集成光子-原子芯片的研究进展

电介质表面的倏逝场强度沿着垂直于表面的方向指数衰减，作用范围小于光波长。处于波导表面的倏逝场与原子偶极矩相互作用可以对原子产生力的作用，选择合适的倏逝场波长可以克服范德瓦尔斯力形成光学偶极阱将原子束缚在电介质表面的近场范围内^［43-45］。处于电介质表面近场范围内的原子可以通过倏逝场与波导模式直接相互作用，在原子态调控中具有重要优势，因此，近场束缚原子备受重视^{［46， 47］}。OVCHINNIKOV Y B等首先于1991年提出使用表面倏逝场束缚原子^［16］，并于1997年通过三角棱镜全反射产生的倏逝场将原子成功束缚于波导表面^［17］，为近场束缚原子迈出了重要一步。此后，在研究近场光子-原子芯片的过程中，出现了各种结构的波导以产生特定结构分布的倏逝场，形成可以稳定束缚原子的光学偶极阱，推动着近场光子-原子芯片的发展。接下来分别介绍光纤锥、集成波导和光子晶体波导表面近场束缚原子的研究工作。

当光纤被拉得很细的时候，光纤内的光场将延伸到光纤外形成很强的倏逝场，而且光纤仍然能够保持比较好的低损耗传输特性^［48］，因此，光纤锥可以很好地提供束缚原子的倏逝场。HAKUTA K研究组于2004年提出使用光纤锥的红蓝失谐光的倏逝场来束缚原子^［44］。光场与原子的偶极矩相互作用对原子产生偶极力，如图6（a）所示，在光纤内同时传输红失谐和蓝失谐光，红失谐光的倏逝场对原子的偶极力起吸引到光纤表面的作用，而蓝失谐光的倏逝场对原子的偶极力起排斥作用。调整合适的红蓝失谐光比例，可以克服光纤表面对原子的范德瓦尔斯力，使原子受力达到平衡^{［49， 50］}，从而原子被稳定囚禁在光纤锥表面。由于光纤锥表面的倏逝场模式面积很大，对原子产生很强的相互作用，光纤锥表面的倏逝场足以对原子能级进行泵浦，原子所发出的荧光也可以高效地耦合到光纤而被探测。2008年，浙江大学TONG L研究组对光纤锥表面红蓝失谐光束缚原子也进行了研究，分析了不同波导模式倏逝场束缚原子的情况^［51］。2010年VETSCH E等通过光纤锥同时实现了原子的束缚、态激发和荧光探测，如图6（b）所示，用于束缚原子的红蓝失谐光和泵浦光被同时导入光纤锥，由于Purcell增强效应，原子发出的大部分荧光可以耦合到光纤锥而被探测器所检测^［52］。随后他们还演示通过控制输入光的偏振将不同自旋态的原子囚禁在光纤锥的不同位置，实现偏振色散光接口，以用于原子数的无损测量^［53］。

图6  光纤锥表面倏逝场囚禁原子示意

Fig. 6  The illustration of atom trap with the evanescent field on the fiber taper

基于光纤锥的原子实验，原子与光纤锥模式可以通过倏逝场产生很强的相互耦合作用。但是光纤锥在光场的作用下会产生机械振动，并且随着光纤锥内光强的增大而增大，很不利于原子态的精确调控，从而很难实现量子比特。为了克服机械振动对原子的影响，固定在芯片上的集成波导被研究并应用于束缚原子，以获得稳定的光子-原子芯片。类似于光纤锥结构，波导内的传输模式可以延伸到波导表面形成倏逝场，倏逝场形成的光学偶极阱可以将原子囚禁于波导表面的近场位置处^［54］。

2000年BARNETT A H等提出使用集成波导内红蓝失谐光来束缚Cs原子^［55］。如图7（a）所示，矩形直波导内传输的红蓝失谐偏振模式在波导表面存在倏逝场，倏逝场与原子偶极矩相互作用产生偶极力形成光学偶极阱使得原子可以克服范德瓦尔斯力而被稳定囚禁于波导表面的近场范围内。光学偶极阱的结构决定于光场的分布，通过设计不同组合的集成波导可以实现不同结构的光学偶极阱。如图7（b）所示，不同数量和排列的波导可以产生不同空间分布的光场，以满足不同场合中囚禁原子所需的光学偶极阱^［56］。2015年美国的MENG Y等设计了可以与MOT装置集成的嵌入式SiN波导装置，如图7（c）所示，该装置通过760 nm和1 064 nm光波的倏逝场将Rb原子囚禁于波导表面，再通过780 nm光波对Rb原子进行泵浦探测^［57］，实现集成波导与原子的近场耦合。

图7  波导结构束缚原子的示意

Fig. 7  The structure of the integrated waveguide for trapping atoms

集成波导原子装置要求波导内用于囚禁原子的红蓝失谐光的功率比较高，在波导表面获得百µk以上的光学偶极阱，需要约几十mW的波导光功率^［56］，实验中难以在芯片上的波导输入这么高的光功率，同时如此高的光功率会使得波导产生很大的热量，影响光子-原子芯片的稳定工作。为此可以利用具有周期性结构的可对光波产生反射作用的光子晶体波导微腔在波导上形成共振增强光场对原子进行束缚。

由于光子晶体的谐振腔的共振波长受限于晶体的周期，腔内很难同时存在两个相邻波长的共振模式，因此无法通过红蓝失谐光的倏逝场来囚禁原子，而需要通过设计特定结构的光子晶体波导或者借助自由空间光束将原子束缚于光子晶体波导表面的近场范围内。美国的KIMBLE H J研究组于2013年提出使用周期性圆孔的光子晶体波导内的光场形成光学偶极阱囚禁原子^［58］，如图8（a）所示，设计特定的圆孔周期使蓝失谐光在晶体波导上的共振波节处于空心孔的中心位置，在空心空中心具有最小光场，由于蓝失谐光场对原子的作用是排斥力，从而在晶体波导的空心孔内形成束缚原子的光学偶极阱。同时，让调控光束在晶体波导上的共振波腹处于空心孔的中心位置，对束缚于其中的原子产生有效调控。此外，他们还设计了平行双晶体波导，如图8（b）所示，在两晶体波导中间形成束缚原子的光学偶极阱和调控原子的光场，通过调节双晶体波导的相位可以改变光学偶极阱和调控光场的位置和大小，在调控原子的过程中具有更好的灵活性。在此基础上，该研究组制备了周期性锯齿状光子晶体波导并成功应用于原子实验中，如图8（c）所示，光子晶体波导两侧周期性分布的锯齿对光场的反射作用产生驻波场，在波导中间镂空的位置形成囚禁原子的光学偶极阱，同时，光子晶体波导模式的倏逝场可以与束缚原子产生很好的近场耦合，进行原子态的近场调控^［59］。

图8  一维光子晶体波导束缚原子装置

Fig. 8  The structure of the 1D photonic crystal waveguide for trapping atoms

在一个位置同时形成光学偶极阱和调控光场，需要波长和晶体周期结构满足严格的匹配条件，给实验带来很多局限。因此，自由空间光场被用于辅助倏逝场将原子囚禁在光子晶体波导表面，降低光子晶体的结构要求，给实验带来更多操作自由度。THOMPSON J D等在研究Rb原子与光子晶体波导相互作用的实验中通过自由空间光的辅助作用将原子囚禁在波导表面。如图8（d）所示，首先通过原子传送带将冷原子从MOT系统转移到一维光子晶体波导表面，然后在倏逝场与自由空间光场的共同作用下将原子囚禁在波导表面近场范围内，进而研究Rb原子与晶体波导模式的耦合作用^［37］。

除了一维光子晶体波导，二维光子晶体结构也被用于束缚原子，二维光子晶体可以产生二维光学偶极阱阵列束缚原子形成二维原子阵列。2015年KIMBLE H J研究组将束缚原子的一维孔阵光子晶体波导推向二维孔阵光子晶体结构，获得二维原子阵列，如图9（a）和（b）所示，在电介质片上分别制备周期性排列的圆孔和圆柱，在晶体结构表面形成二维周期性分布的倏逝场，结合垂直于晶体表面的自由空间光场可以形成稳定囚禁原子的光学偶极阱阵列，从而形成二维原子阵列^{［40， 60］}。类似地，LUKIN M D研究组通过金属小球阵列产生的表面等离激元场束缚原子获得二维原子阵列，如图9（c）所示，二维周期性排列的纳米金属小球可以激发出表面等离激元，形成二维周期性分布的光学偶极阱阵列，每个光学偶极阱都可以束缚单原子，从而可以获得二维原子阵列^［61］。光子晶体由于其独特的周期性结构，在二维和三维原子阵列在研究中具有重要应用。

图9  二维光子晶体束缚原子示意

Fig. 9  The structure of the 2D photonic crystal waveguide for trapping atoms

光纤锥的直径越小，传输模式延伸到表面的光场越多，形成的倏逝场越强，因此，光纤锥的传输模式与其表面的原子通过倏逝场可以发生有效的相互耦合作用^［46］。HAKUTA K研究组于2005年通过实验观测光纤锥表面Cs原子的自发辐射特性，如图10（a）所示，在光纤锥表面倏逝场的作用下，原子态发生改变，随着原子与光纤锥表面的距离减小，原子辐射到传输模式、自由空间速率呈指数增大^［62］。同时，光纤锥表面的原子通过对倏逝场的散射作用而影响传输模式，如图10（b）所示，随着原子与光纤锥表面的距离减小，处于基态（点线）和激发态（虚线）的原子对倏逝场的散射作用呈指数增大^［63］。进一步的研究发现，光纤锥表面不同位置的原子之间也可以通过光纤锥传输模式的近场耦合而发生相互影响。如图10（c）所示，双原子的相对位置发生改变时，原子的辐射速率发生相应的变化^［64］。

图10  波导表面倏逝场与原子的相互作用

Fig. 10  The illustration of the coupling between the atom and the evanescent field on the waveguide

奥地利维也纳大学RAUSCHENBEUTEL A研究组将基于光纤锥的原子实验推向了量子领域。他们通过实验研究了光纤锥表面的Cs原子量子态的相干特性^［65］，通过原子与光纤锥的耦合作用分别实现集成偏振隔离器和光存储^{［66， 67］}。2020年，该研究组实现光纤锥表面单个原子的捕获和成像，为研究原子的量子特性提供更好的实验技术^［68］。接着他们利用与光纤锥弱耦合的Cs原子实现光纤内强关联光子态的制备^［69］，通过光纤内的光场与光纤表面的原子耦合发生正交态压缩，从而使得时间能量纠缠的双光子实现解纠缠^［70］。此外，他们还研究了光纤锥表面原子运动的量子效应和集体辐射效应^{［71， 72］}，通过原子自旋来控制光纤非互易的拉曼放大^［73］。这些研究展现了光纤锥表面原子独特的量子特性，并且将原子的量子效应很好的应用于集成光调控。法国的LAURAT J研究组通过光纤锥上的原子也进行了量子特性的研究，2016年实验演示了光纤锥表面原子形成的布拉格原子光栅对光的布拉格反射现象^［74］，接着实现光纤锥表面单原子阵列的纠缠激发，并对存储的纠缠态进行读取^［75］。

由于波导模式的光场主要分布在波导内部，延伸到表面的倏逝场很少，这给集成波导囚禁原子的实验带来了困难^{［76， 77］}。随着集成波导表面囚禁原子的技术逐渐走向成熟，可以实现波导表面的单原子囚禁，集成原子芯片的量子特性研究也得到开展。2020年美国KANNAN B等通过集成波导囚禁原子的装置实现原子量子比特和波导模式的耦合，以及不同位置原子量子比特之间的耦合^［78］。2021年美国哈佛大学研究组通过集成量子波导与原子的耦合，实现波导表面上两个单原子之间的纠缠制备、快速无损原子态读取和原子比特的全量子控制^［79］。

由于光子晶体内周期性的结构可以形成共振腔，共振增强场和原子之间可以发生很强的相互耦合作用^［80］。因此，各种各样的光子晶体被用于与原子相互耦合，包括周期性圆孔光子晶体、周期性锯齿状光子晶体、周期性折射率分布的光子晶体以及超导光子晶体等。KIMBLE H J研究组通过一维周期性圆孔光子晶体与原子的相互作用做了一系列研究工作，包括波导上原子的超辐射现象^［81］，用波导上的原子阵列模拟量子多体^［82］，原子之间在晶体能级边带发生耦合作用的现象^［83］。TIECKE T G等对光子晶体波导和原子也进行了相关研究，通过原子与光子晶体波导模式的强耦合作用实现原子对光子相位的调控，演示了集成光量子相位控制器的功能^［84］。光子晶体波导与原子表现出很好的相互耦合特性和量子特性。

2020年美国SAMUTPRAPHOOT P等设计折射率周期性分布的光子晶体波导与原子耦合^［85］，光子晶体波导的折射率周期性分布形成谐振腔，其共振模式的倏逝场可以与晶体表面的原子发生相互耦合作用。由于采用自由空间激光囚禁原子可以自由控制每个单原子的位置，因此观测单原子之间通过光子晶体波导腔模式的近场耦合而产生强耦合。基于此实验装置，研究了两个独立原子之间的纠缠制备、快速无损态读取和原子比特的全量子控制^［79］。

在研究微纳结构与原子的近场相互作用过程中，不同的微结构既有其独特的优势又存在局限性。比如光纤锥可以提供很强的表面倏逝场用于原子囚禁和调控，但是存在机械振动限制了原子态的调控精度。集成波导虽然具有很好的稳定性，但是表面倏逝场强度有限，也给实验带来难度。光子晶体波导既可以提供增强的倏逝场又具有集成稳定性，但是对晶体结构要求很严格，实验灵活性受限。因此迫切需要一种微结构，既具以上各结构的优点同时又可以克服其缺点。圆形微环腔不仅支持高品质的回音壁模式，对光场模式具有共振增强作用，而且自由光谱范围小，腔内可以同时满足红蓝失谐光的共振，在腔表面形成稳定的光学偶极阱囚禁原子，同时腔模式通过倏逝场对原子态产生有效调控。圆形微环腔因在束缚和调控原子中的独特优势而受到广泛关注。

微球腔由于制作工艺简单，可以达到很高的Q值，在微腔表面形成很强的光场，因此最早被应用于与原子相互作用。由于微腔表面的倏逝场比较难形成稳定囚禁原子的光学偶极阱，一般通过自由空间光场辅助作用将原子囚禁在微腔表面，同时也提高了控制原子位置的自由度。美国KIMBLE H J研究组首先于1994年分析了绕微球腔运动的原子的物质波特性^［89］，接着研究了微球腔与原子的相互作用^［90］。随着加工技术的发展，微环腔的Q值可以达到非常高，原子与微环腔的耦合研究也随之开展。2006年，KIMBLE H J研究组将单个Cs原子与微环腔光场模式进行耦合^［86］，如图11（a）所示，在微环腔上方通过冷却激光获得冷原子，并将冷原子传送到微环腔表面与腔模式耦合，从而改变腔的透过谱。2018年以色列BECHLER O等通过Rb原子与微球腔的耦合装置，如图11（b）所示，在单光子拉曼作用下使得两个光子模式与原子双基态之间产生确定性干涉，实现单个原子态与光子态之间的量子比特转换^［88］。

图11  各种与原子耦合的微腔结构

Fig. 11  The structure of the microcavity for coupling with the atoms

回音壁微瓶腔具有与微球腔类似的结构，如图11（c）所示，可以与原子产生相互耦合作用，而且具有更好的稳定性。2013年奥地利TAUSCHENBEUTEL A研究组通过回音壁微瓶腔与⁸⁵Rb的耦合作用进行了一系列研究工作，研究了光场的纵向分量对Rb原子和微瓶腔耦合的影响^［87］，通过⁸⁷Rb原子与微瓶腔的强耦合作用使微瓶腔耦合的光纤内单光子之间产生非线性π相移，实现高保真度纠缠光的制备^［91］。2016年，该研究组通过控制Rb原子态来改变微瓶圆腔透光的方向，实现集成光纤的量子光学环形器^［92］。早期的实验研究中，大多是采用自由下落的原子与回音壁腔相互作用，直至2021年，TAUSCHENBEUTEL A研究组通过腔表面反射的红失谐激光实现微球表面单个⁸⁵Rb原子的囚禁，观测到了原子与微瓶腔的耦合作用产生的真空拉比劈裂现象^［93］，在微腔与单原子的可控耦合作用方面迈出了重要一步。

微球、微瓶腔等结构虽然可以制备于集成芯片上，但很难与其他集成器件兼容，因此研究人员也在追求在平面芯片上的微腔上原子的囚禁和操控。根据电场的偏振方向，微环腔内共振的模式有TE和TM模，其基模的场分布如图12（a）。TM模式比TE模式具有更多的场分布在波导表面，形成的倏逝场与原子发生更强的相互作用，因此在实验中，主要考虑TM模式与原子的相互作用。由于微环腔内传输模式是圆周运动^［94］，具有离心力，因此腔波导表面的倏逝场不是对称分布，这对束缚原子很不利，需要很大的腔模式强度才能够形成稳定的光纤偶极阱。在腔波导内，除了基膜TM0还有高阶模式，其中TM1模式在波导表面的倏逝场分布是两边强中间弱，正好与基膜的倏逝场分布（中间强两边弱）形成互补趋势。因此，在采用红蓝失谐TM0模式倏逝场囚禁腔波导表面原子的时候，通过引入高阶TM1模式来补偿TM0模式受离心力影响产生的偏移，提高有效势阱深度，从而降低囚禁原子对腔模式强度的要求^［21］，为微环腔波导表面近场束缚原子提供可行的实验方案。

图12  集成微环腔与原子耦合示意

Fig. 12  The illustration of the coupling between the integrated microring resonator with the atoms

实验中，为了便于传送带将冷原子从MOT转移到微环腔波导表面，美国HUNG C L研究组设计了基于蓝宝石基底的SiN微环腔的原子芯片，如图12（b）。蓝宝石对可见光透明，激光可以从各个方向入射到波导表面形成原子传送带，将冷原子导入到腔波导表面。腔波导表面的红蓝失谐倏逝场对原子的共同作用力可以克服范德瓦尔斯力形成稳定的光学偶极阱，将原子囚禁于距离波导表面约100 nm的近场位置^［95］。接着，实验制备了多个微环腔串联的结构，并分析了该结构与Cs原子的耦合作用^［96］。2021年该课题组改进了在微环腔波导表面实现冷原子的近场囚禁的方案，如图12（c）所示，通过垂直于波导表面的红失谐光将原子传输到波导表面，再结合波导内蓝失谐光的倏逝场将原子囚禁在波导表面^［34］。由于微环腔采用固体基底，具有很好的稳定性和可集成性，因此，该实验装置在原子芯片中具有很好的可扩展性和应用前景。