原子干渉計を用いた重力加速度計の開発〜誘導ラマン遷移とその π パルス幅の決定〜
先進理工学科 中川研究室

山本真稔

なる。次の π パルスで、全ての原子の状態を反転さ研究背景・目的

1せる。そして、最後の π/2 パルスで、それぞれの経干渉計は、光の波動性の検証に始まり、物理学に路を通った原子波を再び重ね合わせる。その後、プおいて重要な実験手法として大きな業績を残してき

ローブ光で励起状態の原子の割合を測定し、重力加た。最初は光が用いられた干渉計だが、物質波の概速度を算出する。

念の登場により、電子や中性子を使った干渉計が開

まず、原子波の最終的な位相差 ∆ϕtot は、式 (1)発され、近年では原子波を用いた干渉計の研究が行のように 3 つの位相シフトで表せる。

われている [1]。

∆ϕtot = ∆ϕpath + ∆ϕg − ∆ϕsweep

我々の研究室では、原子波の干渉を利用して高感度・高精度に重力加速度 g を測定することを目指し(1)

ここで、古典的な経路による位相差 ∆ϕtot = 0 でている。高感度・高精度な重力加速度測定は、地下あり、落下している原子と光の相互作用による位相資源の探査や等価原理の検証に応用できる。さらに、差 ∆ϕg とラマンパルスの周波数掃引によって生じる

ここで実現した原理は万有引力定数 G の測定や重力位相差 ∆ϕsweep は、式 (2),(3) のように表せる。

波の検出に利用できる。
今回の研究では、原子干渉計に用いる誘導ラマン∆ϕg = kef f gT 2(2)∆ϕsweep = 2πβT 2(3)遷移を行い、その π パルス幅を決定した。
原理22.1

この掃引レート β を調整することによって、∆ϕtot

原子干渉計が 0 になったときが、∆ϕg と ∆ϕsweep が釣り合って原子干渉計では、図 1 のように π/2 − π − π/2 パル
スを一定間隔で照射することにより、原子波のマッいるときである。このときの β の値から重力加速度ハ・ツェンダー干渉計を構成している。

g を式 (4) のように決定することができる。
g=2πβkef f(4)また、全体の位相差 ∆ϕtot 自体は、式 (5) から原子が励起状態に存在する確率 Pe を観測することで求まる。

Pe =1[1 − cos(∆ϕtot )]2(5)このように掃引レート β を変調させることで干渉
図 1 マッハ・ツェンダー型原子干渉計

計全体の位相シフト ∆ϕtot を変化させ、β に対する全原子中の励起状態の割合の変化を干渉フリンジと初期状態を基底状態に揃えると、最初の π/2 パルして観測することができる。これが原子干渉計の原スで原子は基底状態と励起状態の重ね合わせ状態と理である。

1

クーリング光は、偏光勾配冷却 (PGC) 時には変調

2.2

誘導ラマン遷移をかけて利用され、終状態の観測時にも利用される。

原子干渉計では、光を当てたときの原子の 2 準位間の遷移を利用している。そのため、自然放出によるデコヒーレンスは避けなければならない。そこで、寿命の長い基底状態の超微細構造間での誘導ラマン遷移を用いる (図 2)。

図4リパンプ光光学系

これらのクーリング光とリパンプ光の周波数は、飽和吸収分光によって得られた吸収線にサーボ回路を介してロックしており、図 5 のようにチャンバーに入射し、MOT を行っている。x, y 方向はミラー
図287で折り返し、z 方向は BS で分けた光を対向させてRb の超微細構造間での誘導ラマン遷移いる。
これは、2 台のレーザーの差周波数が遷移させる準位間の共鳴周波数と一致しているときに起きる現象である。本研究では、87 Rb 原子の 5S 1/2 の F=1と F=2 間の超微細構造を用いている。
実験装置

33.1

磁気光学トラップシステム

原子干渉計では、原子を集めるために磁気光学トラップ (MOT) を行っている。これには冷却サイクルを閉じるために、クーリング光とリパンプ光の 2
図5

種類のレーザーが必要である (図 3, 4)。

3.2

MOT 用光学系

誘導ラマンパルスレーザーシステム

ラマンパルスを生成するための光学系の概略
図 が 図 6 で あ る 。2 台 の レ ー ザ ー の 差 周 波 数 を87

Rb の 基 底 状 態 の 超 微 細 構 造 間 の 共 鳴 周 波 数(6.834682610...GHz) にロックして位相も一致させている。これを AOM に通し、0 次光はアイリスで遮り、1 次光のみがチャンバーに入射するようにし図3た。この AOM を ON/OFF することで、ラマンパクーリング光光学系ルスを生成している。

2

図6

誘導ラマンパルス光学系

図8

誘導ラマンパルスの立ち上がり（改良前）

図9誘導ラマンパルスの立ち上がり（改良後）

また、高速で AOM を ON/OFF するためのドライバーが図 7 である。

図 8 では市販の AOM ドライバーを用いており、図7

誘導ラマンパルス用 AOM ドライバー

図 9 は AOM ドライバーを図 7 のものに置き換えた後の測定結果である。AOM ドライバーの改良によ高速応答が可能なハイ・アイソレーション・スイッ

り、立ち上がり時間・立ち下がり時間を大幅に短縮

チ ZFSWHA-1-20+ を用いた。まず、PC から信号できた。

が送られるとパルスジェネレータが設定した幅のパルスを出す。このパルス間だけスイッチが ON になることで、ファンクションジェネレータから常に出力している信号をパルス幅の時間だけ切り出してAOM へ送る仕組みである。
実験結果

44.1

ラマンパルスの生成

図 8〜10 は、ラマンパルスの生成結果である。図図 10 誘導ラマンパルスの観測

6 のアイリス後にフォトディテクターを入れて、測定している。

図 10 は、本研究で用いる予定の最短のパルス幅1µs を出力したときの結果である。短いパルスでもしっかり出力できたことが分かる。

3

図 12 の TOF 信号を個数に変換し、パルス幅の変4.2ラマン遷移のラビ振動化による F=2 の原子の量の変化をグラフ化したもの
が図 13 である。

図 13

誘導ラマン遷移のラビ振動

これより、誘導ラマン遷移のラビ振動が観測できた。このときのラビ振動の π パルス幅の見積もりは2.7µs であったが [2]、実験から分かる π パルス幅は

図 11 実験の流れ3.7µs であった。この差はビーム強度等の測定の誤図 11 は、チャンバー内の実験の流れを模式図で表差からきたものだと考えられる。

したものである。まず、MOT により原子を冷却しつつ、チャンバー上部に集めた (108 個)。次に PGC5を行い、原子を 6µK まで冷却して、自由落下させた。

まとめと今後の予定
我々は、本研究で 1µs 刻みの誘導ラマンパルスの落下中の原子にラマンパルスを照射し、原子の状態生成を行った。これを用いて超微細構造間でのラビを変化させた。最後に、チャンバー下部でプローブ振動を観測し、その π パルス幅を決定した。

光を当てて、Time Of Flight 法 (TOF 法) により今後は、求められたラマン π パルスを用いて速F=2 の原子の量を測定した。このとき、当てるラマ度・状態選択を行う。さらに対向させてのラマン遷ンパルスのパルス幅を変化させることで、図 12 のよ移を行い、最終的に重力加速度の測定を目指す予定

うな TOF 信号の変化が見られた。

である。
参考文献

[1] M.Kasevich and S.Chu et al., Appl. Phys.
B54, 321 (1992)[2] M.Schmibt, Humbolbt-University. July. Gyroscopy and Navigation. 2, No.3. (2011): 170〜177
図 12

ラマンパルス幅による TOF 信号の変化

4