靳 剛成永杰程先友王 碩黃承祖陳 星劉星汛齊萬(wàn)泉

（1.北京無(wú)線電計(jì)量測(cè)試研究所，北京100039；2.計(jì)量與校準(zhǔn)技術(shù)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，北京100039；3.防化研究院國(guó)民核生化災(zāi)害防護(hù)國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，北京102205）

1 引 言

微波技術(shù)作為當(dāng)前雷達(dá)探測(cè)、通信導(dǎo)航、醫(yī)學(xué)成像等領(lǐng)域的關(guān)鍵技術(shù)之一，得到了廣泛應(yīng)用。隨著微波技術(shù)的快速發(fā)展，采用偶極天線等對(duì)微波電場(chǎng)強(qiáng)度進(jìn)行測(cè)量的傳統(tǒng)方法，其準(zhǔn)確度和靈敏度逐漸難以滿足當(dāng)今研究和應(yīng)用的需求。 目前微波電場(chǎng)的校準(zhǔn)和測(cè)量通常采用標(biāo)準(zhǔn)天線法或者標(biāo)準(zhǔn)場(chǎng)法，采用偶極天線為電場(chǎng)探頭。 偶極天線的最小可測(cè)場(chǎng)強(qiáng)約為1mV／cm，測(cè)量不確定度約為12%左右。 此外，采用集成光波導(dǎo)電場(chǎng)探頭可以將最小可測(cè)場(chǎng)強(qiáng)降低到100μV／cm，但仍需要額外校準(zhǔn)，因此急需新的測(cè)量技術(shù)突破傳統(tǒng)方法的限制。

隨著量子技術(shù)的快速發(fā)展，SI 的基本單位已經(jīng)全部實(shí)現(xiàn)由基本常數(shù)定義，計(jì)量科學(xué)進(jìn)入量子時(shí)代。 量子技術(shù)通常利用原子體系的能級(jí)結(jié)構(gòu)精確、可復(fù)現(xiàn)性等優(yōu)點(diǎn)，廣泛應(yīng)用于時(shí)間頻率、重力加速度、磁場(chǎng)等多個(gè)物理量的測(cè)量，極大的提升了精密測(cè)量的技術(shù)水平。

里德堡原子因軌道半徑很大，具有較大的電偶極矩和極化率，對(duì)外界電磁場(chǎng)極其敏感，有望實(shí)現(xiàn)對(duì)微波電場(chǎng)的高準(zhǔn)確度、低不確定度的測(cè)量，實(shí)現(xiàn)微波電場(chǎng)溯源鏈路的扁平化，帶動(dòng)軍事、通信等領(lǐng)域深刻變革。 美國(guó)國(guó)家標(biāo)準(zhǔn)與技術(shù)研究院（NIST）、美國(guó)奧克拉荷馬大學(xué)、美國(guó)密歇根大學(xué)、山西大學(xué)、中國(guó)計(jì)量科學(xué)研究院（NIM）、華南師范大學(xué)、北京無(wú)線電計(jì)量測(cè)試研究所等在量子微波電場(chǎng)測(cè)量領(lǐng)域開展了一系列研究工作。

2 里德堡原子相干效應(yīng)的電場(chǎng)強(qiáng)度測(cè)量原理

2.1 里德堡原子

里德堡原子是一種高激發(fā)態(tài)原子，其最外層電子的主量子數(shù)＞20，電子束縛能隨增大而減小，有較大的極化率、躍遷偶極矩和較長(zhǎng)的相干時(shí)間，是量子計(jì)算和量子精密測(cè)量的理想系統(tǒng)之一。

里德堡原子最早于1888年由瑞典科學(xué)家里德堡根據(jù)氫原子巴爾末光譜數(shù)據(jù)提出，并給出了里德堡公式。

式中：——對(duì)應(yīng)的譜線波長(zhǎng)；R——里德堡常數(shù)；，——主量子數(shù)。

里德堡原子的最外層電子處于很高的激發(fā)態(tài)，離原子核很遠(yuǎn)，對(duì)比基態(tài)原子具有很多的奇異特性：軌道半徑大（ ～），輻射壽命長(zhǎng)（ ～），極化率大（ ～）等，里德堡原子特征與主量子數(shù)的關(guān)系如表1 所示。

表1 里德堡原子特性表Tab.1 The characteristics of Rydberg atoms

里德堡原子的能級(jí)間隔可覆蓋（1～900）GHz 微波頻率，且能級(jí)間躍遷偶極矩非常大，易與微波電場(chǎng)發(fā)生相干耦合，同時(shí)利用里德堡原子的電磁誘導(dǎo)透明（EIT）效應(yīng)和Autler-Townes（AT）效應(yīng)可以將微波場(chǎng)強(qiáng)參數(shù)直接溯源至?xí)r間頻率，進(jìn)而實(shí)現(xiàn)對(duì)微波場(chǎng)強(qiáng)的低不確定度測(cè)量。 里德堡原子具有較強(qiáng)的長(zhǎng)程相互作用力和電磁敏感特征，可用于量子精密測(cè)量、量子信息、量子計(jì)算等領(lǐng)域。

2.2 里德堡原子制備

目前，可以通過(guò)單光子激發(fā)和級(jí)聯(lián)雙光子激發(fā)兩種方案實(shí)現(xiàn)里德堡原子制備，如圖1 所示。 對(duì)堿金屬銫原子，單光子激發(fā)光源為319nm 紫外激光，可單步激發(fā)制備里德堡原子。 該光源一般采用1 560nm和1 077nm 激光和頻之后再倍頻得到；級(jí)聯(lián)雙光子激發(fā)方案利用852nm 和509nm 雙光子共振激發(fā)原子至里德堡態(tài)。 由于基態(tài)與里德堡態(tài)原子之間直接躍遷幾率小，利用單光子激發(fā)方案制備的里德堡原子數(shù)目少，光譜信號(hào)弱，因此級(jí)聯(lián)雙光子方案為主流方案如圖2（a）所示。

圖1 里德堡原子制備示意圖Fig.1 Schematic of preparation for Rydberg atoms

2.3 里德堡原子相干效應(yīng)

里德堡原子附近能級(jí)躍遷處于微波頻段，且具有極大的電偶極矩，因此里德堡原子可以與微波電場(chǎng)產(chǎn)生較高的耦合強(qiáng)度，利用里德堡原子的電磁誘導(dǎo)透明Autler-Townes（EIT-AT）效應(yīng)，可將微波電場(chǎng)強(qiáng)度測(cè)量轉(zhuǎn)化為對(duì)里德堡能級(jí)躍遷的微波拉比頻率測(cè)量，進(jìn)而實(shí)現(xiàn)微波場(chǎng)強(qiáng)的精密測(cè)量。 EIT 現(xiàn)象是一種量子相干效應(yīng)，介質(zhì)的色散性質(zhì)在強(qiáng)耦合光作用下發(fā)生改變，從而使得介質(zhì)對(duì)探測(cè)光吸收減小，EIT 效應(yīng)于1989年被Imamoglu 和Harris 等人首次發(fā)現(xiàn)。 以里德堡原子四能級(jí)結(jié)構(gòu)為例，如圖2（a）所示。 當(dāng)探測(cè)光與耦合光雙光子共振于銫原子基態(tài)和里德堡態(tài)能級(jí)時(shí)，可得到階梯型三能級(jí)EIT光譜，如圖2（b）所示。

圖2 里德堡原子能級(jí)結(jié)構(gòu)和光譜圖Fig.2 Four-level system of Rydberg atom

當(dāng)微波場(chǎng)耦合里德堡原子相鄰能級(jí)時(shí)，第3 個(gè)綴飾態(tài)引入EIT 中，導(dǎo)致EIT 共振分裂為2 個(gè)，對(duì)于共振的微波驅(qū)動(dòng)場(chǎng)，探測(cè)光最大透射峰分裂間隔由微波場(chǎng)的拉比頻率決定，該效應(yīng)就是EIT-AT 效應(yīng)。當(dāng)沒有微波電場(chǎng)作用時(shí)，探測(cè)光光譜信號(hào)為EIT 透射譜，如圖3（a）所示。 當(dāng)施加微波電場(chǎng)頻率與里德堡躍遷頻率共振時(shí)，EIT 光譜發(fā)生AT 分裂，如圖3（b）所示，該分裂大小與施加的微波電場(chǎng)強(qiáng)度有關(guān)。

圖3 微波場(chǎng)開啟關(guān)閉時(shí)的EIT 信號(hào)圖Fig.3 EIT signal diagram when RF off and on

2.4 電場(chǎng)測(cè)量原理

從式（2）可知Δ與微波電場(chǎng)成正比，可以將微波電場(chǎng)測(cè)量轉(zhuǎn)化為AT 分裂間隔的頻率測(cè)量，并將微波場(chǎng)強(qiáng)溯源到普朗克常數(shù)。

基于里德堡原子的電場(chǎng)測(cè)量方案如圖4 所示，其不確定度低于傳統(tǒng)方案。 對(duì)于銫原子，852nm 探測(cè)光和509nm 耦合光激發(fā)原子至里德堡態(tài)和基態(tài)的相干態(tài)上，在沒有微波場(chǎng)作用時(shí)，探測(cè)光透射譜為一個(gè)EIT 透射峰，考慮里德堡原子與共振的微波場(chǎng)相互作用情形，當(dāng)微波場(chǎng)強(qiáng)幅度由零逐漸增大時(shí)，EIT 透射峰發(fā)生展寬同時(shí)峰值減小。 當(dāng)微波場(chǎng)強(qiáng)增大到一定值時(shí)，EIT 透射峰位置出現(xiàn)凹陷，形成AT 分裂，在沒有波長(zhǎng)失配的情況下（掃描耦合光頻率），AT 分裂大小Δ與微波躍遷拉比頻率Ω成正比，與其他參數(shù)無(wú)關(guān)，利用式（2）計(jì)算即可得到微波場(chǎng)強(qiáng)幅值。

圖4 里德堡原子微波電場(chǎng)測(cè)量方案原理圖Fig.4 Experimental setup of microwave electric field measurement using Rydberg atom

3 基于里德堡原子相干效應(yīng)的微波電場(chǎng)測(cè)量技術(shù)

基于里德堡原子的EIT-AT 效應(yīng)，可以將微波電場(chǎng)的強(qiáng)度測(cè)量轉(zhuǎn)化為原子譜線分裂間隔測(cè)量，實(shí)現(xiàn)高準(zhǔn)確度的微波電場(chǎng)幅值測(cè)量。 采用平衡探測(cè)技術(shù)、非共振探測(cè)技術(shù)和超外差法可以實(shí)現(xiàn)高靈敏度電場(chǎng)測(cè)量，此外針對(duì)不同天線極化方向下原子光譜特征可以刻畫微波輻射場(chǎng)的極化特性。

3.1 微波電場(chǎng)高準(zhǔn)確度測(cè)量

目前，微波電場(chǎng)檢測(cè)機(jī)構(gòu)均采用偶極天線等傳統(tǒng)傳感器設(shè)備，受測(cè)量原理和探頭結(jié)構(gòu)材料的限制，傳統(tǒng)方法存在一定缺陷：1）溯源鏈路復(fù)雜；2）場(chǎng)強(qiáng)探頭的靈敏度受限于偶極子長(zhǎng)度；3）探頭含有金屬材料會(huì)對(duì)被測(cè)電場(chǎng)產(chǎn)生干擾；4）測(cè)量不確定度大等。

圖5 使用EIT-AT 方案得到的微波電場(chǎng)強(qiáng)度測(cè)量結(jié)果圖［37］Fig.5 Measurement results of microwave electric field based on the EIT-AT effect［37］

堿原子蒸氣室作為探頭，其性能會(huì)直接影響到微波場(chǎng)強(qiáng)測(cè)量的準(zhǔn)確度。 美國(guó)奧克拉荷馬大學(xué)和中國(guó)計(jì)量院分別于2016年和2018年，對(duì)不同大小的蒸氣室規(guī)格進(jìn)行了內(nèi)部的電場(chǎng)分布仿真分析，討論了尺寸大小對(duì)蒸氣內(nèi)空間微波場(chǎng)的擾動(dòng)特性，如圖6 所示。 從圖中可知，當(dāng)堿原子蒸氣室尺寸與被測(cè)微波波長(zhǎng)比值小于0.1 時(shí)，可以認(rèn)為堿原子蒸氣室對(duì)被測(cè)微波擾動(dòng)可以忽略，得出在15GHz 處采用8mm 的方形蒸氣室可以減弱微波在內(nèi)室的共振效應(yīng)。

圖6 堿原子蒸氣室內(nèi)部不同微波波長(zhǎng)下的電場(chǎng)分布圖［15］Fig.6 Electric field distribution of vapor cells under different MW wavelengths［15］

3.2 微波電場(chǎng)高靈敏度測(cè)量

美國(guó)俄克拉荷馬大學(xué)Sedlacek 等人，基于里德堡原子實(shí)現(xiàn)了最小幅值為8μV／cm 的微波場(chǎng)強(qiáng)測(cè)量，測(cè)量靈敏度達(dá)到了30μV·cm·Hz，如圖7 所示，測(cè)量靈敏度比傳統(tǒng)天線的測(cè)量高一個(gè)數(shù)量級(jí)。 另外，采用頻率失諧方案也可以增加微波等效作用Rabi 頻率，對(duì)應(yīng)的AT 分裂間隔變大，可以增加微波可探測(cè)靈敏度。

圖7 采用探測(cè)光透射率測(cè)量微波電場(chǎng)圖［14］Fig.7 Measured MW electric field amplitude based on EIT transmission signal［14］

2020年，山西大學(xué)景明勇等人采用超外差原理，實(shí)現(xiàn)了測(cè)量靈敏度為55nV·cm·Hz的微波場(chǎng)強(qiáng)測(cè)量，極大的提高了微波電場(chǎng)測(cè)量靈敏度，如圖8 所示。 因超外差測(cè)量靈敏度可以接近量子投影噪聲極限，其在雷達(dá)探測(cè)、天文學(xué)、計(jì)量等領(lǐng)域極具應(yīng)用前景。

圖8 超外差場(chǎng)強(qiáng)測(cè)量結(jié)果圖［17］Fig.8 Electric fields measurement results of superhet［17］

3.3 微波電場(chǎng)極化方向測(cè)量

基于里德堡原子相干效應(yīng)的微波電場(chǎng)測(cè)量方案還可以用于微波極化方向測(cè)量。 當(dāng)探測(cè)光和耦合光偏振方向一致且固定時(shí)，在相同微波電場(chǎng)強(qiáng)度下，微波電場(chǎng)極化改變會(huì)導(dǎo)致光譜線型發(fā)生變化，可根據(jù)吸收光譜的變化實(shí)現(xiàn)對(duì)微波電場(chǎng)極化方向的測(cè)量。 微波電場(chǎng)極化方向測(cè)量方案使用的能級(jí)結(jié)構(gòu)如圖9（a）所示，能級(jí)圖中給出了所有可能的52 種躍遷狀態(tài)，微波極化方向測(cè)量結(jié)果如圖9（b）所示，探測(cè)光、耦合光和微波電場(chǎng)極化方向一致時(shí)，零失諧位置平坦，如圖9（b）中黑線所示；探測(cè)光和耦合光偏振方向與微波極化方向垂直時(shí)，零失諧位置峰值較高， 如圖9（b）中藍(lán)線所示；微波極化沿光傳輸方向，激光偏振相對(duì)于原子為6偏振，光譜如9（b）中紅線所示。 采用該測(cè)量方法，可以實(shí)現(xiàn)對(duì)微波極化測(cè)量分辨力約為0.5°，測(cè)量分辨率主要受激光頻率穩(wěn)定性、強(qiáng)度穩(wěn)定性、光譜電子噪聲、激光偏振消光比等因素影響。

圖9 能級(jí)結(jié)構(gòu)和微波電場(chǎng)極化方向測(cè)量圖［41］Fig.9 Level diagram showing all 52 possible states and measurement of microwave electric field polarization［41］

本文分析了7.5V／m 的微波電場(chǎng)作用下，不同微波極化和激光偏振方向下的原子光譜圖，如圖10所示。 當(dāng)509nm 激光偏振沿水平方向，天線輻射電場(chǎng)極化方向垂直時(shí)，在零失諧位置，其峰值仍舊存在，無(wú)法消除。 當(dāng)509nm 激光偏振與微波極化同向時(shí)，其零失諧處峰值消失，實(shí)際上這是由于里德堡原子構(gòu)成的偶極子與同向的微波相互作用，AT 分裂峰只出現(xiàn)在m=1／2 和m=3／2 磁子能級(jí)對(duì)應(yīng)位置處。 定義零失諧D主峰下的光譜峰面積為，m=1／2 和m=3／2 磁子能級(jí)下的譜峰面積，，=+。 由此可以根據(jù)參數(shù)去刻畫微波極化方向=／（+）。 當(dāng)=0 極小值時(shí)，微波極化方向與509nm 激光方向一致；當(dāng)極大值時(shí)對(duì)應(yīng)與509nm 激光偏振垂直方向。 根據(jù)取值，在不改變?cè)犹筋^的情況下，可以實(shí)現(xiàn)微波的極化測(cè)量。

圖10 不同激光偏振和微波極化方向的探測(cè)光透射圖Fig.10 EIT-AT spectrum under different laser and microwave polarizations configuration

4 工程化量子電場(chǎng)測(cè)量技術(shù)

目前，在微波電場(chǎng)測(cè)量靈敏度等指標(biāo)上有很大突破，但均是基于實(shí)驗(yàn)室演示實(shí)驗(yàn)，相對(duì)于傳統(tǒng)的電場(chǎng)探頭，其使用便捷性仍存在較大挑戰(zhàn)，尤其成為一項(xiàng)實(shí)用化工程測(cè)試儀，需要考慮測(cè)試不同頻率微波時(shí)，耦合光的快速準(zhǔn)確的調(diào)諧能力。 盡管原子的同頻共振特性使其成為天然的微波濾波器，有利于實(shí)現(xiàn)高靈敏的窄帶接收機(jī)，但同時(shí)也給寬帶頻率范圍的微波測(cè)量帶來(lái)了障礙。 北京無(wú)線電計(jì)量測(cè)試研究所致力于便捷性強(qiáng)的量子電場(chǎng)測(cè)量方案研究，研制了1.3nm 連續(xù)調(diào)諧范圍的光纖耦合光系統(tǒng)，實(shí)現(xiàn)了里德堡能級(jí)跨越52 個(gè)主量子數(shù)的覆蓋能力，基于此實(shí)現(xiàn)了頻率范圍（1～40）GHz，幅值范圍1mV／m～10V／m 的微波場(chǎng)強(qiáng)測(cè)量，并結(jié)合理論和實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證分析了蒸氣室內(nèi)的微波在不同頻段的駐波效應(yīng)，研制了光纖耦合式的蒸氣室。

4.1 寬帶里德堡原子能級(jí)制備技術(shù)

采用里德堡原子的不同能級(jí)結(jié)構(gòu)可以實(shí)現(xiàn)寬頻帶的電場(chǎng)測(cè)量，傳統(tǒng)的外腔激光器雖可以提供單頻窄線寬激光輸出，但受其管芯結(jié)構(gòu)和外腔特點(diǎn)，不可能產(chǎn)生幾納米量級(jí)的連續(xù)可調(diào)諧運(yùn)轉(zhuǎn)狀態(tài)，因此會(huì)導(dǎo)致里德堡態(tài)共振響應(yīng)存在死區(qū)頻段，也就無(wú)法實(shí)現(xiàn)真正意義的寬帶連續(xù)測(cè)量。 基于EIT-AT 分裂方案和超外差方案相結(jié)合實(shí)現(xiàn)了1mV／m ～10V／m 場(chǎng)強(qiáng)幅值范圍的（1～40）GHz 的微波電場(chǎng)強(qiáng)度測(cè)量。 采用自研的509nm 耦合光激光系統(tǒng)，可以實(shí)現(xiàn)里德堡主量子數(shù)從44 至96 的EIT 光譜，如圖11（a）所示。 圖中橫軸的耦合光頻率失諧以D態(tài)共振點(diǎn)為零失諧計(jì)算，灰色的點(diǎn)畫線為不同能級(jí)下的D對(duì)應(yīng)的EIT 譜峰位置，曲線均采用75μW 探測(cè)光和80mW 的耦合光功率，光斑大小分別為1.8mm和1.6mm。

圖11 采用自研激光系統(tǒng)實(shí)現(xiàn)寬域里德堡能級(jí)EIT 光譜圖Fig.11 Broadband Rydberg level EIT spectrum based on homemade coupling laser

采用DFB 結(jié)構(gòu)的百kHz 窄線寬光纖激光器作為種子源，經(jīng)過(guò)光纖放大后，結(jié)合穩(wěn)定的單通倍頻技術(shù)可以實(shí)現(xiàn)功率大于500mW 的509nm 激光輸出。 其波長(zhǎng)范圍可以在（508.6～509.9）nm 連續(xù)變化。 采用光纖延時(shí)拍頻方案測(cè)量激光3dB 線寬為74.8kHz，如圖11（b）所示。 其中耦合光光斑測(cè)試結(jié)果如圖11（c）所示。

4.2 蒸氣室探頭設(shè)計(jì)技術(shù)

基于玻璃蒸氣室結(jié)構(gòu)的量子電場(chǎng)探頭相比于金屬偶極子而言，其尺寸不受被測(cè)頻率的影響。 同時(shí)其介電常數(shù)較小，對(duì)被測(cè)電場(chǎng)的干擾較小。 然而在高頻電場(chǎng)下，即使介電常數(shù)較小，也會(huì)在其表面有一定反射效果，造成多徑效應(yīng)，影響實(shí)際被測(cè)電場(chǎng)的真實(shí)值，進(jìn)而帶來(lái)測(cè)試值與實(shí)際值的偏差。

本文對(duì)圓柱形的高硼硅蒸氣室進(jìn)行了電磁仿真，并在可躍遷頻率點(diǎn)進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)測(cè)試，如圖12 所示。 在微波頻率大于10GHz 以上時(shí)，其波長(zhǎng)小于30mm，可以與蒸氣室直徑比擬，微波在蒸氣室內(nèi)外表面的反射可以造成一定駐波效應(yīng)，采用CST 仿真軟件對(duì)直徑為20mm，長(zhǎng)度為30mm 的蒸氣室進(jìn)行電磁仿真之后可以得到如圖12（a）所示結(jié)果，探針位置分辨力為0.5mm。 紅色點(diǎn)線代表計(jì)算駐波間隔的趨勢(shì)，其中根據(jù)微波頻率，蒸氣室直徑，計(jì)算駐波峰值間隔=（2），得到紅色圓點(diǎn)數(shù)據(jù)。黑色方塊數(shù)據(jù)點(diǎn)則是采用CST 數(shù)值仿真蒸氣室內(nèi)的電場(chǎng)分布。 不同微波頻率下的蒸氣室內(nèi)電場(chǎng)駐波峰值對(duì)應(yīng)的位置如圖12（b）所示，在（18～24）GHz以下，蒸氣室內(nèi)只有兩個(gè)駐波峰值，此現(xiàn)象也可以從圖12（c）看出。 圖12（c）中紅色圓點(diǎn)為18GHz 仿真結(jié)果，藍(lán)色方塊為18.8GHz 的實(shí)測(cè)結(jié)果。 在（24～34）GHz 之間，在蒸氣室內(nèi)有3 個(gè)駐波峰值。 在（34 ～40）GHz 之間可以出現(xiàn)有4 個(gè)駐波峰值。 微波頻率越高，其峰值個(gè)數(shù)變多，而且峰谷值之比變大，即內(nèi)部的電場(chǎng)分布起伏變化較大。

測(cè)試現(xiàn)場(chǎng)如圖12（d）所示，采用精度1μm 的移動(dòng)平臺(tái)改變激光經(jīng)過(guò)蒸氣室截面的不同位置，周圍布置吸波材料，排除周圍環(huán)境反射微波對(duì)測(cè)量結(jié)果的影響。 從實(shí)測(cè)結(jié)果和仿真結(jié)果對(duì)比，兩者的電場(chǎng)強(qiáng)度大小隨蒸氣室內(nèi)的探測(cè)位置變化趨勢(shì)基本一致。 因此，更高頻點(diǎn)測(cè)量時(shí)對(duì)激光位置的定位尤為關(guān)鍵，而且位置的變化帶來(lái)測(cè)量偏差需要校正。

圖12 蒸氣室微波駐波效應(yīng)圖Fig.12 The results of field distribution in vapor cells

采用光纖耦合玻璃蒸氣室技術(shù)可以解決激光指向定位問(wèn)題，其EIT 光譜信號(hào)強(qiáng)度可實(shí)現(xiàn)20%的收集效率，如圖13 所示。 由于其中不含任何金屬元件，是真正意義的非金屬電場(chǎng)探頭，并且結(jié)合精密的光學(xué)元件封裝技術(shù)，有望實(shí)現(xiàn)單端光纖輸入式的反射結(jié)構(gòu)的光纖蒸氣室。

圖13 光纖蒸氣室實(shí)物圖Fig.13 Photo of fiber-coupled vapor

5 結(jié)束語(yǔ)

基于里德堡原子相干效應(yīng)的微波電場(chǎng)測(cè)量技術(shù)可以將微波電場(chǎng)的測(cè)量轉(zhuǎn)化為頻率物理量的測(cè)量，是實(shí)現(xiàn)電場(chǎng)測(cè)量溯源鏈路扁平化和高準(zhǔn)確測(cè)量的必然發(fā)展趨勢(shì)。 作為新型的微波電場(chǎng)測(cè)試方案，量子電場(chǎng)測(cè)量可以突破傳統(tǒng)天線的熱電荷的噪聲極限以及物理尺寸的限制。 采用全光學(xué)、去金屬化器件方案探測(cè)微波電場(chǎng)，單探頭即可實(shí)現(xiàn)寬頻段、高準(zhǔn)確度、低擾動(dòng)的微波電場(chǎng)測(cè)量，結(jié)合光纖器件的高速發(fā)展，可應(yīng)用于測(cè)量場(chǎng)景多樣化的平臺(tái)。

目前，已經(jīng)掌握了原子可測(cè)微波頻率的激光波長(zhǎng)關(guān)系理論計(jì)算能力，設(shè)計(jì)開發(fā)了一套穩(wěn)定性強(qiáng)、激光頻率調(diào)諧迅速的連續(xù)微波頻段里德堡原子制備激光光源系統(tǒng)，并基于實(shí)際應(yīng)用場(chǎng)景分析了玻璃蒸氣室內(nèi)的電場(chǎng)分布，制定了基于單探頭的微波極化測(cè)量方案，同時(shí)也開展該技術(shù)應(yīng)用的工程開發(fā)，未來(lái)致力于開發(fā)一種可搬運(yùn)的工程化量子電場(chǎng)測(cè)量系統(tǒng)，將該項(xiàng)技術(shù)應(yīng)用落地。