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原子器件利用精密原子光谱、先进半导体激光器和微机电系统(MEMS)设计、制造以及测试新型仪器, 能提供准确稳定的计量基准和测量工具[1], 它的应用实例包括原子钟[2]、原子干涉仪[3]、原子磁力仪[4,5]等. 原子气室是原子器件的一个重要组件, 其质量对原子器件的性能起决定性影响. 早期的原子气室由玻璃吹制[6]而成, 后来出现了热压工艺生产的原子气室, 2004年, Liew等[7]利用MEMS工艺中的阳极键合技术实现原子气室的制作. 阳极键合技术的引入为原子气室的制作开辟了新思路, 可用于批量制备小型化原子气室[1,8].
应用于实用化原子器件中的原子气室, 不但需具备小型化和批量化生产, 还需要维持足够的探测灵敏度. 本文以光泵原子磁力仪为代表探究具体的实现方案. 光泵原子磁力仪凭借着高灵敏度、无需低温冷却等优势[4,5]已经在生物磁场测量[9–11]、地质矿产勘探[12,13]、航天空间磁场测量[14,15]及基础物理测量[16,17]等领域具有广泛的应用. 光泵原子磁力仪的灵敏度指在一定时间内能探测到磁场的最小变化量, 其表达式为[5]
式中, g是原子基态的朗德因子, μB是玻尔磁子, T是总测量时间, τ表示原子极化的弛豫时间, S/N代表系统测量的信噪比, 在系统受限于原子自旋投影噪声时, S/N正比于原子数的1/2次方. 方程(1)指出了在固定测量时间内提高探测灵敏度的两种方式: 一是提高原子的极化弛豫时间, 二是提高测量的信噪比. 本文着重关注通过将多反射腔引入到原子气室中, 在不改变探测噪声的情况下, 增大探测光和原子之间的作用距离来提高信号, 从而实现信噪比和系统的探测灵敏度的提升.
自Li等[18,19]将Herriott多反射腔引入原子磁力仪领域以来, 多反射腔在原子磁力仪中的应用取得了快速的发展. 在早期阶段, 多反射腔的制作工艺相对简单, 主要依靠胶水将腔镜与基底进行粘接[19]. 然而胶水在高温环境下可能与原子气室中的碱金属原子发生化学反应, 影响原子磁力仪的性能表现. 此外, 由于胶水粘接过程受到人为操作、环境干扰等多种因素的影响, 不同批次制作出的多反射腔在尺寸精度、结构稳定性等方面存在较大差异, 可重复性难以得到保障. 这些问题可以通过引入阳极键合技术制作含Herriott多反射腔原子气室来解决[7].
目前大部分含多反射腔的气室并没有实现 完全的标准化制作, 在原子气室一面留有一个通 道用于与真空系统连接实现气体和原子的充入. 这样, 原子气室最终还需要通过火焰等手段从真空系统摘除, 从而在外观上保留了一定长度的尾 管, 影响原子气室外部尺寸的一致性. 而且, 原子气室的尾管通常为气室温度或原子密度不均匀 之处. 除此之外, 原子气室尾管会增加原子与气 室壁的碰撞次数并且影响原子感受到的磁场均匀性[20,21], 进而导致原子的自旋状态发生改变, 这类影响在使用核自旋原子的共磁力仪系统中较为明显. 消除尾管可以改善上述问题, 有效提高原子弛豫时间[22].
基于上文讨论, 要实现含Herriott多反射腔原子气室的标准化制作, 需要在真空环境中进行原子充注和原子气室封装. 这不仅要求制备流程的可重复性, 且对制备气室里多反射腔的腔长、反射镜间距等关键参数要求严格一致. 其优势是在制备过程中可以提高原子组分充注的定量控制, 保障原子气室性能的稳定性; 在去除尾管后, 原子气室外观尺寸一致性提高, 可以实现不同批次产品间的无缝替代. 本文将介绍标准化真空封装含Herriott多反射腔原子气室的制备过程, 并在光泵原子磁力仪系统中验证利用本文方法制作出气室的可用性. 本文介绍的技术和方法在原子气室相关领域将具有广阔的应用前景.
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本文中涉及的多反射腔是密集型Herriott多反射腔[18,20,23]. 这种几何光学腔的前后腔镜都由柱面镜组成, 相较于其他构型具有更加密集的光斑分布, 适用于小型化原子器件中. 在给定腔镜曲率的情况下, 为了实现光在多反射腔内形成闭合回路, 需要提前通过ABCD矩阵计算光在Herriott多反射腔内的传播获得需要的前、后腔镜的相对主轴夹角以及相对距离. 本文使用的多反射腔参数与文献[24]一致: 多反射腔的柱面镜直径12.7 mm, 厚度2.5 mm, 曲率半径100 mm, 两柱面镜间距18.9 mm, 主轴相对转角52.2°. 腔镜的制作流程与文献[25]一致. 前腔镜中心开2.5 mm直径的小孔, 探测光以与腔对称轴在水平面呈5°从小孔入射到多反射腔中, 经21次反射后从相同的小孔出射.
在标准化制备过程中, 需要保证前、后腔镜与硅片这两种材料之间的精密定位来实现不同批次多反射腔的性能一致. 为此, 机械加工的陶瓷模具被引入制作流程[26], 其加工精度能控制在0.1 mm以内. 在阳极键合前, 借助陶瓷模具能够精准控制硅片和前、后腔镜间的位置关系. 为配合上面选定的腔镜, 样机键合使用的硅片厚度为0.5 mm, 尺寸为21 mm × 33 mm. 在键合过程中, 硅片连接电压正极, 镜片连接电压负极, 键合电场强度约1200 V/mm , 键合温度约为300 ℃. 在键合电流降为初始电流的10%左右时, 键合过程基本结束. 一般整个键合过程持续2 h左右, 基于上述过程键合出的多反射腔模块如图1所示.
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从2.1节制作的多反射腔模块到实际应用中使用的原子气室, 我们还需要将碱金属原子、缓冲气体和淬灭气体充入玻璃罩内, 再将多反射腔模块和玻璃罩密封. 本节以制作充有氮气的碱金属原子气室为例说明含腔气室的后续制备过程.
为了实现含多反射腔原子气室的真空封装, 我们搭建了一套集成有阳极键合模块的真空腔体, 如图2(a)所示. 其整体结构可以按功能可以分成碱金属铷的注入部分、气体充入部分和阳极键合部分. 碱金属铷注入的主体部分是一个金属固定支架和一个玻璃罩安置平台. 本系统将碱金属单质预先密封在自制的玻璃容器里, 容器被撞击碎裂后, 可以直接向原子气室内注入碱金属. 如图2(b)所示, 储存碱金属原子的容器被放置在真空腔内的金属固定架里, 只有容器的尾端不在金属的包裹区域. 该金属架还配有加热片用于控制整个金属架及其内的温度. 气体充入部分主要由高纯气源, 气体纯化器, 及调节阀构成. 其中, 气体纯化器用于将输入的气体杂质组分降低至10–9以下. 阳极键合部分包括一个机械结构用于固定2.1节中制备好的多反射腔模块, 并配有加热片用于提供键合条件. 如图2(c)所示, 加热片与多反射腔模块之间有一层绝缘的陶瓷和一层导电的铜块. 这里陶瓷块用于防止高压放电击穿加热片, 高压正极通过真空接线引入到导电铜块上, 高压负极连接至玻璃罩安置平台.
真空腔主体为内部直径200 mm、高250 mm的圆柱形结构, 腔体中心装有直径100 mm的观察窗以观察各组分间的定位及配合. 腔体外留有多个接口, 用于机械和电控制. 其中机械控制部分由3个位移机构组成, 包括两个一维位移台(1号与2号)和一个二维位移机构(3号). 一维位移台的最大位移长度 50 mm, 精度为0.02 mm. 1号位移台控制玻璃罩的水平方向移动, 2号位移台控制铷源竖直方向移动. 二维位移台的最大位移长度为25 mm, 精度为0.01 mm, 控制阳极键合部分结构沿着竖直方向和垂直纸面方向移动.
在腔体真空抽到10–6 Torr (1 Torr =1.33×102 Pa) 水平后, 首先利用机械碰撞的方法破开铷源容器在金属固定架露出的尾端. 这个过程需要先通过调整2号位移台, 将铷源底部锥形管高度和位于图2(c)展示的合金刀片位置对齐, 再控制3号位移台在垂直于纸面方向运动将锥形管撞开. 铷源气室尾端被撞开后, 控制2号位移台将铷玻璃容器底部调节至距玻璃罩底侧约1.5 mm处, 并将电流通入金属固定架内的加热片, 通过温度差将铷原子迁移到玻璃罩上. 在整个加热过程中, 金属固定架的最高温度能达到200 ℃, 而玻璃罩底侧温度能升至70 ℃以上, 这将严重影响铷在此处汇集. 为了消除这个问题, 加热区域与玻璃罩间加入隔热层, 以降低玻璃罩底面所受的热辐射. 通过控制加热时间, 可以一定程度上定量控制充入玻璃罩里的碱金属原子. 一般在加热30 min左右后, 能观察到成团的铷原子在玻璃罩底部汇集.
在完成铷的注入后, 调节2号位移台将铷源移开以避免对键合区域产生干扰, 然后充入400 Torr氮气. 之后通过位移台1和3分别控制玻璃罩和多反射腔模块, 实现玻璃罩开口面与多反射腔模块的硅片贴合. 为了两种材料的紧密贴合, 需要提前在玻璃罩安置平台4个角落粘贴弹性金属箔纸, 以保证玻璃罩在贴合过程中有一定的柔性调整空间. 在实现玻璃罩和硅片初步贴合后, 阳极键合工序依次开始, 以实现多反射腔模块与玻璃罩之间的密封, 本节使用的键合条件与之前制作多反射腔模块类似.
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由上述键合装置制作出的一个含氮气和自然丰度Rb原子的气室如图3的内嵌图所示. 我们首先利用Rb原子D1线的吸收光谱对气室的基本参数进行测试和标定.
实验观测的是一束初始功率为Pi的线偏振光经过气室后光功率Po随波长的变化. Po与Pi的关系可用如下方程进行描述[27]:
根据图3的实验数据, 利用(2)式拟合得到的吸收线的半高全宽为10.8 GHz, 共振中心频率相对于Rb原子在无缓冲气体条件下D1跃迁的中心点(377107.4 GHz)偏移–4.3 GHz. 按照文献[28], 可以通过气压展宽和共振频率偏移计算出气室所充N2气压分别为440 Torr和446 Torr, 这与预计充入气室气压400 Torr相差约10%. 造成差别的原因还在研究中.
为了进一步验证制备得到原子气室的性能, 我们将其应用到光泵原子磁力仪系统中. 光泵原子磁力仪是利用极化原子在磁场中的响应来提取外界磁场信号. 原子磁力仪常用的观测量是原子的磁共振信号, 极化原子被共振激发到垂直于磁场的横向平面, 之后横向极化的进动信号会通过光与原子的相互作用被探测光读出. 实验上, 原子的横向极化被共振激发有两种常用的模式: 第1种是通过功率、频率或偏振被调制的抽运光在垂直于磁场方向直接激发极化, 当抽运光调制频率与原子拉莫进动频率共振时, 可以形成可观的横向极化, 这是Bell和Bloom[29]在1961年发明的抽运模式, 被称为Bell-Bloom抽运或同步抽运; 第2种是在纵向通过光抽运形成纵向极化, 同时在横向施加与原子拉莫进动频率共振的射频信号, 这样可以将纵向极化的一部分激发到横向, 这是Brossel和Bitter[30]在1952年研究光抽运机制时提出的方法, 被称为磁光双共振. 本文采用的是基于磁光双共振的磁力仪系统.
根据信号探测的手段, 磁光双共振原子磁力仪又可以分为单光和双光系统. 其中单光系统使用的是波长与原子跃迁共振的抽运光, 它的吸收信号在射频信号接近共振时的变化就是磁力仪的磁共振响应信号; 而双光系统会同时使用波长与原子跃迁共振的抽运光以及远失谐的探测光, 信号通过探测光偏振的旋转读出. 这两个系统各有优劣, 单光系统更适合于集成化和小型化, 而双光系统提供了更多的调节参数, 有利于优化系统的指标. 在本项测试中选用双光系统.
图4所示为测试的整体结构. 磁力仪探头由光固化树脂3D打印制成, 放置于由5层坡莫合金组成的磁屏蔽筒内. 屏蔽筒最内层放置一个同轴的线圈筒, 其表面经过加工缠绕着螺线圈(用于提供z方向主磁场B0)和cosine线圈(用于提供y方向激励磁场By). 抽运光与探测光均由DBR激光器提供. 其中, 抽运光为圆偏振光, 功率为12 mW, 频率和Rb 的D1线跃迁共振, 其光斑经过透镜组放大成与气室截面相当, 之后沿着z方向射入气室. 探测光由单模保偏光纤引入磁力仪探头上, 经准直后输出光斑直径为1 mm. 探测光通过线偏振片和平面反射镜后从x方向进入多反射腔内, 从多反射腔出射的探测光偏振被差分光电探测器分析. 信号中含有y方向激励场频率的部分经过锁相放大器解调后, 转换成与x方向原子极化相关的信号. 这里需要强调, 探测光的方向是由多反射腔内光的平均方向所决定. 由于光在腔内呈对称分布, 因此腔镜中心连线方向可以作为探测光的等效方向.
设激励场是沿y方向的振荡场, 即By = 2Bmcos(ωt), 原子感受到的总磁场为沿z方向的主磁场B0和激励场之和. 这样, 原子极化P随外磁场的演化可以由Bloch方程表示:
其中, γ为基态原子旋磁比, T1和T2分别是极化的纵向弛豫时间和横向弛豫时间, Rp为光抽运速率, s0是光的角动量方向矢量, 对沿着z方向传播的圆偏振光, s0 =
${\boldsymbol{\hat z}}$ . 此时沿着探测光方向的极化Px可以表示为[31]Δω = ω – ω0, ω0 = γB0,
$ 1/{T'_{1, 2}} = {R_p} + 1/{T_{1, 2}} $ . 通过锁相放大器解调出的磁力仪响应信号与Px成正比, 可通过调节相位分解成Pl和Pd两部分输出.实际测试时, 主磁场选择在40 mG (1 G =10–4 T)附近, 气室加热温度维持在100 ℃附近, 探测光失谐约为–90 GHz, 入射光功率约为0.5 mW, 调制场幅度20 nT. 在此条件下采得的典型的磁力仪的响应曲线如图5(a)所示. 由于柱面腔镜对探测光束的会聚和发散效应, 探测光在多反射腔内的光斑分布比较复杂, 结合原子在腔内的扩散效应, 基于Herriott腔的磁力仪响应曲线不能用均匀光斑条件下获得到的单洛伦兹线型描述. 根据过往的经验[19,32,33], 探测信号通常应看作两个不同线宽的洛伦兹线型的叠加[18], 这等效于将多反射腔内的光按光斑大小分为两类. 本文也沿用了这个结论, 用下列的组合来拟合磁力仪的响应曲线:
如图5(a)所示, 上述两个拟合函数可以很好地描述实验数据. 根据色散曲线可知, 将调制场频率设置在原子拉莫进动频率处时, 系统对主磁场变化最敏感. 经过优化, 系统的磁场灵敏度如图5(b)所示, 在10—20 Hz频段可以达到95 fT/Hz1/2的水平. 这个结果与此前温度更高的系统得到的结果类似[34], 且都受限于电流源的噪声. 该噪声是一个共模噪声, 如果想突破该噪声限制, 可以使用梯度仪的模式[34,35]: 利用两个气室或一个气室的两部分来同时测量相同的背景磁场, 然后通过差分的方式获得磁场梯度, 从而可以将共模噪声大幅抑制.
抽运光也是影响磁光双共振系统测量结果的重要因素. 抽运光功率、偏振或频率的波动都直接影响信号的信噪比. 此外, 失谐的圆偏振抽运光还会引起光频移效应[36], 等效于一个沿光传播方向的磁场, 这也会影响最终测量的精度. 为了彻底消除这个影响源, 可以选择使用脉冲式的工作模式[19]: 将单个运行周期分为抽运和探测两个阶段, 其中抽运光在探测阶段被迅速关断, 这样可以进一步提高测量的灵敏度和精度. 这种工作模式也被称为自由感应衰变(free induction decay, FID)磁力仪.
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本文展示了一种在真空条件下制造不带尾管且包含Herriott多反射腔原子气室的方法, 这是实现含多反射腔原子气室的标准化制备的重要一步. 我们在磁光双共振的碱金属原子磁力仪中展示了这种气室的性能, 并预期其会在氦原子磁力仪[37]和其他相关的共磁力仪系统[38]中同样适用, 后两种系统对无尾管封装的需求也更高. 常用氦原子磁力仪气室中氦气的量一般控制在10 Torr以下. 根据Paschen定律, 相较于本文制作时使用的较高气压的环境, 氦气充气的气压条件使键合系统更容易受限于真空放电. 因此, 它的制作流程也需要进行相应改进, 在初始的较低气压下, 需要使用较低的电场强度进行初步键合先实现气室内外的隔离; 然后再填充300 Torr以上的气体, 并在该环境下提高键合电场强度加固气室密封键合的强度. 另一方面, 如果需要在本文要制作的气室内充入高于大气压的气体, 则放电对制作过程的影响被抑制, 硅片的机械强度会成为限制充入气体气压的上限. 要提高充入气体的气压, 可行的解决方法包括直接增加硅片的厚度或者使用双面抛光的硅片, 在硅片的外侧键合另一层窗口来增大硅片的等效厚度.
真空封装含Herriott多反射腔原子气室及其在原子磁力仪中的应用
Atomic vapor cells with Herriott-cavity sealed under vacuum and their applications in atomic magnetometry
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摘要: 本文主要研究用于精密测量的含多反射腔原子气室的标准化制备方法: 一方面将Herriott多反射腔技术和阳极键合技术相结合, 另一方面在全真空条件下密封含多反射腔原子气室. 这样制备出的新型气室可以广泛应用于原子器件中, 在提升测量灵敏度的同时, 提高器件的标准化程度. 本文介绍这种原子气室的制备方法的同时, 还通过气室在磁光双共振碱金属原子磁力仪中的应用展示其工作潜能. 该示范展示了利用含22次反射的多反射腔, 充有400 Torr (1 Torr = 1.33×102 Pa) 氮气和自然丰度铷原子气室获得的磁共振信号, 并以此信号为基础在10—20 Hz的频率区间测得了95 fT/Hz1/2的磁场灵敏度. 之后, 我们将把基于这种技术制作的气室拓展到对气室质量要求较高的氦原子磁力仪和核自旋原子共磁力仪中.Abstract: This paper focuses on standardized fabrications of atomic vapor cells with multipass cells. For this purpose, we build a vacuum system that enables the sealing of the multipass-cavity-assisted cell under vacuum. Alkali atoms are prepared inside a glass holder, and the tip of the holder is broken by controlled collisions under vacuum. Atoms are then transferred to a cell glass body part by heating. Once enough atoms accumulate inside the glass part, buffer and quenching gases are filled into the system, and the glass body part is moved to contact the silicon wafer which is bonded with a Herriott-cavity. Then the cavity part and the glass part are sealed together using the anodic bonding technique. The resulting vapor cells provide enhanced measurement sensitivity and improved device standardization, which allows for seamless replacements of each other in practical applications. The performances of these cells are tested, including a test in a double-resonance alkali-metal atomic magnetometer. A magnetic field sensitivity of 95 fT/Hz1/2 is achieved in a frequency range from 10 to 20 Hz with a multipass cell filled with 400 Torr (1 Torr = 1.33×102 Pa) N2 and natural Rb atoms at 100 ℃. The technology and cells developed in this work are expected to have wide applications in atomic devices, especially in He magnetometers and nuclear-spin atomic co-magnetometers, which have special requirements for cell qualities.
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Key words:
- Herriott cavity /
- atomic magnetometer /
- optical pumping /
- vacuum sealing .
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图 1 光在本文设计的多反射腔内传播示意图, 两个腔镜键合在一片硅片上形成多反射腔模块, 硅片厚度为0.5 mm, 尺寸为21 mm × 33 mm
Figure 1. Illustration of the light propagation in the multipass cavity made in this paper, the two cavity mirrors are bonded on a piece of silicon wafer, whose dimension is 0.5 mm × 21 mm × 33 mm.
图 2 含腔气室真空封装装置 (a) 真空封装腔体简图, a1和a2为1号和2号一维位移台, a3为二维位移台; (b) 铷原子充入部分, b1为加热区域(此处内侧有放置加热片的空槽), b2为尼龙隔热层, b3为玻璃罩放置平台, b4为自制碱金属原子源, b5为碱金属原子源尾管, 之后用被撞击碎开; (c) 阳极键合封装部分, c1为用于撞击b5的刀片, c2为陶瓷绝缘层, c3为含加热片的陶瓷层, c4为导热铜块, c5为与b3相同
Figure 2. Setup for vacuum-sealing the vapor cell with a multipass cavity: (a) Schematic diagram of the main vacuum chamber, a1 and a2 are No. 1 and No. 2 one-dimensional displacement stages, a3 is two-dimensional displacement stage; (b) atom filling part, b1 is the place to put a heater, b2 is nylon insulation layer, b3 is the platform for the glass container, b4 is the home-made atom source, b5 is the bottom part of the atom source, which is to be broken later in the process; (c) anodic bonding and packaging part, c1 is blade, c2 is ceramic insulation layer, c3 is ceramic insulation layer with a heater, c4 is copper, c5 is the same as b3.
图 3 利用含400 Torr N2和自然丰度Rb原子气室得到的在Rb D1线跃迁线附近的吸收光谱, 空心点为实验数据, 实线为(2)式的拟合结果, 内嵌图为气室的照片
Figure 3. The light absorption spectrum of Rb atoms near D1 line using an atomic vapor cell filled with 400 Torr N2 and Rb atoms of natural abundance, the dots are the experimental data, and the line is the fitting result of Eq.(2), the inset is the picture of the cell.
图 4 碱金属原子磁光双共振磁力仪实验装置图, 其中探测光通过单模保偏光纤耦合到磁屏蔽内层的磁力仪探头上
Figure 4. A schematic plot of the double-resonance magnetometer setup, and the probe beam is fiber coupled to the sensor head inside the magnetic shields.
图 5 (a)原子磁力仪的响应曲线及采用(7)式和(8)式函数拟合的结果; (b) 磁力仪系统灵敏度, 数据已经过磁力仪的频率响应修正
Figure 5. (a) Experiment and fitting results by Eq.(7) and Eq.(8) of the magnetometer responses; (b) the field sensitivity of the double-resonance magnetometer, where the results have been corrected using the frequency responses of the magnetometer.
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