状态的原子数开始减少,速度选择冷却将变成对速度的“选择”.5激光冷却和捕陷的应用在研究偏振梯度冷却的时候,我在斯坦福由3个研究生和1个博士后组成的小组开始应用这些新发明的冷却和捕获技术,但就连这些计划不久也取消了.在偏振梯度光学粘胶冷却的研究工作完成后,ErlingRiis、DaveWeiss和KamMoler构建了一个二维磁光阱,对慢原子束中的钠原子进行收集、进行三维冷却并在沿轴向离开陷阱之前进行径向压缩(Riis等,1990).这种“光学漏斗”将原子束的相空间密度提高了5个数量级.用铯原子束注入适当的移动偏振梯度光场中,有可能再提高5个数量级.Ertmer和同事研究出磁光阱的二维压缩冷却方案(Nelleson等,1990).这两个实验证明激光冷却容易用来实现原子束聚焦,不受光学中“亮度定理”的限制.在我们的另一个真空室中,MarkKasevich和ErlingRiis的任务是制造一个原子喷泉,作为量子反射实验的第一步,这是Mark的学位论文内容.基本思想是使原子做垂直上抛运动,形成水平速度很小的原子喷泉.当原子到达顶点时,将碰撞一个竖直方向的表面.在他们开始做这个实验时,我告诉他们这是一系列“速成实验”的开头.“速成”是指快速改变研究方向,估计只用几个星期,第一个研究方向是转向用原子喷泉进行做精细的光谱研究.在20世纪50年代.Zacharias曾试图通过使原子束做垂直上抛运动而制造一个原子喷泉.尽管大多数原子能够撞到真空室的顶部,但麦克斯韦分布中速度很慢的原子由于重力作用将沿弹道轨迹回落到发射位置.Zacharias实验的目的是用铯原子钟中采用的Ramsey分离振荡场技术激励喷泉中的原子(参见 北方交通大学学报第27卷106Ramsey,1956).初始在|1>态的原子在上升过程中将进入微波腔并被激发到两个量子态|1>和|2>的叠加态.在叠加态,两个态的相对相位按照频率¶ω=E1-E2旋进.当原子在下落过程中经过微波腔时,再次受到微波场的辐照.如果微波发生器恰好调谐为原子频率ω,第二个脉冲将原子完全激发到态|2>.如果微波源和原子的相位相差π弧度(半个周期),原子在第二个脉冲作用下将会回到态|1>.若两个激励脉冲的时间间隔为Δt,跃迁的振荡“线宽”Δωrf满足ΔωrfΔt=π.上述性质是海森堡不确定关系的一种表现:能量的不确定度ΔE乘以时间的不确定度Δt将大于普朗克常数ΔEΔT≥¶.相对于有水平移动的热粒子束常规原子钟原子喷泉将测量时间增加两个数量级以上.Zacharias希望测量由爱因斯坦预言的重力场红移:把相同的钟分别放置在重力场中不同高度的位置,这些钟之间有相对频移.原子喷泉钟在轨道运动期间,将记录比驱动微波腔的固定微波源更短的时间.不幸的是Zacharias的实验失败了.麦克斯韦-玻耳兹曼分布中速度较慢的原子被从后面赶上来的速度较快的原子散射,而不会回到微波腔.该实验的失败在多方面值得关注.进行这个项目的研究生和博士后仍然找到了不错的工作,其实验思想也留在了物理学家的头脑中.采用我们的激光冷却原子源建造一个原子喷泉是很容易的(Kasevich,Riis等,1989).原子首先聚集在磁光阱中,然后受到下方另一激光束的推动而向上发射.在轨道顶端用两个间隔0.25s,线宽为2Hz的微波脉冲照射原子束.IBMAlmaden研究中心的RalphDevoe也加入我们的实验并在微波技术方面提供了许多必要的帮助.用我们建造的原子喷泉,9我们测量了钠原子基态的超精细分裂,精度达到10.偏振梯度冷却理论提出后,我们意识到有更好的方法发射原子.利用下方一束激光的推动,散射光子的随机反冲将使原子加热.但是,改变光学粘胶中激光束的频率,以使偏振梯度处在相对于实验室系运动的参考系中,动系中的原子将冷却到偏振梯度温度.原子可以精确的速度发射,而其温度并不升高(Weiss,Riis,Kasevich等,1991).AndreClairon及其同事建成了第一个铯原子喷泉(Clairon等,1991).KurtGibble和我分析了提高原子喷泉频率标准精度的可能性,认为碰撞造成的相移可能是制约原子喷泉钟极限精度的因素(Gibble和Chu,1992).然后我们着手建造一个原子喷泉频率源,其短期稳定时间优于标准实验室中基本铯原子的标准值(Gibble和chk,1993).在这项工作中,我们还测量了喷泉中超冷碰撞造成的频移,这可能是限制铯原子钟精度的系统效应.Clairon领导的小组最近又提高了短期稳定的时间.更重要的是,他们获得的精度估-15Δν/ν≤2×10精度受到氢—微波激射器标准稳定时间的限制(Ghezali等,1996).这样一个原子钟如果从宇宙诞生之日起开始计时,到150亿年后的今天,其误差小于4min.原子喷泉完成后“,速成实验”的下一步是证明来自隐失波的原子的正入射反射.Balykin等(1998)用从玻璃棱镜中引出的隐失光波使原子束偏转一个小角度.如果把光束频率调谐到高于原子共振频率,感应出的偶极子p将和驱动场失相.能量为-p.E的原子受到偶极力作用从光场中被排斥开.用激光冷却原子实现常规入射反射,是研究量子反射必须跨出的第一步.用我们的慢速原子,我们希望实现“原子蹦床”陷阱,使激光束从平凹透镜反射形成弯曲波面,而原子从光的弯曲波面发生反弹.不幸的是,我们所用的透镜产生很多散射光,散射光雾将原子“托起”,使我们看不到反弹的原子.Mark订购了一个优质透镜,我们安心于从dove棱镜的表面产生的反弹原子(Kasevich,Weiss和Chu,1990),并期待着等透镜一到货即可完成这项工作.但我们最终也没有用到Mark买的透镜,因为我们的研究又转到另一个令人激动的方向.几年后,Cohen2Tannoudji的小组实现了蹦床陷阱.在等待透镜到货期间,我们开始考虑量子反射实验的下一步工作.原子速度在水平方向的展宽由瞄准狭缝决定,但我对这个计划并不满意.量子反射实验需要其速度展宽相应于几个μK有效温度的冷原子.考虑到限制在磁光阱中原子团的有限大小,过窄的瞄准狭缝将使原子通量大为减少.更重要的是,瞄准狭缝将导致原子团发生衍射.在某一次做完报告回家途中,速度选择问题的解决方法突然出现在我的脑海中.我们可以利用多普勒效应代替瞄准狭缝实现速度选择.通常,多普勒灵敏度受到光跃迁线宽的限制.但假如我们能够用激光束在两个基态能级之间产生频率为ν1和ν2的双光子跃迁,则不存在相应于激发态的线宽.如果频率ν2由电光调制器发生,并满足ν2=ν1+νrf,由于跃迁取决于频差ν2-ν1=νrf,则激励激光束的频率抖动将不产生影响.线宽Δν将受到发生双光子跃迁的跃迁时间Δt的限制,而我们的原子喷泉将提供足够的时间.尽 第5期朱棣文:中性粒子的控制107管共振取决于频率差,而反向传播的激光束其多普勒灵敏度取决于频率之和.这个想法将使我们得到相当于紫外跃迁的多普勒灵敏度,而对于微波频段的频率控制是不难实现的.在对原理进行证明的实验中,我们产生的原子群其速度展宽为270μm/s,相当于一维有效温度为24pK,德布罗意波长为51μm(Kase2vich,Weiss,Riis等,1991).我们还将多普勒灵敏度用于速度分布的测量,分辨率达到nK以下.1990年,我们意识到有几个研究小组正在利用机械狭缝或衍射光栅尝试实现基于原子衍射的原子干涉仪,他们的努力启发我们用不同的方法研究原子干涉度量.我们认为当一个原子发生跃迁时,其多普勒灵敏度和受到的反冲之间存在一一对应的关系.发生在反向传播激光束中的双光子拉曼跃迁,其反冲为Δp=¶keff,其中keff=(k1+k2),正是这种反冲效应使我们设计出一种新型的原子干涉仪.如果一个原子其动量为p状态为|1>,用量子态表示为|1,p>,受到所谓“π/2”脉冲相干光的激发,原子被驱动到两个态|1,p>和|2,p+¶keff>的相等的态加态.经过一段时间Δt,两个波包将分开(¶keff/M)Δt的距离.π脉冲的激发导致态|1,p>的原子产生|1,p>→|2,p+¶keff>跃迁,而态|2,p+¶keff>的原子产生|2,p+¶keff>→|1,p>的跃迁.又经过一段时间Δt后,两部分原子一起回来,相对于原子有适当相移的第二个π/2脉冲可以将原子进入|1,p>或|2,p+¶keff>态.这种原子干涉仪是光学Mach2Zehnder干涉仪的原子模拟,和Borde(1989)首先提出的原子干涉仪有紧密联系.Borde和Helmcke所领导的PTB小组合作,使用这种干涉仪测量旋转(Riehle等,1991).到1991年1月,在我们开始观察到干涉条纹后不久,获悉由JurgenMlynek(Carhal和Mlynek,1991)领导的Konstanz研究组实现了杨氏双缝型的原子干涉仪,而DavePritchard(Keith等,1991)带领的MIT研究组在光栅干涉仪上也获得了成功.我们没有用热原子束,而是将干涉仪建立在激光冷却原子喷泉的基础上.我们的设备具有长测量时间因而能够进行更为精确的测量,在论文投稿之前我们想先用这个原子干涉仪做一些测量工作.当我们正在考虑用这个干涉仪能够方便的测点什么的时候,Mark偶然发现:原子干涉仪显示的相移2和Δt成比例,Δt为π/2和π两个脉冲之间的延迟时间,由此推断相移是由原子受到重力产生加速引起的.加速的原子相对于实验室系传播的激光在重力加速度g方向将发生多普勒移动.尽管激光束表面上沿水平方向传播,几个毫弧度的方向偏差所产生的相移使我们很容易地进行观察.采用量子力学中费恩曼路径积分方法,我们对于这种相移进行了分析,在我们原子干涉仪的第一篇文章中有简单介绍(Dasevich和Chu,1991),在后续的文章中有更详细的介绍(Kasevich和Chu,1992;Moler等,1991;Young等,1997;Peters等,1997).Storey和Cohen2Tannoudji也发表了一篇很好的文章介绍这种方法(Storey和Cohen2Tannoudji,1994).考虑一束激光沿着引力方向传播的情况,如图3所示.原子的相移-iSl¶包含两个部分:①自由演化相位项eCI,其中SCI=∫Ldt是沿经典轨道的演化;②光和原子相互作用Γ产生的相位项.对这两种路径积分表明,自由演化项对干涉仪两臂之间的净相移没有贡献.根据原子在进行|1,p>-i(kz-ωt)→|2,p+¶k>的跃迁时需要一个相位因子eL,其中z是原子的垂直位置,kL=k1+k2是有效光矢量,这样可计算出光和原子相互作用产生的相移部分.|2,p+¶k>+i(kz-ωt)→|1,p>的跃迁会增加一个相位因子eL.如果原子不发生跃迁,则相移为1.如果kL平行于g,处于较高路径的原子由于光的作用相位为φupper=kL·(zA-zB),而处于较低路径的原子由于光的作用相位为φlower=kL·(zB′-zC).若没有引力,zA-zB=zB′-zC,两条路径之间图3基于光脉冲的一个原子干涉仪(原图8)2则没有净相移.但在有引力的情况下,zB-zA=gΔt/2,22而zB′-zC=3gΔt/2.因此净相移为Δφ=kLgΔt.注意我们是在时间域中测量加速度:我们记录的是经过一段时间Δt后的相位改变Δφ=kLΔz.考虑两部分原子间的相位相对于光在C点相位,可得到干涉仪的相移.如果光和原子同相,第二个π/2脉冲将使原子返回|1,p>态.如果光和原子相位差π,原子将进入|2,p+¶k>态.因此可由两个态的相 北方交通大学学报第27卷108对布居数测量相移.用原子喷泉可获得长的相干时间Δt,因此可得到很大的相移.例如Δt=0.2s,干涉仪两臂之间累积6相位差可超过4×10周期.在我们第一篇原子干涉仪的文章中,我们测得重力加速度g精度达到Δg/g-6-8=10,而对振动隔离改善之后,精度可达到Δg/g<3×10(Dasevich和Chu,1992a).经过若干改其中进包括采用一个更加稳定的振动隔离系统(Hensley,Peters和Chu,1998),我们可以在Δt=0.2s内得到-10高对比度为1的干涉条纹,而测量精度也提高到10(Peters等,1997).在我们第一个原子干涉仪测量完成后不久,MarkKasevich提出了一种利用受激拉曼跃迁冷却原子的方法(Kasevich和Chu,1992b).Raman跃迁的线宽由发生跃迁的时间所决定,我们的方法是把一束速度展宽很小的原子放入已经由偏振梯度冷却的冷原子群中.原子首先以光学方式泵浦到某个超精细态|1>中.用|1>→|2>的拉曼跃迁推动部分原子向着v=0的方向.改变每个后继脉冲的频率差ν1-ν2,速度分布中不同组的原子都向着v=0的方向.该方法和用作减慢原子束速度的“频率啁啾”冷却方法相类似,主要差别在于拉曼脉冲允许更高分辨率的多普勒灵敏度.在每个拉曼脉冲之后,再用一个脉冲将原子泵浦回到态|1>.在这个过程中,原子会自发辐射一个或几个光子,速度保持在v=0附近.可调整光脉冲使散射速度接近v=0的原子进一步激发的概率很小.这种冷却方法类似于相干布居陷阱,区别仅在于速度空间的运动总是朝着v=0的方向.在上述冷却方法首次实现时,我们在一维把钠原子冷却到0.1Trecoil以下,接近v=0的原子数增加了8倍.在后来的工作中,我们将这种冷却技术扩展到二维和三维(Davidson,Lee,Kasevich和Chu,1994).这种冷却技术也适用于光偶极阱.Phillips的研究组(Rolston等,1992),DanHeinzen的研究组(Miller等,1993)实现了远离共振的偶极陷阱,我们受到启发,重新开始对偶极阱的研究.这种陷阱大大减少了由于陷阱光束散射造成的发热.非耗散偶极阱有相当多的用途.在蓝色失谐光形成的陷阱中(蹦床陷阱的后代),我们发现即使有几百次的反弹,原子干涉仍能够保留4s时间(Davidson,等,1995).在由两束交叉光束形成的红色失谐偶极阱中,我们还实现了蒸发冷却(Adams,Lee,Davidson等,1995).在红色和蓝色失谐偶极阱中都能够实现拉曼冷却(Kasevich,Lee等,1996;Lee,Adams,Kasevich和Chu,1996).最近我们在6蓝色失谐偶极阱中用拉曼冷却方法把超过10个原子冷却到Trecoil以下.这个数据距离实现玻色凝聚必须的数值相差大约300倍,但比“暗点”磁光阱的相空间密度提高了400倍.糟糕的是发热过程使我们不能在光阱中通过蒸发冷却实现玻色凝聚.最近WolfgangKetterle和他的同事们把一个用磁阱产生的玻色凝聚态载入一个光偶极阱中(Stamper2Kurn等,1998).他们用这个陷阱发现了钠的Feshbach(1962)共振(Moerdijk等,1995),在Feshbach共振中s波的散射长度会改变符号.由于这种共振的宽度只有一个高斯,用非磁陷阱进行测量十分简便.在高精度原子干涉度量学中,光阱还可用于在磁场敏感的状态中约束玻色凝聚态.我们对于受激拉曼跃迁中微小速度改变的测量给出了原子干涉仪的另一个用途.如果原子吸收一个动量为pr=hν/c的光子,原子受到的冲量为Δp=MΔv.而h/M=cΔv/ν,既然Δv能够被测量,对h/M的精确测量也成为可能.认识到这种可能性后,我打电话给NIST的BarryTaylor,询问这种对于普朗克常数的独立测量能否建立一个原子质量标准.他回答说对于h/M的精确测量的第一个应用应该是得到精细结构常数α的更精确的数值,因为α可以表示为2α=(2R∞/c)(mp/me)(Matom/mp)(h/Matom).上式中所有各量都能以频率或频移的形式精确地测量.DaveWeiss的论文方向转为用我们近期得到的多普勒灵敏度对h/M进行测量.他选择的干涉仪结构是以前将Ramsey技术推广到光学领域所用的干涉仪结构(Borde,1989).如果使用两套π/2脉冲,端点移动,则可实现两个干涉仪.端点移动量可根据两个干涉仪相对布居数的相位差测得,类似于我们对重力加速度的测量方法.在两对π/2脉冲之间夹入若干个π脉冲可使端点的移动增加.Dave和BrentYoung合7作,得到的分辨率约为10h/MCs(Weiss,Young和Chu,1993,1994).在上述工作中,观察到的系统效应为610,但我们没有花很多时间去理解这些效应,而是决定研究一种新的垂直结构的原子干涉仪来测量h/M.我们没有采用从失谐拉曼脉冲中获得的动量脉冲,而是采用Klaus及其合作者提出的绝热传输方法 第5期朱棣文:中性粒子的控制109(Gaubatz等,1988).这种方法的好处在于它对诸如强度及对失谐(脉冲产生不利影响的频率等实验参数的微小改变不敏感.我们还发现在一个严格的三能级系统中采用绝热传输方法,可以消除另一个潜在的不利因素,即失谐Raman跃迁中发生的acStark移动(Weitz,Young和Chu,1994a).考虑一个有两个基态能级和一个激发态能级的原子.Bergmann等发现重新对角化的原子/光系统中存在一个和激发态无关的“暗”本征态.例如,简单说来,A1=和A2=振幅相等,其中HEM是描述光/原子相互作用的哈密顿函数.初始状态为|g1>的原子仅当受到ω2光的照射时位于“暗”本征态.如果逐渐增加ω1光的强度,直到两者相等“,暗”本征态将绝热地进入1/2(|g1>-|g2>)态.如果此时去掉ω2光,只留下ω1光的照射,原子将进入|g2>态.这样原子从|g1>态即可不通过激发态到达|g2>态.Bergmann的工作启发了Marte,Zoller和Hall(1991),他们提出这种传输过程也可用于引起原子的动量改变.MarePrentiss(Lawall和Prentiss,1994)和BillPhillips(Goldner等,1994)的研究组不久就实现了这种跃迁.在这些实验中,时间延迟光脉冲的产生是通过使原子横向通过空间分布的激光束.对于原子喷泉中的慢原子,我们能够用声-光调制器独立地改变每个原子束的强度.有了这种自由,我们实现了采用绝热传输方法的原子干涉仪(Weitz,Young和Chu,1994b).在不同的光/原子相互作用点,需要不同形状的光脉冲.例如第一个“绝热分束器”需要首先打开ω2,但把ω1和ω2同时关闭,而第二个作用点要把ω1和ω2同时打开,然后首先关闭ω1.用绝热传输干涉仪,我们将两个原子干涉仪的动量分开达到-250¶k动量单位,而没有发生明显的信号衰减.-9最近我们用原子干涉方法测量h/MCs,得到了2×10的分辨率(1ppb/α值),相应的速度分辨率为15小于每秒中原子直径的1/30.在多普勒光谱学中,这种分辨率相当于对频率10Hz其多普勒位移小于100μHz.在过去的5个月中,我们一直在寻找系统效应,在h/M的测量值发表之前还要进行一些余下的测试工作.在不久的将来,对于其它需要α值的测量工作,诸如测量质量比me/mp和mp/MCs,铯原子D1-9线的频率测量等,其精度将提高到1×10.令人惊叹的是,几种测量α值的最精确的方法正是3个诺贝-9-9尔奖的直接应用:约瑟夫森效应(56×10),量子霍尔效应(24×10)以及使离子阱测量与采用QED(量-9子电动力学)计算的电子磁矩相等(4.2×10).6在原子物理中的其它应用前面我仅从个人角度,例举了许多激光冷却和原子捕陷新技术中的一小部分应用,实际上这一新技术具有广泛的应用领域.该技术已经应用在非线性光学和量子光学实验中.激光冷却的原子广泛应用于超冷碰撞的研究.可用放射性元素来更精密地研究弱相互作用的宇称不守恒效应,以及对时间反演不变性的破坏的更深入探索,原子陷阱为这些研究提供了希望.冷原子技术一个特别引人注目的应用是EricCornell、CarlWeiman及其同事们实现了稀薄气体中的玻色凝聚(Anderson等,1995).后来WolfgangKetterle(Davis等,1995)及RandyHulet(Bradley等,1997)的小组也分别实验成功.这一新的物质状态的产生使科学家们激动地发现用激光光谱学的有效诊断方法研究量子气体的集体效应成为可能.正如激光冷却和捕陷导致相空间密度增加开创了一系列新的研究领域一样,玻色凝聚态原子相空间密度的增加也将开拓一系列新的应用领域.7在生物学和高分子科学中的应用1986年,世界为原子捕陷而惊喜.当时,ArtAshkin开始研究用光镊捕获微米尺度的微粒.在胶状烟草花叶病毒实验中(Ashkin和Dziedzic,1987),他看到了样品中微小的透明物体.他冲进我的实验室,激动宣布他“发现了生命”.我来到他的实验室,心想这几年的刺激最终感动了他.在他的实验室中由显微镜物镜将一束氩离子激光聚焦到一个石头水槽中.另一边是一个老式Edmund科学显微镜.我向显微镜中看去,却看到了我自己的眼睫毛,再努力看进去,偶尔看到有一些透明的物体.这些物体随着我眼睛的眨动而漂来漂去.Art使我确信里面的确有一些物体不会随着眼睛眨动而移动.确实,水中有一些被俘获的东西,当关掉激光束后就游开不见了.Art在他的仪器中发现了病菌,真正的病菌,从他的样品小珠和水中生长 北方交通大学学报第27卷110出的细菌.他的发现导致其它的实验也很快实现.用聚焦到每平方厘米兆瓦量级的红外线可将活的e2coli细菌和酵母菌毫无伤害地俘获好几个小时(Ashkin,Dziedzic和Yamane,1987).其它工作包括对植物细胞和原生动物内部细胞的操控,以及对粘弹性细胞质的拉伸(Ashkin和Dziedzic,1989).不久SteveBlock和HowardBerg采用光镊技术研究鞭毛马达的机械性能(Block,Blair和Berg,1989),MichaelBurns和同事们用光镊控制活的精子(Tadir等,1989).分子尺度的物体也可用光镊进行控制.Block等将低浓度的kinesinmotor分子喷洒到小球上,并将小球放置到微导管上.当kinesin由ATP激活后,可测出单个kinesin分子产生的力和位移(Block,Goldstein,Schnapp,1990;SvobodaBlock,1994).JeffFiner,BobSimmons和JimSpudich(1994)用我们实验室研制的主动反馈光镊完成了和骨骼肌肉有关的分子马达肌动蛋白/肌球蛋白相关实验(Warmck等,1993;Simmons等,1996).SteveKron和我研制了一种方法,将聚苯乙烯柄安装在分子末端,用这种方法可以固定单个DNA分子并同时进行观察(Chu和Kron,1990;Kasevich,Moler等,1990;Chu,1991).这些早期实验为生物学家们在细胞尺度和分子尺度提供了重要的研究工具.光镊在生物学中获得了巨大的应用价值,最终可能会超过在原子物理领域的应用.起初,我开发操控DNA的方法,目的是为了实时地研究酶在分子中的运动.但接触分子后,我们发现当拉伸分子的力去掉之后,被拉伸的DNA分子会象橡皮圈一样反弹.分子的这种“弹性”来源于熵的补偿:弹性聚合物的组成形式可通过对包含大量而有限步次的随机运动路径的计算得到.伸展的分子是一种不同的组成形式,系统的趋势是使随机环绕的方式趋于一种更为平衡的组成形式.对于单分子橡胶圈的偶然观察也给了我们另一个启示:λ噬菌体病毒的DNA大到足以进行观察和操控,但仍然小到足以满足描述聚合物运动的基本方程.我们转向研究聚合物动力学中长期存在的问题这个新的研究方向,开始了聚合物物理研究,这个项目直到今天仍然在继续(Perkins,Smith和Chu,1994;Perkins,Quake等,1994;Perkins,Smith,Larson和Chu,1994;Smith,Perkins和Chu,1995;Smith,Perkins和Chu,1996;Quake和Chu,1997;Perkins,Smith和Chu,1997).8结语我上面讨论的技术,借用AT&T公司的一句广告语,使我们能够用一种强有力的新方式“伸手触摸”原子和其它中性粒子.激光束射入真空室,将原子捕获并冷却到微开的温度,然后将这些原子在原子喷泉中上抛.采用这项技术,开发出了新一代的原子钟.在干涉仪中将原子在量子态分开然后又合在一起,为我们提供了十分巧妙而精确的惯性传感器,使我们能够将一些基本常数测量到史无前例的精度.我们用原子捕陷和冷却方法可实现原子气的玻色凝聚,这使我们开始以一种全新的方式研究多体效应.玻色凝聚态为我们提供了一个能够加以利用的更明亮的原子源.激光陷阱使我们不用刺穿细胞膜就能够抓住活的细胞以及细胞内的小器官.目前正在用单个DNA分子进行聚合物动力学基本问题的研究.一个dynesin分子燃烧一个ATP分子时发生的力和位移现在都是可以测量的.近10年来,这项新技术越来越多地应用在物理学、化学、生物学和医学研究中,毫无疑问,这种对物质进行操控的崭新技术将有更广泛的应用前景.我和同事们在1985年第一次实现了光学粘胶,那时我完全没有预料到仅仅几年后其应用领域会如此广泛.当时的工作并没有一个清晰的前景,我只是循着自己的嗅觉,向着香味最浓的方向前进.本文中所列举的我的所有成绩贡献,都是和文中提到的众多有才华的合作者们共同工作的成果.没有他们,我的成就会小得多.从更大的层面来看,冷却和捕陷领域是建立在许多科学家相互交织的成果之上.正如我和我的同事们常常受到彼此工作的启发,世界范围的合作者们对于我们的成果也作出了巨大的贡献.我感到诺贝尔奖的获得是对我们的合作努力的承认.作为科学家,我们希望别人注意到我们的成果,并将其应用到我们从未想象过的研究方向上.这样,我们将为人类的科学宝库增添更多的财富.