通訊作者，Email：ap_mail@yeah.net，莫小范，張安寧，張國(guó)萬(wàn)，嚴(yán)小軍（北京航天控制儀器研究所，中國(guó) 北京100039）

摘要空心光纖中的原子導(dǎo)引技術(shù)能夠?qū)崿F(xiàn)原子的彎曲導(dǎo)引和靈活操作，是原子操控的重要研究方向之一.對(duì)空心光纖中藍(lán)失諧消逝波光場(chǎng)的原子導(dǎo)引的原理、方案和實(shí)驗(yàn)研究進(jìn)行了概述，并對(duì)光纖導(dǎo)引原子技術(shù)在原子漏斗、原子刻印和原子透鏡等原子光學(xué)領(lǐng)域的應(yīng)用作了介紹.

關(guān)鍵詞空心光纖;中性原子;原子導(dǎo)引;原子漏斗;導(dǎo)引效率

中圖分類(lèi)號(hào)TN1043文獻(xiàn)標(biāo)識(shí)碼A文章編號(hào)10002537（2015）06005006

EvanescentWave Guiding of Atoms in Hollow Optical Fibers

ZHAO Lianjie*， MO Xiaofan， ZHANG Anning， ZHANG Guowan， YAN Xiaojun

（Beijing Institute of Aerospace Control Device， Beijing 100039， China）

AbstractAtomic guiding with a hollow optical fiber can realize atomic bent guiding and flexible manipulation， which has been developing as an important theme in atomic manipulation. The principle， methods and experiment researches of atomic guiding with a blueddetuned laser in hollow optical fibers are expatiated. ?Application of atomic guiding in atom optics， such as atomic funnel， atomic deposition and atomic lens are introduced.

Key wordshollow optical fiber; neutral atom; atomic guiding; atomic funnel; guiding efficiency

自1975年Hnsch等人提出激光冷卻原子的思想后[1] ，激光冷卻、囚禁和操控原子的理論和實(shí)驗(yàn)都取得了重大進(jìn)展，并逐漸形成了以原子導(dǎo)引、原子干涉和原子噴泉等技術(shù)為代表的原子光學(xué)領(lǐng)域[2] .如何精確操控原子沿特定路徑移動(dòng)成為原子光學(xué)領(lǐng)域具有重要學(xué)術(shù)價(jià)值和廣泛應(yīng)用前景的研究方向.

原子光導(dǎo)引分為光束導(dǎo)引和光纖導(dǎo)引兩種.光束導(dǎo)引方案利用在空間中傳播的光束控制原子運(yùn)動(dòng)軌跡，由于光的直線傳輸特性，光束導(dǎo)引方案不能實(shí)現(xiàn)原子的彎曲導(dǎo)引.在光纖導(dǎo)引方案中光束沿光纖傳播，借助光纖特有的柔韌性，可以控制原子沿著復(fù)雜的軌跡運(yùn)動(dòng)，實(shí)現(xiàn)原子的彎曲導(dǎo)引和靈活操作.

在原子光纖導(dǎo)引中，當(dāng)激光場(chǎng)的頻率低于原子的共振頻率，即紅失諧時(shí)，原子與激光場(chǎng)的電偶極相互作用表現(xiàn)為相互吸引，使原子向光場(chǎng)強(qiáng)度極大處移動(dòng).當(dāng)激光場(chǎng)的頻率高于原子的共振頻率，即藍(lán)失諧時(shí)，原子與激光場(chǎng)的電偶極相互作用表現(xiàn)為相互排斥，使原子向光場(chǎng)強(qiáng)度極小處移動(dòng).在紅失諧高斯光場(chǎng)原子導(dǎo)引方案中[3]，原子由于自發(fā)輻射而產(chǎn)生顯著的加熱效應(yīng)，導(dǎo)致原子導(dǎo)引效率下降，并且顯著降低原子的相干性.在藍(lán)失諧消逝波原子導(dǎo)引方案中[4]，由于偶極力的排斥作用，將原子排斥到光強(qiáng)最弱的軸線區(qū)域，可有效避免自發(fā)輻射和光子散射產(chǎn)生的加熱效應(yīng).本文就空心光纖中藍(lán)失諧消逝波光場(chǎng)原子導(dǎo)引的原理、實(shí)驗(yàn)方案和技術(shù)應(yīng)用進(jìn)行概述.

1理論原理

藍(lán)失諧消逝波光場(chǎng)的原子導(dǎo)引方案由澳大利亞Marksteiner等人于1994年首先提出[4].當(dāng)一束藍(lán)失諧激光被聚焦耦合進(jìn)入空心光纖的纖芯區(qū)域時(shí)，會(huì)激發(fā)出HE11模在內(nèi)的很多模式，通過(guò)選擇合適的光纖參數(shù)，使最低階模式HE11模耦合效率較高，其他模式的耦合效率較低，空心光纖中主要存在HE11模光場(chǎng).HE11模光場(chǎng)在纖芯內(nèi)壁附近產(chǎn)生消逝波光場(chǎng)，該光場(chǎng)在空心光纖空心區(qū)中心的強(qiáng)度為零.當(dāng)原子在該空心光纖中傳輸時(shí)，將受到一個(gè)向內(nèi)的橫向偶極力作用，將原子排斥到空心光纖的軸線區(qū)域.如果原子以一定的軸向速度進(jìn)入空心光纖，原子將在消逝波光場(chǎng)排斥力的作用下沿光纖軸線運(yùn)動(dòng).

湖南師范大學(xué)自然科學(xué)學(xué)報(bào)第38卷第6期趙連潔等：空心光纖消逝波原子導(dǎo)引1.1空心光纖中的電磁場(chǎng)理論

圖1圓柱形空心光纖截面圖和折射率分布

Fig.1The crosssectional view of cylindrical hollow optical fiber and the refractive index distributions空心光纖屬于階躍型光纖.最內(nèi)部是折射率為n0，直徑為2a的空心區(qū)，中間是折射率為n1，厚度為d=b-a的纖芯層，最外層是折射率為n2，直徑為2c的敷層，敷層的厚度遠(yuǎn)遠(yuǎn)大于空心區(qū)和纖芯層，3層介質(zhì)的折射率需滿足關(guān)系n1>n2>n0=1，其截面如圖1所示.

對(duì)于沿光纖軸線方向均勻分布的空心光纖，在柱坐標(biāo)系下，在空心光纖中傳輸?shù)碾姶艌?chǎng)分量包括{Er（r），Eφ（r），Ez（r）}和{Hr（r），Hφ（r），Hz（4）} 6個(gè)分量，磁場(chǎng)分量同樣有類(lèi)似形式.

通常在柱坐標(biāo)系中，縱向電場(chǎng)和縱向磁場(chǎng)可以表示為

Ez（r，φ，z，t）=Ez（r，φ）ei（ωt-βz）+c.c.，

Hz（r，φ，z，t）=Hz（r，φ）ei（ωt-βz）+c.c.，（1）

其中，ω為電磁場(chǎng)的角頻率;β是跟光纖參數(shù)和電磁場(chǎng)角頻率有關(guān)的傳播常數(shù);c.c.為相應(yīng)的共軛部分.考慮到柱坐標(biāo)系下電磁場(chǎng)的圓對(duì)稱(chēng)性，可以將Ez（r，φ）和Hz（r，φ）表示為Ez（r）e-imω和Hz（r）e-imω形式，其中m=0，±1，±2，…為沿φ方向上電場(chǎng)變化的周期數(shù)，也被稱(chēng)為Bessel方程的階.

將（1）式帶入到麥克斯韋方程組，得到Ez（r）和Hz（r）滿足方程[5]：

Ez（r）=C1Bessel J[m，rk20n2-β2]+C2Bessel Y[m，rk20n2-β2]，

Hz（r）=C3Bessel J[m，rk20n2-β2]+C4Bessel Y[m，rk20n2-β2]， （2）

其中k0=2π/λ是真空中的波數(shù);λ為真空中的波長(zhǎng);n為光纖材料的折射率.同時(shí)考慮到采用空心光纖來(lái)導(dǎo)引原子，使光波的能量盡可能地集中在纖芯層，泄漏到敷層中的光波能盡可能少.假設(shè)Ez（r）和Hz（r）滿足以下關(guān)系：

Ez（r）=AIm（vr），r

BJm（ur）+CYm（ur），a≤r≤b，

DKm（wr），r>b;

Hz（r）=PIm（vr），r

MJm（ur）+NYm（ur），a≤r≤b，

QKm（wr），r>b.（3）

其中，u2=k20n21-β2，v2=β2-k20n20=β2-k20，w2=β2-k20n22，u，v和w是3個(gè)特征常數(shù)，Jm和Ym分別是第一類(lèi)和第二類(lèi)的第m階貝塞爾函數(shù)，Im和Km分別是第一類(lèi)和第二類(lèi)修正的第m階貝塞爾函數(shù).

根據(jù)單色光波在均勻折射率光纖中傳播的縱橫關(guān)系式和介質(zhì)分界面上電磁場(chǎng)的連續(xù)性邊界條件[2]，可以計(jì)算得到傳播常數(shù)β，以及特征常數(shù)u，v和w.進(jìn)而計(jì)算A，B，C，D，P，Q，M和N，得到空心光纖模式場(chǎng)的解析表達(dá)式和模式場(chǎng)的場(chǎng)圖.

1.2HE11模的場(chǎng)分布和強(qiáng)度分布

根據(jù)模式場(chǎng)的傳播特征，模式場(chǎng)分為T(mén)EM模（ez=hz=0），TE模（ez=0，hz≠0），TM模（hz=0，ez≠0），HE模或EH模（ez≠0，hz≠0），其中，TEM模只有橫向分量，無(wú)縱向分量，在光波導(dǎo)中一般不存在.HE模的最低階模HE11模，即（3）式中m=1的模場(chǎng)，具有空心區(qū)域強(qiáng)度為零的特殊性質(zhì)，可用于導(dǎo)引原子，通常用于討論空心光纖消逝波的原子導(dǎo)引.HE11模光場(chǎng)沿徑向的歸一化電磁場(chǎng)分布如圖2（a）和（b）所示.

圖2HE11模沿徑向的歸一化電磁場(chǎng)分布圖和光強(qiáng)分布圖（a）歸一化電場(chǎng)隨半徑關(guān)系圖，（b）歸一化磁場(chǎng)隨半徑關(guān)系圖，（c）歸一化強(qiáng)度隨半徑關(guān)系圖，（d）CCD拍攝光強(qiáng)分布效果圖

Fig.2The electromagnetic field distribution of the HE11 mode against the radial position r in hollow optical fiber;（a）Normalized electric field distribution against the radial position; （b）Normalized magnetic field distribution against the radial position r; （c）Normalized intensity distribution against the radial position r; （d）The crosssectional intensity profiles， taken with a CCD camera.從圖2（a）和（b）可以看出空心光纖中HE11模沿徑向的歸一化電場(chǎng)和磁場(chǎng)分布非常相似，沿光纖軸呈環(huán)形分布，HE11模電磁場(chǎng)集中分布在纖芯區(qū)域，在空心區(qū)域的電磁場(chǎng)形成消逝波.對(duì)于給定的不同的光纖參數(shù)，空心光纖中消逝波的光場(chǎng)梯度分布也有區(qū)別，因此為了提高空心光纖中冷原子的導(dǎo)引效率，需要選取合適的光纖參數(shù).

此外根據(jù)電磁場(chǎng)的坡印廷光強(qiáng)分布定義，空心光纖中HE11模的徑向強(qiáng)度分布可以表示為：

I（r）∝z=1T∫T0（（E×HΘ）·ez）dt=12（ErHθ-EθHr），（4）

其中Er，Hr，Eθ和Hθ分別是電場(chǎng)和磁場(chǎng)的橫向分量，“”號(hào)表示相應(yīng)部分的共軛.分別將電場(chǎng)和磁場(chǎng)的4個(gè)橫向分量帶入（4）式，得到空心光纖中模的歸一化光強(qiáng)分布如圖2（c）所示.從圖2（c）可以看出HE11模沿徑向r的強(qiáng)度分布也集中分布在纖芯區(qū)域，而空心區(qū)域消逝波強(qiáng)度非常弱.圖2（d）為空心區(qū)直徑2a=7 μm，纖芯層厚度d=3.8 μm，敷層折射率n2=1.45，纖芯層和敷層的相對(duì)折射率Δn=（n21-n22）/2n21=0001 8的空心光纖中，采用780 nm光波進(jìn)行銣原子導(dǎo)引時(shí)，用CCD拍攝的光強(qiáng)分布效果圖.

1.3空心光纖中藍(lán)失諧消逝波原子導(dǎo)引

中性原子在非均勻激光場(chǎng)中運(yùn)動(dòng)時(shí)，將受到電偶極矩的作用，原子受電偶極作用力而產(chǎn)生的相互作用勢(shì)下可表示為[13]

U（r）=hδ2ln[1+I（r）/Is1+（2δ/Γ）2]，（5）

這種效應(yīng)稱(chēng)為交流Stark效應(yīng)，其中δ=ω-ω0-kvz是光場(chǎng)角頻率ω相對(duì)于原子共振頻率ω0的失諧量;kvz是多普勒頻移;I（r）是光場(chǎng)的電場(chǎng)強(qiáng)度;Is和Γ分別是原子的飽和強(qiáng)度和自然線寬.當(dāng)δ<0時(shí)，光場(chǎng)為紅失諧，原子與激光場(chǎng)的電偶極相互作用表現(xiàn)為相互吸引，使原子向光場(chǎng)光強(qiáng)極大處位置移動(dòng);當(dāng)δ>0時(shí)，光場(chǎng)為藍(lán)失諧，原子與激光場(chǎng)的電偶極相互作用表現(xiàn)為相互排斥，使原子向光場(chǎng)光強(qiáng)極小處位置移動(dòng)，如果此時(shí)的原子具有一個(gè)沿空心光纖軸線的軸向速度，那么原子將在消逝波光場(chǎng)的作用下沿光纖軸線運(yùn)動(dòng)，這就是空心光纖中藍(lán)失諧消逝波原子導(dǎo)引原理.

為實(shí)現(xiàn)原子的精確操作和控制，人們提出了多種不同的原子導(dǎo)引方案.其中1993年，Shanii等人首先提出了利用空心光纖中紅失諧高斯模式的激光場(chǎng)導(dǎo)引中性原子思想[3];1994年Marksteiner等人提出了利用空心光纖中藍(lán)失諧消逝波場(chǎng)導(dǎo)引中性原子方法[4]，1995年Cornell小組首次完成了上述兩種導(dǎo)引方法的實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證[6].基于可操控原子運(yùn)動(dòng)的方法，人們就原子導(dǎo)引的技術(shù)應(yīng)用做了大量的實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證.

2實(shí)驗(yàn)研究

2.1空心光纖中的原子導(dǎo)引

1995年，Cornell小組首次實(shí)現(xiàn)了空心光纖中消逝波的Rb原子導(dǎo)引.在該實(shí)驗(yàn)中，由于采用了內(nèi)徑較大的多模光纖，因此產(chǎn)生了多模光場(chǎng)，導(dǎo)致消逝波光場(chǎng)強(qiáng)度較弱，原子導(dǎo)引效率僅為3%.1996年，Ito等人開(kāi)展了藍(lán)失諧消逝波光場(chǎng)導(dǎo)引原子的實(shí)驗(yàn)研究[7]，實(shí)驗(yàn)裝置如圖3所示.當(dāng)采用空心區(qū)域直徑2a=7 μm、纖芯厚度d=3.8 μm、長(zhǎng)度L=3 cm的空心光纖，波導(dǎo)激光功率P=280 mW時(shí)，在85Rb原子|F=3〉態(tài)上獲得了43%的導(dǎo)引效率，在87Rb原子|F=2〉態(tài)上獲得了50%的導(dǎo)引效率.獲得了如此高的導(dǎo)引效率原因在于利用了準(zhǔn)直性很好的原子束流和較強(qiáng)的消逝波光場(chǎng).

圖3藍(lán)失諧消逝波導(dǎo)引原子實(shí)驗(yàn)裝置圖

Fig.3The schematic diagram of the experimental setup for atomic guiding with a blueddetuned loser in hollow optical fibers2000年，Dirk等人通過(guò)一個(gè)事先制備的87Rb磁光阱作低速原子源，實(shí)現(xiàn)了在空心光纖中藍(lán)失諧消逝波的原子導(dǎo)引[8].該實(shí)驗(yàn)的巧妙之處在于在磁光阱的其中一個(gè)反射鏡中心開(kāi)一個(gè)口徑為500 μm的小孔.相比傳統(tǒng)的磁光阱方案，該方案形成的磁光阱由于小孔的存在而出現(xiàn)了一個(gè)“暗區(qū)”，在磁光阱中囚禁的原子來(lái)自各方向的輻射壓不平衡，導(dǎo)致原子進(jìn)入“暗區(qū)”進(jìn)而加速向開(kāi)有小孔的反射鏡方向運(yùn)動(dòng)，形成低速原子源.磁光阱和探測(cè)區(qū)通過(guò)一根空心光纖連接.空心光纖的一端穿過(guò)開(kāi)孔的反射鏡進(jìn)入磁光阱，用于收集并導(dǎo)引低速原子束，另一端導(dǎo)引原子進(jìn)入探測(cè)區(qū).進(jìn)入探測(cè)區(qū)的原子由于加熱金屬絲的作用而產(chǎn)生電離，使用通道倍增器對(duì)電離產(chǎn)生的粒子進(jìn)行計(jì)數(shù)從而實(shí)現(xiàn)對(duì)原子的探測(cè).當(dāng)采用空心區(qū)域直徑2a=100 μm、外徑2b=160 μm的空心光纖，波導(dǎo)激光功率P=55 mW時(shí)，對(duì)于橫向溫度為50 μK的低速87Rb原子束而言，當(dāng)失諧量時(shí)δ=6 GHz，在|F=3〉態(tài)上，在導(dǎo)引長(zhǎng)度23.5 cm處獲得了最大原子束流為5.9×105 atoms/sec.

2004年，Balykin等人提出了一種在空心光纖中采用雙色消逝波激光場(chǎng)實(shí)現(xiàn)原子導(dǎo)引的方案[9]，如圖4所示.與以往空心光纖導(dǎo)引方案不同的是該方案中采用的空心光纖敷層為一個(gè)直徑無(wú)窮大的真空區(qū).當(dāng)一束超大藍(lán)失諧激光和一束超大紅失諧激光同時(shí)被耦合進(jìn)入空心光纖纖芯區(qū)域時(shí)，兩束激光在空心光纖附近產(chǎn)生的消逝波光場(chǎng)相互疊加，形成一個(gè)圓環(huán)狀的二維光學(xué)偶極阱，從而實(shí)現(xiàn)原子的橫向?qū)б?

2.2空心金屬光纖中的原子導(dǎo)引

空心金屬光纖原子導(dǎo)引方案不僅保留了空心光纖的柔韌性和可操控性，而且對(duì)導(dǎo)引原子的加熱效應(yīng)較小，且空心金屬光纖的空心區(qū)域尺寸較大（約為幾十個(gè)微米），使得原子導(dǎo)引的效率大大提高.

Pilloff等人于1999年率先提出空心金屬光纖導(dǎo)引原子的思想[10].2005年，印建平小組提出了一種采用空心金屬波導(dǎo)中TE01模式實(shí)現(xiàn)原子導(dǎo)引的新方案[11]，如圖5所示.圖5（a）是空心金屬波導(dǎo)的橫截面圖，空心金屬波導(dǎo)是管狀的激光波導(dǎo)介質(zhì)，主要包括空心金屬管道和敷層.圖5（b）是空心金屬波導(dǎo)中原子導(dǎo)引方案的實(shí)驗(yàn)裝置.一束準(zhǔn)直右旋圓偏振（σ+）高斯光束經(jīng)過(guò)一個(gè)2π位相板和聚焦透鏡，產(chǎn)生一束聚焦的空心光束，聚焦的空心光束一方面用于激發(fā)產(chǎn)生空心金屬波導(dǎo)中的TE01模式光場(chǎng)，另一方面用作原子漏斗實(shí)現(xiàn)冷原子從磁光阱到空心金屬波導(dǎo)中的有效裝載，從而實(shí)現(xiàn)冷原子在藍(lán)失諧TE01模式光場(chǎng)中的原子導(dǎo)引.

圖4雙色消逝波激光場(chǎng)原子導(dǎo)引方案

Fig.4Atomic guiding scheme with two detuned lasers in hollow optical fiber圖5空心金屬波導(dǎo)中原子導(dǎo)引方案的裝置圖

Fig.5The schematic diagram of the experimental setup for atomic guiding with a blueddetuned laser in hollow metallic waveguide當(dāng)一束高斯光束或空心光束通過(guò)位相板和透鏡時(shí)，不僅在透鏡焦點(diǎn)附近形成空心光束，而且在沿光軸方向上由于相消干涉也形成空心光束，同時(shí)在透鏡-f/2位置處會(huì)出現(xiàn)一個(gè)很大的暗斑.該位置可用于制備磁光阱形成空心金屬光纖中原子導(dǎo)引所需的原子源.

此外，2005年，代萌等人對(duì)空心金屬光纖中TE01模實(shí)現(xiàn)原子導(dǎo)引的理論進(jìn)行了分析[12]，具體計(jì)算了空心金屬波導(dǎo)中TE01模的電磁場(chǎng)分布，TE01模對(duì)二能級(jí)85Rb原子產(chǎn)生的光勢(shì)，并估算了光子散射效率.當(dāng)失諧量δ=300 GHz，光子散射對(duì)原子產(chǎn)生的加熱效應(yīng)完全可以忽略，同時(shí)TE01模產(chǎn)生的光勢(shì)（Umax≈570 mK）完全可以實(shí)現(xiàn)冷原子（120 μK）裝載和導(dǎo)引.

關(guān)于空心金屬光纖導(dǎo)引原子的理論很多，并集中在印建平小組，由于原子光學(xué)實(shí)驗(yàn)發(fā)展限制，到目前為止還未見(jiàn)有空心金屬光纖中導(dǎo)引原子的實(shí)驗(yàn)研究報(bào)道.

3技術(shù)應(yīng)用

利用空心光纖消逝波原子導(dǎo)引技術(shù)，可產(chǎn)生高亮度相干原子束流，該方案類(lèi)似一個(gè)收集原子的漏斗，因此稱(chēng)為原子漏斗[13].原子漏斗不僅可用于收集和裝載原子，還可以用于實(shí)現(xiàn)中性原子的激光冷卻和囚禁.早在1997年，Ito等人就提出了藍(lán)失諧消逝波光場(chǎng)的原子漏斗方案[14]，之后印建平小組又提出了一種采用一個(gè)超短微米尺寸的空心光纖和藍(lán)失諧空心光束串聯(lián)而成的原子漏斗方案[15]，可以實(shí)現(xiàn)其高效收集.

原子刻印是通過(guò)精確導(dǎo)引和操控冷原子束流來(lái)制作亞微米原子光學(xué)器件的技術(shù).空心光纖中的消逝波光場(chǎng)不受衍射極限的限制，可以用來(lái)實(shí)現(xiàn)任意形狀和原子級(jí)大小的原子沉積或原子刻印.近年來(lái)，利用微米尺寸的空心光纖實(shí)現(xiàn)消逝波原子導(dǎo)引的實(shí)驗(yàn)已經(jīng)獲得成功，并且利用消逝波導(dǎo)引原子技術(shù)已經(jīng)實(shí)現(xiàn)了納米級(jí)點(diǎn)型結(jié)構(gòu)和精確控制原子，而利用彎曲的空心光纖可以使導(dǎo)引的原子束流對(duì)準(zhǔn)基底上的任意一點(diǎn)，因此利用空心光纖導(dǎo)引原子技術(shù)可以在空間上實(shí)現(xiàn)納米級(jí)原子刻印.

1987年，Balykin等人發(fā)現(xiàn)doughnut空心光束的光學(xué)偶極勢(shì)與光學(xué)中的物理透鏡非常類(lèi)似，可用于實(shí)現(xiàn)高度激光聚焦和全光原子透鏡[16].Balykin等人針對(duì)由一束共軸的TEM01模激光束構(gòu)成的激光原子透鏡的特性進(jìn)行了分析，并采用薄透鏡近似法，分析了原子透鏡的焦距、球差、色差和像散差等，發(fā)現(xiàn)可以將原子束聚焦到幾個(gè)埃大小，也即原子透鏡的分辨能力可達(dá)1埃.后來(lái)，Gallatin等人采用路徑積分，對(duì)doughnut激光原子透鏡的性能進(jìn)行了詳細(xì)的理論分析[17]，發(fā)現(xiàn)Balykin等人采用的薄透鏡近似不成立，并且得到的原子透鏡的分辨能力為10埃，而不是1埃.

4總結(jié)與展望

本文對(duì)光纖導(dǎo)引原子技術(shù)中藍(lán)失諧消逝波光場(chǎng)原子導(dǎo)引的理論和主要實(shí)驗(yàn)方案進(jìn)行了詳細(xì)介紹，并介紹了原子導(dǎo)引技術(shù)在原子漏斗、原子刻印和原子透鏡等原子光學(xué)器件中的具體應(yīng)用.空心光纖消逝波原子導(dǎo)引具有實(shí)現(xiàn)精確操控原子沿特定路徑運(yùn)動(dòng)的能力，因此該技術(shù)在原子光學(xué)中的作用非常類(lèi)似光波導(dǎo)在現(xiàn)代光學(xué)中的作用.利用該技術(shù)也可以實(shí)現(xiàn)原子分束器、原子干涉儀和原子光柵等一系列原子光學(xué)器件[18].

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