JP7710751B2 - 原子の電子状態スプリッター、原子干渉計、原子遷移周波数測定装置、原子発振器、光格子時計、量子コンピュータおよび原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法 - Google Patents

Description

本発明は、原子の電子状態スプリッター、原子干渉計、原子遷移周波数測定装置、原子発振器、光格子時計、量子コンピュータおよび原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法に関する。

本出願は、米国仮特許出願第６３１５３４３４号および特願２０２１‐１１６２１７を基礎とする優先権を主張する。当該出願の明細書は、全体として参照により本明細書に組み込まれる。

原子遷移周波数を高精度に測定する手法として、ラビ分光、ラムゼー分光が知られている（例えば、非特許文献１参照）。なお本明細書では、原子、分子、イオンも含めた状態の遷移を「原子遷移」と呼ぶ。

これらの分光法では、原子にコヒーレントな励起光（プローブ光）をパルス的に照射することにより原子を励起する。原子の遷移確率は、プローブ光の周波数に応じてが鋭敏に変化する。従って遷移確率を測定することにより、遷移周波数を高い精度で観測することができる。

また原子を光格子の格子点付近にトラップし、これを原子移動経路上で移動させて運ぶ「移動光格子」が提案されている（例えば、特許文献１参照）

国際公開第２０１４／０２７６３７号

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ラムゼー分光では、原子が励起光と２回相互作用する。このとき励起光と相互作用する時間的または空間的間隔が大きいほど、分光計測の測定精度は高くなる。しかしながら励起光を空間的に隔てる場合は、光を分割、反射させるミラーの機械的安定度に起因して、励起光のコヒーレンスが劣化する。このため、精度を上げようとして間隔を広げれば広げるほど、ミラーの機械的安定度を高めなければならない。この場合、コヒーレンスの維持が困難となる。一方、励起光を時間的に隔てる場合は、ミラーの機械的安定度の問題からは解放される。しかしその一方で、ラムゼー分光と原子の状態検出とを時間的に分けることが必要となる。この場合、連続的な周波数測定ができないことに起因して、光の位相敏感に安定化を行うことができない。極低温原子の生成と捕獲および状態検出に要する時間はラムゼー分光に対して無駄な時間となるため、Ｄｉｃｋ限界と呼ばれる安定度の限界が生じることが知られている（例えば、非特許文献２参照）。このように、ラビ分光やラムゼー分光を用いる従来の方式では、高精度の周波数測定を連続的に行うことが難しい。さらに、測定精度を上げる目的で原子とレーザー光との相互作用時間を長くするほど、レーザー光には高い周波数安定度が要求される。このようなレーザー光の生成には、数１０ｃｍ7の長さの光共振器の参照が不可欠なため、装置が大型化する原因となる。すなわち従来の分光手法では、コンパクトな装置で高精度な原子遷移周波数測定をすることが困難である。

本発明はこうした課題に鑑みてなされたものであり、その目的は、コンパクトな装置を用いて、高精度な分光計測を実現することにある。

上記課題を解決するために、本発明のある態様の原子の電子状態スプリッターは、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場生成部と、を備える。原子供給部は、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給する。プローブレーザー光源は、原子移動経路内に、原子移動経路と同軸上を原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給する。磁場生成部は、原子移動経路に原子移動経路と直交する磁場を生成することで電気双極子遷移許容な電子状態と波動関数を混合し、プローブレーザーによる時計遷移の励起を可能にする。

この態様によれば、時間・空間的に一様なプローブレーザーを用いて任意のパルス面積の励起を実現できる。従って、原子の内部状態を任意の重ね合わせ状態に分岐可能な、原子の電子状態スプリッターを実現することができる。この態様の原子の電子状態スプリッターは、原子遷移周波数測定装置、原子発振器、光格子時計、量子コンピュータ、など様々な用途に応用することができる。

ある実施の形態では、原子の電子状態スプリッターは、第１の光格子レーザー光源と、第２の光格子レーザー光源と、を備えてもよい。第１の光格子レーザー光源および第２の光格子レーザー光源は、原子移動経路を互いに逆向きに進む光格子レーザーの対を供給することにより、定在波のなす光格子を形成する。光格子レーザーの対は、各光格子レーザーの周波数が互いにシフトされている。こうして形成される光格子は、原子移動経路に沿って移動する移動光格子となっている。移動光格子は、原子を原子移動経路に沿って運ぶ。

ある実施の形態では、各光格子レーザーは、時計遷移のシュタルクシフトを生じない魔法周波数に設定されてもよい。

ある実施の形態では、磁場は、魔法周波数のＡＣ磁場（例えば、魔法周波数に合わせたレーザー光の磁場成分を有する磁場）であってもよい。

本発明の別の態様は、原子干渉計である。この原子干渉計は、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、第１の磁場生成部と、第２の磁場生成部と、を備える。原子供給部は、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給する。プローブレーザー光源は、原子移動経路内に、原子移動経路と同軸上を原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給する。第１の磁場生成部および第２の磁場生成部は、原子移動経路に原子移動経路と直交しかつプローブ光の電場と平行な磁場を生成することにより、電気双極子遷移許容な電子状態と波動関数を混合し、プローブレーザー光による励起を可能にする原子の電子状態スプリッターを複数設置する。

この態様によれば、コンパクトかつ高精度な原子干渉計を実現することができる。

ある実施の形態では、原子干渉計は、電子状態スプリッターによる電子状態操作の後の原子の電子状態を射影測定するための検出用レーザーを供給する検出用レーザー光源を備え、第１の磁場生成部および第２の磁場生成部は、原子とプローブレーザーとの相互作用長に相当する間隔を空けて配置されてもよい。このとき、第１の磁場生成部および第２の磁場生成部はそれぞれ、磁場とプローブレーザーとの組み合わせにより、原子にπ／２のパルス面積を持つ励起を生じさせることにより、ラムゼー分光を実現してもよい。

ある実施の形態では、第１の磁場生成部および第２の磁場生成部は、間隔を空けずに互いに隣接して配置されてもよい。このとき、第１の磁場生成部および第２の磁場生成部とプローブレーザーはそれぞれ、原子にπ／２のパルス面積を持つパルスを与えることにより、パルス面積は合わせてπとなり、ラビ分光が実現される。

本発明のさらに別の態様は、原子遷移周波数測定装置である。この装置は、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、第１の磁場生成部と、第２の磁場生成部と、検出用レーザー光源と、検出器と、を備える。原子供給部は、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給する。プローブレーザー光源は、原子移動経路内に、原子移動経路と同軸上を原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給する。第１の磁場生成部および第２の磁場生成部は、原子とプローブレーザーとの相互作用長に相当する間隔を空けて配置される。第１の磁場生成部および第２の磁場生成部は、原子移動経路に原子移動経路と直交しかつプローブ光の電場と平行な磁場を生成することにより、電気双極子遷移許容な電子状態と波動関数を混合し、プローブレーザー光による励起を可能にする。第１の磁場生成部および第２の磁場生成部はそれぞれ、磁場とプローブレーザーとの組み合わせにより、原子にπ／２のパルス面積を持つ励起を生じさせることにより、ラムゼー分光を実現する。検出用レーザー光源は、パルス照射を受けた後の原子の電子状態を射影測定するための検出用レーザーを供給する。検出器は、原子のある電子状態の占有数に比例する蛍光強度を測定する。

この態様によれば、コンパクトかつ高精度な原子遷移周波数測定装置を実現することができる。

ある実施の形態では、原子遷移周波数測定装置は、第１の磁場生成部および第２の磁場生成部の前段または後段にラビスペクトル測定用磁場生成部を備えてもよい。第１の磁場生成部と第２の磁場生成部との間隔は、ラビスペクトル測定用磁場生成部の相互作用長より長い。

ある実施の形態では、原子遷移周波数測定装置は、互いに長さの異なる複数の磁場生成部の対を備えてもよい。

ある実施の形態では、原子遷移周波数測定装置は、第１の磁場生成部および第２の磁場生成部の前段または後段にラビスペクトル測定用磁場生成部を備えてもよい。このとき、第１の磁場生成部と第２の磁場生成部との間隔は、ラビスペクトル測定用磁場生成部の相互作用長より長い。

ある実施の形態では、原子移動経路は、中空コアファイバーの導波路であってもよい。

ある実施の形態では、原子は、移動光格子により原子移動経路に沿って運ばれてもよい。

ある実施の形態では、原子をトラップした光格子が原子移動経路内に固定されてもよい。このとき、磁場生成部の対によって生成された磁場が原子移動経路を移動する。

本発明のさらに別の態様は、光格子時計および原子発振器である。この光格子時計および原子発振器は、前述の原子の電子状態スプリッターと、原子状態検出器と、その出力に応じた周波数制御回路と、を備える。

ある実施の形態では、光格子時計および原子発振器は、リング共振器と、ビート周波数検出器と、第１のＤＤＳ（Ｄｉｒｅｃｔ Ｄｉｇｉｔａｌ Ｓｙｎｔｈｅｓｉｚｅｒ）と、第２のＤＤＳと、第３のＤＤＳと、第１の光周波数変調器と、第２の光周波数変調器と、第３の光周波数変調器と、を備えたドップラーシフト補償部を備えてもよい。

この態様によれば、コンパクトかつ高精度な光格子時計および原子発振器を実現することができる。

本発明のさらに別の態様は、量子コンピュータである。この量子コンピュータは、前述の原子の電子状態スプリッターを備える。

この態様によれば、コンパクトかつ大規模な量子コンピュータを実現することができる。

本発明のさらに別の態様は、原子の電子状態スプリッターを用いた原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法である。原子の電子状態スプリッターは、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場生成部と、を備える。この方法は、原子供給部を用いて、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給するステップと、プローブレーザー光源を用いて、原子移動経路内に、原子移動経路と同軸上を原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給するステップと、磁場生成部を用いて、原子移動経路に原子移動経路と直交する磁場を生成することにより、電気双極子遷移許容な電子状態と波動関数を混合し、プローブレーザー光による励起を可能にするステップと、を備える。

この態様によれば、一様なプローブレーザーを用いて任意のパルス面積を実現することができる。従って、原子の内部状態を任意の重ね合わせ状態に分岐可能な、原子の電子状態を実現することができる。この態様の原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法は、原子遷移周波数測定装置、原子発振器、光格子時計、量子コンピュータなど様々な用途に応用することができる。

本発明のさらに別の態様は、非ゼロの全角運動量（Ｆ≠０）を持つ原子に対する電子状態スプリッターである。この原子の電子状態スプリッターは、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場源と、磁気シールドと、を備える。原子供給部は、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給する。磁気シールドは、原子移動経路を取り囲んで構成される。この磁気シールドは、取り囲んだ部分のシールド内で外部の磁場を低減する。プローブレーザー光源は、シールド内でゼーマンシフトした原子遷移と共鳴するプローブレーザーを原子移動経路内に供給する。これにより、シールド位置で原子を励起させることができる。

この態様によれば、原子の電子状態スプリッターにおいて、
・１次のゼーマンシフトで励起の制御が可能
・正負の磁気副準位（±ｍ状態）に対応するゼーマンシフト±ｆの計測を行い、その平均を取ることで１次ゼーマンシフトの補償が可能
・また１次ゼーマンシフトから磁場を推定し、その結果から２次ゼーマンシフトの補償が可能
・この結果、磁場や駆動電源の較正が不要
・磁場誘起型の手法に比べ、２次ゼーマンシフトおよび光格子光シフトを１／１０００程度に低減可能
とすることができる。

本発明のさらに別の態様は、原子干渉計である。この原子干渉計は、非ゼロの全角運動量（Ｆ≠０）を持つ原子に対する電子状態スプリッターを複数備える。すなわちこの原子干渉計は、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場源と、第１の磁気シールドと、第２の磁気シールドと、を備える。原子供給部は、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給する。第１の磁気シールドおよび第２の磁気シールドは、原子移動経路を取り囲んで構成される。第１の磁気シールドおよび第２の磁気シールドは、それぞれが取り囲んだ部分の第１シールド位置および第２シールド位置で外部の磁場を低減する。プローブレーザー光源は、シールド内でゼーマンシフトした原子遷移と共鳴するプローブレーザーを原子移動経路内に供給する。これにより、第１シールド位置および第２シールド位置で原子を励起させることができる。

この態様によれば、原子干渉計において、
・１次のゼーマンシフトで励起の制御が可能
・正負の磁気副準位（±ｍ状態）に対応するゼーマンシフト±ｆの計測を行い、その平均を取ることで１次ゼーマンシフトの補償が可能
・また１次ゼーマンシフトから磁場を推定し、その結果から２次ゼーマンシフトの補償が可能
・磁場誘起型の手法に比べ、２次ゼーマンシフトおよび光格子光シフトを１／１０００程度に低減可能
とすることができる。

本発明のさらに別の態様は、原子遷移周波数測定装置である。この原子遷移周波数測定装置は、原子供給部と、原子移動経路と、第１の磁気シールドと、第２の磁気シールドと、プローブレーザー光源と、磁場源と、検出用レーザー光源と、検出器と、を備える。原子供給部は、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給する。第１の磁気シールドおよび第２の磁気シールドは、原子移動経路を取り囲んで構成される。第１の磁気シールドおよび第２の磁気シールドは、それぞれが取り囲んだ部分の第１シールド位置および第２シールド位置で外部の磁場を低減する。プローブレーザー光源は、シールド内でゼーマンシフトした原子遷移と共鳴するプローブレーザーを原子移動経路内に供給することにより、第１シールド位置および第２シールド位置で当該原子を励起させる。第１の磁気シールドおよび第２の磁気シールドは、第１シールド位置および第２シールド位置で原子にπ／２のパルス面積を持つ励起を生じさせることにより、ラムゼー分光を実現する。検出用レーザー光源は、パルス照射を受けた後の原子の電子状態を射影測定するための検出用レーザーを供給する。検出器は、原子の電子状態の占有数に比例する信号を測定する。

この態様によれば、ラムゼー分光において、
・１次のゼーマンシフトで励起の制御が可能
・正負の磁気副準位（±ｍ状態）に対応するゼーマンシフト±ｆの計測を行い、その平均を取ることで１次ゼーマンシフトの補償が可能
・また１次ゼーマンシフトから磁場を推定し、その結果から２次ゼーマンシフトの補償が可能
・磁場誘起型の手法に比べ、２次ゼーマンシフトおよび光格子光シフトを１／１０００程度に低減可能
とすることができる。

なお、以上の構成要素の任意の組合せ、本発明の表現を装置、方法、システム、記録媒体、コンピュータプログラムなどの間で変換したものもまた、本発明の態様として有効である。

本発明によれば、コンパクトな装置を用いて、高精度な原子遷移周波数測定を実現することができる。

従来手法のラムゼー分光による原子遷移周波数測定装置の模式図である。 第１の実施の形態に係る原子の電子状態スプリッターの模式図である。 第２の実施の形態に係る原子の電子状態スプリッターの模式図である。 第３の実施の形態に係る原子干渉計の模式図である。 第５の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置の模式図である。 図５の原子遷移周波数測定装置の一部の拡大図である。 図６の構成におけるｘ方向の磁場Ｂの分布と２次のゼーマンシフトを示すグラフである。 図６の構成における原子の励起状態占有数の時間変化を示すグラフである。 図６の構成における原子の励起状態占有数を周波数離調の関数で示すグラフである。 第６の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置の模式図である。 図７の構成におけるラムゼースペクトルとラムスペクトルとを示すグラフである。 第６の実施の形態による効果を確認するためのシミュレーション結果を示すグラフである。 第７の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置の模式図である。 第８の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置の模式図である。 第９の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置の原子移動経路の模式図である。 第１０の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置の原子移動経路の模式図である。 第１１の実施の形態に係る光格子時計の模式図である。 第１２の実施の形態に係る量子コンピュータの模式図である。 第１４の実施の形態に係る原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法のフローチャートである。 第１５の実施の形態に係るドップラーシフト補償装置の模式図である。 図２０のドップラーシフト補償装置における光学測定系の模式図である。 第１６の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置の模式図である。 図２２の分光領域におけるゼーマンシフトを示す図である。 ｍ＝±Ｉの磁気副準位の状態占有数を測定する原理を示す模式図である。 図２２の構成における原子の励起状態占有数とゼーマンシフトの時間変化を示す図である。 図２２の構成におけるｍ＝－９／２とｍ＝＋９／２のラムゼースペクトルを示す図である。 図２６の拡大図である。

以下、本発明を好適な実施の形態をもとに図面を参照しながら説明する。実施の形態は、発明を限定するものではなく例示であって、実施の形態に記述されるすべての特徴やその組み合わせは、必ずしも発明の本質的なものであるとは限らない。各図面に示される同一または同等の構成要素、部材、処理には、同一の符号を付するものとし、適宜重複した説明は省略する。また、各図に示す各部の縮尺や形状は、説明を容易にするために便宜的に設定されており、特に言及がない限り限定的に解釈されるものではない。また、本明細書または請求項の中で「第１」、「第２」等の用語が用いられる場合、特に言及がない限りこの用語はいかなる順序や重要度を表すものでもなく、ある構成と他の構成とを区別するだけのためのものである。また、各図面において実施の形態を説明する上で重要ではない部材の一部は省略して表示する。

具体的な実施の形態を説明する前に、基礎となる知見を述べる。図１は、従来手法のラムゼー分光による原子遷移周波数測定装置１００の模式図である。原子遷移周波数測定装置１００は、原子を加熱するためのオーブン１０１と、４本の平行なプローブレーザー１０２ａ、１０２ｂ、１０２ｃおよび１０２ｄと、検出器１０３と、を備える。オーブン１０１で加熱された原子ビームは、紙面の右向きに速度ｖで運動する。プローブレーザー１０２ａおよび１０２ｂは紙面の上向き、プローブレーザー１０２ｃおよび１０２ｄは紙面の下向きであるが、これらはいずれも原子の運動方向と直交する。基底状態の原子は、プローブレーザー１０２ａと相互作用し、基底状態と励起状態の重ね合わせ状態に遷移する。このうち励起状態に遷移する際には、プローブ光子の運動量が付与される結果、原子の軌道も２つに分岐する。同様の電子状態と運動状態の遷移が１０２ｂ－ｃで起こる結果、２つの閉じた原子軌道Ｔｒ１およびＴｒ２が形成される（図１では２つの台形で示されている）。これらは２つの独立な干渉計となっている。この干渉計を用いて、原子遷移の周波数を測定することができる。このとき原子とプローブレーザーとの相互作用時間が長ければ長いほど測定精度は向上するが、その反面プローブレーザー照射の機械的安定性が損なわれる。その結果、計測精度が劣化するという問題がある。すなわち、測定精度を上げようとするほど、４本のプローブレーザー間の位相制御を機械的に行うことが難しいというトレードオフが発生する。これにより測定精度の向上には限界が発生する。さらにこうした干渉計を原子時計に使う場合、干渉計が有限な面積を囲むため、サニャック効果による回転加速度が検出される。これは原子干渉計にとってノイズとなる。

［第１の実施の形態］
図２は、第１の実施の形態に係る原子の電子状態スプリッター１の模式図である。原子の電子状態スプリッター１は、原子供給部１１と、原子移動経路１２と、プローブレーザー光源１３と、磁場生成部Ｍと、を備える。

原子供給部１１は、原子供給源と、レーザー冷却用のレーザー光源と、を備える。原子供給源は、原子移動経路１２を一定速度で移動する原子（例えば^８８Ｓｒ）を供給する。具体的には、原子は、原子供給部１１内のレーザー冷却用のレーザー光源と相互作用して冷却された後、原子移動経路１２に送られる。この原子は、原子移動経路１２を一定速度ｖで移動する。

原子移動経路１２は、原子が移動するガイドとして機能する。原子移動経路１２は、例えば、自由空間中の移動定在波、光共振器中の移動定在波、あるいは光導波路中の移動定在波などを用いて形成することができる。これらの定在波を構成する光格子レーザーは、時計遷移のシュタルクシフトを生じない魔法周波数に設定してもよい。あるいは、原子ガイドは、２次元の磁場トラップ、２次元の電場トラップによって形成してもよい（例えば、非特許文献４参照）。

プローブレーザー光源１３は、原子移動経路１２内に、原子移動経路１２と同軸上を、当該原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給する。すなわちプローブレーザーの伝播方向は、原子の運動方向と平行または反平行である。図２では、一例として、原子の運動と逆向きに（すなわち、原子の運動方向と半平行に）伝播するプローブレーザーを示している。

磁場生成部Ｍは、原子移動経路１２を取り囲んで構成される。磁場生成部Ｍは、原子移動経路１２内に、原子移動経路１２と直交し、かつプローブレーザー電場と平行な磁場Ｂを生成する。原子移動経路１２を一定速度ｖで移動する原子は、磁場生成部Ｍの箇所で電気双極子遷移許容となる。これにより、原子移動経路１２の同軸上に一様に照射されたプローブレーザーは、原子に対して任意のパルス面積を与えることができる。

磁場生成部Ｍは、例えば、永久磁石、電磁石またはこれらの組み合わせを用いて形成することができる。

プローブレーザーの強度をＩ_ｐとし、プローブレーザー電場と平行な磁場の大きさＢが与えられたとした場合のラビ周波数Ω_Ｂは、以下で表される。
Ω_Ｂ＝２πα√Ｉ_ｐ ｜Ｂ｜・・・（１）
ここでパラメータαは、カップリング係数と呼ばれる。プローブレーザーの偏光と磁場Ｂとが平行であると仮定すると、ストロンチウム原子に対するカップリング係数αは、α＝１９８Ｈｚ／（√(ｍＷ／ｃｍ^２))である（例えば、非特許文献３参照）。

状態１（基底状態）にある原子が、時間ｔの間、共鳴なプローブ光を照射されたとする。このとき当該原子が状態１に見出される確率Ｐ_１（ｔ）および状態２（励起状態）に見出される確率Ｐ_２（ｔ）は、パルス面積Ω_Ｂ・ｔを用いてそれぞれ、
Ｐ_１（ｔ）＝｜ａ_１｜^２＝１／２（１＋ｃｏｓ Ω_Ｂ・ｔ）・・・（２）
Ｐ_２（ｔ）＝｜ａ_２｜^２＝１／２（１－ｃｏｓ Ω_Ｂ・ｔ）・・・（３）
と表される。ここでａ_１およびａ_２はそれぞれ、状態１および状態２の確率振幅である。

このように原子移動経路１２を一定速度ｖで移動した原子は、磁場生成部Ｍの箇所で、量子力学的重ね合わせ状態になる。言い換えれば本装置は、原子の内部状態を量子力学的重ね合わせ状態に分岐させる状態スプリッターとして機能する。さらに本装置は、原子の移動速度ｖ、励起光強度Ｉ_Ｐ、磁場形状によって、（２）式および（３）式に示されるパルス面積Ω_Ｂ・ｔを任意に変えることができる。

本実施の形態によれば、一様なプローブレーザーを用いて任意のパルス面積を実現することができる。従って、原子の内部状態を任意の重ね合わせ状態に分岐可能な、原子の電子状態スプリッターを実現することができる。この原子の電子状態スプリッターは、原子遷移周波数測定装置、原子発振器、光格子時計、量子コンピュータなど様々な用途に応用することができる。

図１に示される従来手法のラムゼー分光では、プローブレーザーの伝播方向と、原子の運動方向とが直交している。これにより、原子は「横励起」される。上で説明したように、このような場合には、装置的な位相関係が固定された複数のプローブレーザーを与える必要があった。これに対し本実施の形態では、プローブレーザーの伝播方向と原子の運動方向とが同軸上にある。これにより、原子は「縦励起」される。このように本実施の形態では、原子が縦励起されることから、１本のプローブレーザーで原子ビーム全域をカバーできるという顕著な特徴がある。従って、従来手法のような複数のプローブレーザー間における位相関係を確定させるための機械的安定度を不要とすることができる。

［第２の実施の形態］
図３は、第２の実施の形態に係る原子の電子状態スプリッター２の模式図である。原子の電子状態スプリッター２は、原子供給部１１と、原子移動経路１２と、プローブレーザー光源１３と、磁場生成部Ｍと、第１の光格子レーザー光源１６１と、第２の光格子レーザー光源１６２と、を備える。すなわち原子の電子状態スプリッター２は、図２の原子の電子状態スプリッター１の構成に追加して、第１の光格子レーザー光源１６１と、第２の光格子レーザー光源１６２と、を備える。原子の電子状態スプリッター２のその他の構成は、原子の電子状態スプリッター１の構成と共通する。

第１の光格子レーザー光源１６１および第２の光格子レーザー光源１６２は、互いに逆向きに進む光格子レーザーの対（光格子レーザー１および光格子レーザー２）を供給することにより、原子移動経路１２に、定在波のなす光格子を形成する。光格子レーザーの周波数は、魔法周波数からドップラーシフト分ずれた周波数に設定してもよい。

光格子レーザー１および光格子レーザー２は、それぞれの周波数が互いにシフトされている。その結果、形成された光格子は、原子移動経路１２に沿って移動する移動光格子となっている。この移動光格子は、前述の原子を、原子移動経路１２に沿って一定速度で運ぶ。

この実施の形態によれば、原子を移動する光格子に閉じ込めることにより、当該原子を一定速度ｖで運ぶことができる。このとき相互作用長をｌ_Ｒとすると、観測時間Ｔはｌ_Ｒ／ｖで与えられる。周波数の測定精度は、観測時間Ｔの－１乗に比例して向上する。

この場合、各光格子レーザーは、時計遷移のシュタルクシフトを生じない魔法周波数に設定されてもよい。

本実施の形態によって得られるさらなる効果として、原子がラム・ディッケ（Ｌａｍｂ Ｄｉｃｋｅ）領域に閉じ込められるため、ドップラー効果が消失するということがある。これにより、励起箇所は２箇所で十分となり、従来の光領域のラムゼー分光のように３箇所以上で励起を行う必要がなくなる。

移動光格子を利用した上記の実施の形態から得られるさらなる効果として、プローブを横方向から入射させるための開口が不要となるので、外場（黒体輻射、電場、磁場等）からのシールドをより完全にできるということがある。

［第３の実施の形態］
図４は、第３の実施の形態に係る原子干渉計３の模式図である。この原子干渉計３は、前述の実施の形態の原子の電子状態スプリッターを複数個組み合わせることによって、原子の電子状態のスプリット（分岐）とコンバイン(結合)を行う。具体的には、原子干渉計３は、原子供給部１１と、原子移動経路１２と、プローブレーザー光源１３と、第１の磁場生成部Ｍ１と、第２の磁場生成部Ｍ２と、を備える。第１の磁場生成部Ｍ１と、第２の磁場生成部Ｍ２とのペアをＭＰと書く。図２の原子の電子状態スプリッター１が１つの磁場生成部Ｍを備えるのに対し、原子干渉計３は、２つの磁場生成部（すなわち、第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２）を備える点で異なる。

本実施の形態によれば、コンパクトかつ高精度な原子干渉計を実現することができる。

第１の磁場生成部Ｍ１と、第２の磁場生成部Ｍ２とは、互いにｌ_Ｒの間隔を空けて配置される。ｌ_Ｒは、原子とプローブレーザーとの相互作用長を与える。第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２は、原子移動経路１２内に、原子移動経路１２と直交し、プローブレーザーの電場と平行な磁場Ｂを生成する。原子移動経路１２を一定速度ｖで移動する原子は、第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２の箇所で双極子遷移許容となる。第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２におけるパルス面積Ω_Ｂ・ｔは任意に与えることができる。特に本例では、このパルス面積はπ／２である。

［第４の実施の形態］
図４の原子干渉計３では、第１の磁場生成部Ｍ１と、第２の磁場生成部Ｍ２とは、互いにｌ_Ｒの間隔を空けて配置された。しかしこれに限られず、第１の磁場生成部Ｍ１と、第２の磁場生成部Ｍ２とは、間隔を空けずに互いに隣接して配置されてもよい。この場合も、第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２におけるパルス面積Ω_Ｂ・ｔは任意に与えることができる。特に本例では、第２の実施の形態と同様に、このパルス面積はπ／２である。この場合もプローブレーザーは、原子に対し、第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２でπ／２パルスを与える。その結果原子は、実質的に１箇所において、時間間隔を空けずに連続してπ／２パルスを照射される。これは、原子がπパルスを１回照射されることに相当する。これにより本実施の形態は、ラビ分光を実現することができる。

［第５の実施の形態］
図５は、第５の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置４の模式図である。原子遷移周波数測定装置４は、原子供給部１１と、原子移動経路１２と、プローブレーザー光源１３と、第１の磁場生成部Ｍ１と、第２の磁場生成部Ｍ２と、検出用レーザー光源１４と、検出器１５と、を備える。すなわち原子遷移周波数測定装置４は、図３の原子干渉計３の構成に追加して、検出用レーザー光源１４と、検出器１５と、を備える。原子遷移周波数測定装置４のその他の構成は、原子干渉計３の構成と共通する。

検出用レーザー光源１４は、パルス照射を受けた後の原子の電子状態を射影測定するための検出用レーザーを供給する。この検出用レーザーの伝播方向は、原子移動経路１２に直交する（図５の例では、検出用レーザーは、紙面の奥から手前に向けて伝搬するものとしている）。

検出器１５は、第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２における原子遷移の確率振幅の干渉の結果生じる原子の励起状態占有数を測定する。

以下、^８８Ｓｒの禁制遷移^１Ｓ_０－^３Ｐ_０を基に、原子遷移周波数測定装置４を用いた原子遷移周波数測定を説明する。図６は、図５の原子遷移周波数測定装置４の一部（第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２の近辺）を拡大したものである。原子供給部１１は原子（本例では、^８８Ｓｒ）を供給する。第１の磁場生成部Ｍ１と第２の磁場生成部Ｍ２との間隔ｌ_Ｒは３０ｍｍである。原子は、紙面の右向き（ｘ方向）に速度ｖ＝４０ｍｍ／ｓで移動する。第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２が生成する磁場Ｂの大きさ（磁束密度）は１ｍＴである。ここで第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２はそれぞれ、２つの略正方形のコイルで構成してもよい（一辺の長さｂ＝２ｍｍ、間隔ｄ＝０．５４・ｂ≒１．１ｍｍ）。光格子レーザー１および光格子レーザー２は、直径２・ｗ_０＝３２０μｍ、レイリー長＝１００ｍｍである。

図７に、図６の構成におけるｘ方向の磁場Ｂの分布と２次のゼーマンシフトを示す。磁場Ｂは、実質的に、第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２の近辺にのみ存在することが分かる。磁場Ｂは、強度Ｉ_Ｐ＝９００ｍＷ／ｃｍ^２のプローブレーザーに関し、π／２パルスを与える。２次のゼーマンシフトΔ_Ｂ（ｔ）は、磁場Ｂと対応して空間的に変化し、最大で－２３．３Ｈｚの値をとる。

図８に、図６の構成における原子の励起状態占有数の時間変化を示す。ただし、原子の共鳴周波数からのプローブ離調Δ_Ｐは－２１．３Ｈｚとする。移動光格子にトラップされた原子は、第１の磁場生成部Ｍ１でのπ／２パルスにより、基底状態と励起状態の電子状態の重ね合わせが生じる。Ｔ_Ｒ＝ｌ_Ｒ／ｖ＝７５０ｍｓの時間経過後、当該原子は第２の磁場生成部Ｍ２に到達する。ここでのπ／２パルスにより、励起状態占有数はほぼ１００％となる。これは、プローブレーザー周波数がゼーマンシフトした電子状態と共鳴のときのラムゼー干渉に相当する。また、π／２パルスによる量子状態の重ね合わせは、例えば量子コンピュータのアダマールゲートとして使うこともできる。

図６に示すように、検出用レーザーの直径を１ｍｍ、第２の磁場生成部Ｍ２と検出用レーザーとの距離ｌ_ｄを１ｍｍとする。このとき検出器１５の光検出効率は１０％になる。この結果、^１Ｓ_０－^３Ｐ_１遷移を励起して蛍光観測をうとき、１原子あたり１０光子以上が観測できるため、原子数をショットノイズ限界で観測することができる。この一方、Ｍ２領域にいる原子の１Ｓ０－３Ｐ１遷移はその自然幅７．５ｋＨｚに対して大きくゼーマンシフトしているため、検出光とは非共鳴である。従って、この蛍光による原子の光シフトは、１０^－１８レベルにまで抑えることができる。

図９に、図６の構成における原子の励起状態占有数を周波数離調（光周波数と共鳴周波数との差）の関数で示す。第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２でπ／２パルスを照射された原子の励起状態占有数は、ラムゼースペクトルにより示される。図示されるように、ラムゼースペクトルの幅１／Ｔ_Ｒは１．３３Ｈｚであり、中心周波数はゼーマンシフトによりΔ_Ｐ＝－２１．３Ｈｚ離調している。一方、第１の磁場生成部Ｍ１でπ／２パルスを照射された励起状態占有数は、ラビスペクトルにより示される。原子が第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２を通過するときの遷移時間δｔは、δｔ＝ｂ／ｖ＝５０ｍｓと見積もられる。従って、線幅は１／δｔ＝２０Ｈｚと見積もられる。

前述のように、ラムゼースペクトルはΔ_Ｐ＝－２１．３Ｈｚゼーマンシフトしている。実際にはこの値は、第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２の空間的形状に依存する。しかしながらこの周波数シフトは、磁場を制御することにより、１０^－１８の精度で安定化することができる。磁場の変化δＢに対する周波数の感度ξ_１は、－３．２Ｈｚ／ｍＴと見積もられる。この値の大きさは、２次のゼーマンシフトから予想される値δν_Ｚ／δＢ≒－４６．６Ｈｚ／ｍＴより１桁小さい。これは、原子が特定箇所（第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２の箇所）でのみ、磁場にさらされることによる結果である。すなわちこの特定箇所の長さは、全相互作用長に比べ概ね１桁程度小さい。この感度の低さにより、サブμＴあるいは１００ｐｐｍの磁場制御を用いて、１０^－１８の精度を実現することができる。

本実施の形態によれば、磁場Ｂが原子移動経路１２の全体ではなく、特定箇所（すなわち、第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２の箇所）に限定されて存在する。従ってラムゼー分光のための空間的間隔は、相互作用長ｌ_Ｒを変えることにより任意に設計できる。例えば、相互作用長ｌ_Ｒを大きくとることにより相互作用時間Ｔ＝ｌ_Ｒ／ｖが延びる結果、周波数分解能が１／Ｔに向上する。また、原子励起領域と状態観測領域が空間的に分離されているため、原子遷移の連続的な観測が可能となる。前述のようにプローブが１本なので、相互作用長ｌ_Ｒを大きくしてもプローブレーザーのコヒーレンスが劣化せず、高精度の周波数測定を連続的に行うことができるという効果が得られる。ただし現実的には相互作用長ｌ_Ｒは、光格子を構成するレーザーのレイリー長またはプローブレーザーのコヒーレンス時間に制限される点に注意する。

上記の説明は、原子として^８８Ｓｒを用いた例について行った。しかし本手法に用いる原子はこれに限定されない。磁場の印加による状態混合によって遷移が許容になる禁制遷移を持つ原子に適用される。例えば本手法は、ＭｇやＣａなどのＳｒ以外のＩＩＡ族元素、Ｚｎ、Ｃｄ、ＨｇなどのＩＩＢ族元素あるいはＹｂなどに対しても適用可能である。

［第６の実施の形態］
図１０は、第６の実施の形態に係る光格子時計もしくは原子発振器５の模式図である（図５に対し、プローブレーザーの周波数制御回路が付加されている）。光格子時計もしくは原子発振器５は、図５の原子遷移周波数測定装置４の構成に追加して、磁場生成部の対ＭＰの前段または後段に、第３の磁場生成部Ｍ３を備える。後述するように第３の磁場生成部Ｍ３は、ラビスペクトル測定用の磁場生成部である。第３の磁場生成部Ｍ３は、原子移動経路１２内に原子移動経路１２と直交する磁場Ｂ_２を生成する。ここで原子と磁場Ｂ_２に関する相互作用長ｌ_ｓは、４ｍｍである。第１の磁場生成部Ｍ１と第２の磁場生成部Ｍ２とは、互いに間隔を空けて配置することにより構成される。これに対し第３の磁場生成部Ｍ３は、第１の磁場生成部Ｍ１および第２の磁場生成部Ｍ２を間隔を空けずに隣接して配置することにより構成される。

図１１に、相互作用長ｌ_Ｒ（第１の磁場生成部Ｍ１と第２の磁場生成部Ｍ２との間）に関するラムゼースペクトルと、相互作用長ｌ_ｓ（第３の磁場生成部Ｍ３）に関するラビスペクトルと、を示す。プローブレーザーの軸上を速度ｖ＝４０ｍｍ／ｓで移動する原子は、Ｔ_ｓ＝ｌ_ｓ／ｖ＝０．１ｓの間、磁場Ｂ_２の領域でプローブレーザーによりπパルスが与えられる。従ってラビスペクトルの線幅は、１／Ｔ_ｓ≒１０Ｈｚとなる。このときの磁場の変化δＢに対する周波数の感度ξ_２は、－３５．６Ｈｚ／ｍＴと見積もられる。この値は、ラムゼースペクトルの場合の感度ξ_１＝－３．２Ｈｚ／ｍＴに比べて１桁大きい。磁場Ｂ_２＝０．９９ｍＴを与えることにより、ラビ励起スペクトルのショルダーを周波数ロック点Δ_１＝－２１．５９Ｈｚに合わせることができる。ただしこの周波数ロック点は、励起確率ｐ_１が０．５となるラムゼースペクトルによって定める。磁場の大きさ｜Ｂ_２｜は、ラビ励起の確率ｐ_２が０．５となるように磁場の長期ドリフトを補償することにより制御できる。このようにラムゼースペクトルとラビスペクトルとを同時測定することにより、ラムゼースペクトルの測定領域を拡張することができる。図１１は、この手法を用いることにより、０．６６Ｈｚであったラムゼースペクトルの測定領域を約３倍に拡張する場合の例を示す。この拡張範囲はラビスペクトルの線幅できまる１０Ｈｚまで可能である。

図１１に示されるように、ラムゼースペクトルでは測定時間Ｔ_Ｒの累積位相
が｜θ｜≦π／２の範囲では周波数変化に比例した励起状態占有数ｐが得られるが、この範囲を超えると比例関係が反転し振動的にふるまう。このため、ラムゼースペクトルが有効に使える範囲が制限され、図１１では０．６６Ｈｚである。ラビスペクトルを同時測定することによりレーザー周波数の時間的なゆらぎν（ｔ）の情報を得ることができる。これを使うことにより、ラムゼー分光中のレーザー周波数変動による累積位相を｜θ｜＞π／２に対しても推定可能となる。この結果を用いて、π／２≦θ≦３π／２ならｐ＝２－ｐ、―３π／２＜θ＜―π／２ならｐ＝－ｐとすることにより、ラムゼースペクトルの測定領域を拡張することができる。図１１は、この手法を用いることにより、０．６６Ｈｚであったラムゼースペクトルの測定領域を約３倍に拡張した場合の例を示す。この手法の適用により、拡張範囲は、ラビスペクトルの線幅できまる１０Ｈｚまで可能となる。

図１２に、本実施の形態による効果を確認するためのシミュレーション結果を示す。横軸は平均時間、縦軸はアラン分散を表す。白抜きのプロット（□、○、△）は、使用するレーザーの安定度を示す。塗りつぶしたプロット（■、●、▲）は、本実施の形態により得られる原子時計の安定度のシミュレーション結果を示す。このシミュレーションでは、毎秒１００００個の原子による測定を仮定した。ラムゼースペクトルによる測定領域の拡張と連続計測の結果、フリッカフロア１×１０^－１５のレーザー（□）に対し、約１０００秒の平均時間で１９桁の安定度に到達していることが分かる（■）。この結果は、従来、極めて高精度なレーザー（●、▲）を使って得られる結果に匹敵する。

本実施の形態によれば、ラムゼースペクトルの測定領域を拡張することができる。

［第７の実施の形態］
図１３は、第７の実施の形態に係る光格子時計もしくは原子発振器６の模式図である（図５に対し、プローブレーザーの周波数制御回路が付加されている）。図５の原子遷移周波数測定装置４が磁場生成部の対ＭＰを１つ備えるものだったのに対し、光格子時計もしくは原子発振器６は、３つの磁場生成部の対ＭＰ１と、ＭＰ２と、ＭＰ３と、を備える。磁場生成部の対ＭＰ１、ＭＰ２およびＭＰ３は、それぞれ２つの磁場生成部を含んで構成される。磁場生成部の対ＭＰ１の相互作用長Ｌ１と、磁場生成部の対ＭＰ２の相互作用長Ｌ２と、磁場生成部の対ＭＰ３の相互作用長Ｌ３とは、互いに異なる。この例ではＬ１＜Ｌ２＜Ｌ３である。

周波数計測の不確定性Δνと観測時間Δｔとの間には、Δν・Δｔ＝１の不確定性関係が成り立つ。従って、相互作用長が短い磁場生成部の対（ＭＰ１）では、励起確率の測定時間が短い（Δｔが小さい）が、測定精度は低い（Δνが大きい）。逆に相互作用長が長い磁場生成部の対（ＭＰ３）では、測定精度が高い（Δνが小さい）が、励起確率の測定時間は長い（Δｔが大きい）。ＭＰ１～ＭＰ３の測定結果をフィードバックの周波数帯域ごとに選択可能とすることで、フィードバック帯域とフィードバックの精度とをバランスさせることができる。なおこの実施の形態では、１つの原子に対して複数回の測定が必要になるので、原子を加熱することなく光格子内に維持したまま測定するのが好適である。その一例は、前述の^１Ｓ_０－^３Ｐ_１遷移を励起して、レーザー冷却しながら蛍光観測を行うという方法である。

本実施の形態によれば、測定精度と測定時間とをバランスさせ、フィードバック制御のダイナミックレンジを広げることができる。

［第８の実施の形態］
図１４は、第８の実施の形態に係る光格子時計もしくは原子発振器７の模式図である（図５に対し、プローブレーザーの周波数制御回路が付加されている）。光格子時計もしくは原子発振器７は、図５の原子遷移周波数測定装置４の構成に追加して、磁場生成部の対ＭＰの前段または後段に、第４の磁場生成部Ｍ４を備える。光格子時計もしくは原子発振器７は、プローブ光が単一周波数ではなく、サイドバンドを含むことを特徴とする。すなわちこの実施の形態では、原子遷移周波数測定にサイドバンドも利用する。Ｍ４で強い磁場Ｂ_４を発生することで磁場による混合を大きくすることにより、遷移双極子モーメントを増大させる。このとき２次のゼーマンシフトも大きくなるため、この原子遷移をプローブするために、プローブ光に対して電気光学素子等を用いてサイドバンドを立てる。このサイドバンドを用いて、主バンドの時計遷移とは独立にこの遷移を測定することができる。

本実施の形態によれば、観測時間を短くして、高速のフィードバック制御を行うことで光格子時計の高安定度化が可能になる。

［第９の実施の形態］
図１５は、第９の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置の原子移動経路の模式図である。この原子移動経路は、中空コアファイバーを用いた光導波路により構成される。この実施の形態は、磁場を固定し、光格子を移動させる。すなわち光格子は、中空コアファイバー中を移動し、原子を運搬する。磁場は、磁気ディスク、磁気テープ、プリント基板のループ電流、等で実現することができる。原子の動径方向の分布は１０μｍ程度の領域に限定することができるので、動径方向の磁場の一様性は１０μｍ程度をカバーできればよい。

本実施の形態によれば、装置全体を小型化できる。

［第１０の実施の形態］
図１６は、第１０の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置の原子移動経路の模式図である。この原子移動経路も、中空コアファイバーを用いた光導波路により構成される。この実施の形態は、第９の実施の形態とは逆に、光格子を固定し、磁場を移動させる。磁場は、磁気ディスク、磁気テープ、等で実現することができる。原子の動径方向の分布は１０μｍ程度の領域に限定することができるので、動径方向の磁場の一様性は１０μｍ程度をカバーできればよい。

本実施の形態によれば、装置全体を小型化できる。

［第１１の実施の形態］
図１７は、第１１の実施の形態に係る光格子時計２０の模式図である。光格子時計２０は、前述のいずれかの実施の形態の原子の電子状態スプリッターを備える。光格子時計そのものは既存の技術を用いてよく（例えば、非特許文献８参照）、原子遷移周波数測定を行う部分を前述の実施の形態の構成に置き換えてもよい。この場合、磁場は２個の磁石または２組のヘルムホルツコイルで生成することができる。

本実施の形態によれば、コンパクトかつ高精度な光格子時計を実現することができる。

［第１２の実施の形態］
図１８は、第１２の実施の形態に係る量子コンピュータ３０の一部を拡大した模式図である。量子コンピュータ３０は、移動光格子に捕獲された原子と、前述のいずれかの実施の形態の原子の電子状態スプリッターを備える。すなわち原子の電子状態スプリッターのπ／２パルスによる量子状態の重ね合わせを、量子コンピュータ３０のアダマールゲートとして使うことができる。光格子に捕獲された各原子がそれぞれ量子ビットとして機能する。なお量子コンピュータを構成するためには量子ビットに対する基本演算機能を実現する必要があるが、本実施の形態の構成を用いると次のように実現できる。
・原子が基底状態か励起状態かで量子ビットを表す。
・各原子は速度ｖで移動する飛行量子ビットで、移動する過程で空間的に量子演算を受ける。
・各移動光格子にプローブレーザーを配置し、局所磁場を利用して、原子の状態操作を行う。
・パルス面積π／２の励起を利用して、ビット０とビット１との重ね合わせ状態を生成する。
・パルス面積πの励起を利用して、原子の励起状態を反転させ、すなわちビットを反転する。
・磁場を印加する位置と大きさによってゼーマンシフト量を変えることで、プローブレーザーの周波数によって量子ビットの個別アドレスを行う。
・共振器量子電磁力学（ＣＱＥＤ）の手法によって、同一の移動光格子で隣接する原子間に量子もつれの状態を形成する。
・原子が捕獲された移動光格子と対応するプローブレーザーをＮ列に拡張できる。
・列を異にする原子間に共振器量子電磁力学（ＣＱＥＤ）の手法によって量子もつれの状態を形成することができる。これによって、２次元の量子もつれ状態を形成できる。
・各プローブ光、局所磁場は時間的に変化させることができる。
・一連の量子演算の後、各原子の状態は射影測定によって測定される。

本実施の形態によれば、コンパクトかつ量子ビットの拡張性が高い量子コンピュータを実現することができる。

［第１３の実施の形態］
第１３の実施の形態は、電圧／電流制御の原子発振器である。この原子発振器は、前述のいずれかの実施の形態の原子遷移周波数測定装置を備える。磁場の発生にはヘルムホルツコイルを用いる。例としてヘルムホルツコイルの半径を０．５ｍｍとすると、電流に応じて磁束密度１．９ｍＴ／Ａの磁場を生成できる。５μＡの電流ノイズが約０．４ｍＨｚの周波数誤差に相当するので、電流ノイズを５μＡ程度以下（十分に実用可能な精度である）に抑制することにより、１０^－１８の相対不確かさを持つ電圧制御可能な原子発振器が実現できる。

本実施の形態によれば、コンパクトかつ高精度な原子発振器を実現することができる。

［第１４の実施の形態］
図１９は、第１４の実施の形態に係る原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法のフローチャートである。この原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法は、前述の実施の形態の原子の電子状態スプリッターを用いる。すなわち当該原子の電子状態スプリッターは、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場生成部と、を備える。原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法は、原子供給部を用いて、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給するステップＳ１と、プローブレーザー光源を用いて、原子移動経路内に、原子移動経路と同軸上を原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給するステップＳ２と、磁場生成部を用いて、原子移動経路に原子移動経路と直交する磁場を生成し電気双極子遷移許容な電子状態と波動関数を混合するステップＳ３と、を備える。図１９に示されるように、これら３つのステップは、空間に展開される結果、並行して進行する。

本方法は、原子を観測して、プローブレーザー周波数をフィードバック制御するステップをさらに備えてもよい。

本実施の形態によれば、一様なプローブレーザーを用いて任意のパルス面積を実現することができる。従って、原子の内部状態を任意の重ね合わせ状態に分岐可能な、原子の電子状態スプリッターを実現することができる。この態様の原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法は、原子遷移周波数測定装置、原子発振器、光格子時計、量子コンピュータなど様々な用途に応用することができる。

［第１５の実施の形態］
本発明の実施の形態において、ドップラー効果に起因する周波数変化（以下、ドップラーシフトという）の補償は重要な課題である。例えば光格子の移動速度が４０ｍｍ／ｓのとき、ドップラー効果は５７ｋＨｚとなる。このとき１８桁の測定精度を得るためには、ドップラー効果の補償を０．４ｍＨｚまで行う必要がある。この補償は、高精度な縦励起ラムゼー時計の実現で極めて重要である。第１５の実施の形態の装置は、ドップラーシフト補償装置を備える。

図２０は、第１５の実施の形態に係るドップラーシフト補償装置４０の模式図である。図２１は、図２０のドップラーシフト補償装置４０における光学測定系４２の模式図である。ドップラーシフト補償装置４０は、第２の実施の形態ので説明した原子の電子状態スプリッター２の構成（すなわち、縦励起ラムゼー領域４０１と、プローブレーザーを供給するプローブレーザー光源４０２と、光格子レーザー１を供給する第１の光格子レーザー光源４０３と、光格子レーザー２を供給する第２の光格子レーザー光源４０４）に加えて、プローブレーザーおよび光格子レーザーに対するリング共振器４０５と、光格子レーザー１および２のビート周波数検出器４０６と、第１のＤＤＳ４０７と、第２のＤＤＳ４０８と、第３のＤＤＳ４０９と、第１の光周波数変調器４１０と、第２の光周波数変調器４１１と、第３の光周波数変調器４１２と、を備える。ここでＤＤＳは、ダイレクトデジタルシンセサイザ（Ｄｉｒｅｃｔ Ｄｉｇｉｔａｌ Ｓｙｎｔｈｅｓｉｚｅｒ）のことをいう。

ドップラーシフトの補償は、同一の基準クロックにリファレンスを取る３つのＤＤＳ（すなわち、第１のＤＤＳ４０７、第２のＤＤＳ４０８および第３のＤＤＳ４０９）によって行う。第１のＤＤＳ４０７の周波数ν１、第２のＤＤＳ４０８の周波数ν２および第３のＤＤＳ４０９の周波数ν３は、それぞれ以下の通りである。
ν１＝２・（ｖ／ｃ）・ｆ１
ν２：光周波数変調器の駆動周波数（任意）
ν３＝ν２＋（ｖ／ｃ）・ｆ２
ここでｆ１は魔法周波数として知られる光格子レーザーの周波数であり、この周波数は９桁で既知の値である。ｆ２はプローブレーザーの周波数であり、この周波数は１５桁で既知の値である。ｖは移動光格子の速度（任意の設定値）である。ｃは光速である。なお、光格子レーザー１の周波数は、ｆ１（１）＝ｆ１（１＋ｖ／ｃ）、光格子レーザー２の周波数は、ｆ１（２）＝ｆ１（１―ｖ／ｃ）でそれぞれ与えられる。

ドップラーシフト補償装置４０の動作手順は、以下の通りである（図２０および図２１参照）。
（１）ν１によって移動速度ｖを決定する。
（２）光周波数変調器の周波数ν２を設定する。
（３）第１のＤＤＳ４０７の周波数ν１、第２のＤＤＳ４０８の周波数ν２を使って、第３のＤＤＳ４０９の周波数ν３を、ν３＝ν２＋（ν１／２）・（ｆ２／ｆ１）の関係により設定する。

本実施の形態によれば、ドップラーシフトを効果的に補償することができる。

以上説明した実施の形態でＤＣ磁場であったものは、ＡＣ磁場であってもよい。特に、魔法周波数のＡＣ磁場（例えば、魔法周波数に合わせたレーザー光の磁場成分を有する磁場）は、有効な実施の形態である。

第１～１５の実施の形態では、魔法波長の移動光格子によって等速運動する原子を局所磁場と相互作用させる。この局所磁場による許容遷移との状態混合を利用して、連続的なラビまたはラムゼー分光が可能となる。ただしこの手法には、
・原子スペクトルが、大きな２次のゼーマンシフトの摂動を受ける
・この２次ゼーマンシフトの値を決めるのに、磁場の校正が必要
・磁場発生用のコイルの発熱が不均一な黒体輻射を生じさせる
といった課題がある。

［第１６の実施の形態］
こうした課題を解決するために、以下で説明する実施の形態では、核スピンを持つアルカリ土類様原子（アルカリ土類金属原子に加え、Ｙｂ原子を含む）の同位体で生じる超微細混合によって生じる時計遷移を利用する。以下、前述の第１～１５の実施の形態のような、局所磁場による状態混合で遷移を誘起する手法を「磁場誘起型」と呼ぶことがある。これに対し、以下の超微細混合によって生じる時計遷移を用いて、磁場の遮蔽によって空間的に変化する１次ゼーマンシフトを利用して局所的な励起を行う手法を「磁場遮蔽型」と呼ぶことがある。

図２２は、第１６の実施の形態に係る原子遷移周波数測定装置８の模式図である。原子遷移周波数測定装置８は、原子供給部１１と、ｘ方向に延びる原子移動経路１２と、プローブレーザー光源１３と、磁場源１７と、第１の磁気シールドＳｈ１と、第２の磁気シールドＳｈ２と、検出用レーザー光源１４と、検出器１５と、ポンプ光光源１６と、を備える。分光領域は、第１の磁気シールドＳｈ１と第２の磁気シールドＳｈ２との間に定義される。分光領域には、磁場源１７を用いて、原子移動経路１２と直交する向きのバイアス磁場Ｂ_ｂをかけておく。図２２のバイアス磁場Ｂ_ｂは、約２ｍＴで、ｚ方向を向く一様磁場である。しかしバイアス磁場Ｂ_ｂはこれに限られない。すなわちバイアス磁場Ｂ_ｂは、強さが２ｍＴでなくてもよく、一様でなくてもよい。

上でも説明したが、原子供給部１１は、移動光格子として原子移動経路１２をｘ方向に運動する原子を供給する。ただしここでの原子は、核スピンＩを持つアルカリ土類様原子（この例ではＩ＝９／２の^８７Ｓｒ）である。原子供給部１１により供給された^８７Ｓｒの移動光格子は、原子移動経路１２を一定速度ｖ（例えばｖ＝４０ｍｍ／ｓ）で移動する。

プローブレーザー光源１３は、原子移動経路１２内に、原子移動経路１２と同軸上を、当該原子の運動と逆向きまたは同じ向きに（すなわち－ｘ方向または＋ｘ方向）伝播するプローブレーザーを供給する。すなわちプローブレーザーの伝播方向は、原子の運動方向と平行または反平行である。図２２の例では、^８７Ｓｒの運動と逆向きに伝播するプローブレーザーを示す。プローブレーザーは、Ｉ＝９／２の^８７Ｓｒにおいてゼーマンシフトした時計遷移と共鳴する。図２２の例では、プローブレーザーとして、^１Ｓ_０（ｍ＝±Ｉ）→^３Ｐ_０（ｍ＝±Ｉ）の遷移に対応する２周波数を持つものを入射する。

第１の磁気シールドＳｈ１および第２の磁気シールドＳｈ２は、原子移動経路１２を取り囲んで構成される。図２２の例では、第１の磁気シールドＳｈ１および第２の磁気シールドＳｈ２は、例えばパーマロイ製の円環で構成される。その寸法は例えば、外径１０ｍｍ、内径（開口部径）１ｍｍ、厚さ２ｍｍである（これらの数値に限定されないことはいうまでもない）。原子移動経路１２は、第１の磁気シールドＳｈ１および第２の磁気シールドＳｈ２の開口部を貫通する。第１の磁気シールドＳｈ１および第２の磁気シールドＳｈ２で取り囲まれた内部（以下「磁気シールド位置」ともいう）では磁場が低減されている。磁気シールド位置にも弱い磁場（例えば図２２の構成では最小３２μＴ程度）が存在し、それによって磁気副準位ｍに依存したゼーマンシフトが生じることを利用する。

検出用レーザー光源１４は、^８７Ｓｒの^１Ｓ_０（Ｆ＝Ｉ、ｍ＝±Ｉ）→^３Ｐ_１（Ｆ＝Ｉ＋１、ｍ＝±（Ｉ＋１））を励起する検出レーザーを検出位置に入射する。遷移の自然幅約７．５ｋＨｚに対して、ゼーマンシフトを十分大きくすることによって、ｍ＝±Ｉの状態にある原子をゼーマンシフトにより分離して計測することができる。図２２の例では、検出位置は第２の磁気シールドＳｈ２から距離ｌ_ｄ離れている。

検出器１５は、磁気シールドＳｈ１および第２の磁気シールドＳｈにおける原子遷移の励起によって生じる、確率振幅の干渉を原子の励起状態占有数として測定する。ここでは衝突シフトの低減のため、１光子あたりの原子占有数は１以下とする。

ポンプ光光源１６は、ポンプ光入射位置にポンプ光を入射する。これにより、Ｆ＝Ｉ→Ｉ－１遷移のπ遷移を励起し、ｍ＝±Ｉの２つの磁気副準位に光ポンプを行う。図２２の構成では、ゼーマン広がりが励起の飽和幅程度となるように磁場を遮蔽している（磁気シールドＳｈ０）。

図２３に、図２２の分光領域におけるゼーマンシフトを示す（ゼーマン副準位ｍ＝９／２）。ただしバイアス磁場Ｂ_ｂは、強さが２ｍＴの一様磁場とする。原子移動経路を移動する原子は、核スピンＩ＝９／２を持つ^８７Ｓｒである。原子の移動速度は約４０ｍｍ／ｓで、第１の磁気シールドＳｈ１および第２の磁気シールドＳｈ２は互いに約３０ｍｍ離れている。従って、原子が第１の磁気シールドＳｈ１から第２の磁気シールドＳｈ２まで移動するのに約７５０ｍｓかかる。磁気シールド位置にも弱い磁場（例えば図２２の構成では最小３２μＴ程度）が存在する結果、磁気副準位ｍに依存したゼーマンシフトが生じることを利用する。この１次ゼーマンシフトは、ｍ×１．０６×１０^６Ｈｚ／Ｔで換算すると、ｍ＝９／２の場合約１５０Ｈｚとなる。図２３に示すように、磁気シールドの外側の位置では大きなゼーマンシフトが発生し、プローブレーザーの光に対して原子は非共鳴になっている。

図２４に、ｍ＝±Ｉの磁気副準位の各状態の状態占有数を測定する原理を模式的に示す。上図は、^８７Ｓｒの^１Ｓ_０（Ｆ＝Ｉ、ｍ＝±Ｉ）→^３Ｐ_１（Ｆ＝Ｉ＋１、ｍ＝±（Ｉ＋１））遷移におけるエネルギー準位を示す。ここでは、バイアス磁場Ｂ_ｂに直交する直線偏光を持つ（すなわち、バイアス磁場Ｂ_ｂの向きに取った量子化軸に対しては右回り円偏光と左回り円偏光の重ね合わせである）検出レーザーのレーザー周波数を±ν_ｚで変調し（周期Ｔ）、これに同期した蛍光測定を行う。Ｂ＝２ｍＴのとき、右回り円偏光と左回り円偏光とによって励起される隣接する磁気副準位のゼーマンシフトは１６ＭＨｚ（＞＞７ｋＨｚ、自然幅）となることに注意する。この結果、検出中の基底状態に磁気副準位を光ポンピングを引き起こすような検出光による励起は十分小さくすることができる。

図２５に、図２２の構成における原子の励起状態占有数とゼーマンシフトの時間変化を示す。前述のように第１シールド位置ではゼーマンシフトは３２μＴ程度であり、プローブレーザーとの共鳴条件が満たされるため、励起状態占有数は０から５０％に上がる（π／２パルス）。第１シールド位置を抜けると、大きなゼーマンシフトによりプローブ光と非共鳴になるために励起状態占有数が５０％のまま系は自由発展する。第２シールド位置では再びゼーマンシフトは３２μＴ程度となり、再びπ／２パルスにより励起状態占有数は５０％から１００％に上がる

図２６に、図２２の構成におけるｍ＝－９／２（図の左側）とｍ＝９／２（図の右側）のラムゼースペクトルを示す。図示されるように、スペクトル波形は周波数０を中心としてほぼ左右対照になっている。従って、ｍ＝－９／２とｍ＝９／２の観測結果から平均を取ることにより、１次ゼーマンシフトの値をキャンセルするラムゼー分光が可能となる。

図２７は図２６の拡大図である。図示されるように、－ｍ磁気副準位のスペクトルと＋ｍ磁気副準位のスペクトルは、ゼーマンシフトがないときのスペクトル中心に対して正負対称にゼーマンシフトするので、この平均を取ることにより周波数０となる点を求めることができる。一方、－ｍ磁気副準位のスペクトルと＋ｍ磁気副準位のスペクトルの差の周波数から、原子が感じた実効的な磁場を推定することができる。この値を使って、微小な２次ゼーマンシフトを推定し、補償することができる。

以上説明したように、第１６の実施の形態（磁場遮蔽型）によれば、核スピンを持つアルカリ土類様金属を用いて、磁気シールドされた位置でπ／２パルス励起を行うラムゼー分光では、
・正負の磁気副準位ｍ＝±Ｉ状態のスペクトルの観測により１次ゼーマンシフトの計測、補償が可能
・この値を使って２次ゼーマンの推定と補償が可能
・この結果、詳細な磁場の設定が不要になる
・磁場誘起型の手法に比べ、２次ゼーマンシフトおよび光格子光シフトを１／１０００程度に低減可能
といった効果を得ることができる。

なお第１６の実施の形態は原子遷移周波数測定装置であったが、同じ原理を用いて以下のように、原子の電子状態スプリッターや原子干渉計を実現することもできる。

［第１７の実施の形態］
第１７の実施の形態は、非ゼロの全角運動量（Ｆ≠０）を持つ原子に対する電子状態スプリッターである。この原子の電子状態スプリッターは、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場源と、磁気シールドと、を備える。原子供給部は、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給する。磁気シールドは、原子移動経路を取り囲んで構成される。この磁気シールドは、取り囲んだ部分のシールド内で外部の磁場を低減する。プローブレーザー光源は、シールド内でゼーマンシフトした原子遷移と共鳴するプローブレーザーを原子移動経路内に供給する。これにより、シールド位置で原子を励起させることができる。

［第１８の実施の形態］
第１９の実施の形態は、原子干渉計である。この原子干渉計は、非ゼロの全角運動量（Ｆ≠０）を持つ原子に対する電子状態スプリッターを複数備える。すなわちこの原子干渉計は、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場源と、第１の磁気シールドと、第２の磁気シールドと、を備える。原子供給部は、原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給する。第１の磁気シールドおよび第２の磁気シールドは、原子移動経路を取り囲んで構成される。第１の磁気シールドおよび第２の磁気シールドは、それぞれが取り囲んだ部分のシールド内で外部の磁場を低減する。プローブレーザー光源は、シールド内でゼーマンシフトした原子遷移と共鳴するプローブレーザーを原子移動経路内に供給する。これにより、第１シールド位置および第２シールド位置で原子を励起させることができる。

上記の説明で用いた様々な数値は、すべて例示を目的としたものであり、本発明の範囲を限定するものではないことに注意する。

以上、本発明を実施の形態にもとづいて説明した。これらの実施の形態は例示であり、それらの各構成要素や各処理プロセスの組合せにいろいろな変形例が可能なこと、またそうした変形例も本発明の範囲にあることは当業者に理解されるところである。

本発明は、原子の電子状態スプリッター、原子干渉計、原子遷移周波数測定装置、原子発振器、光格子時計、量子コンピュータおよび原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法に関する。

本出願は、米国仮特許出願第６３１５３４３４号を基礎とする優先権を主張する。当該仮出願の明細書は、全体として参照により本明細書に組み込まれる。

１・・原子の電子状態スプリッター。
２・・原子の電子状態スプリッター。
３・・原子干渉計。
４・・原子遷移周波数測定装置。
５・・原子遷移周波数測定装置。
６・・原子遷移周波数測定装置。
７・・原子遷移周波数測定装置。
８・・原子遷移周波数測定装置。
１１・・原子供給部。
１２・・原子移動経路。
１３・・プローブレーザー光源。
１４・・検出用レーザー光源。
１５・・検出器。
１６・・ポンプ光光源。
１７・・磁場源。
１６１・・第１の光格子レーザー光源。
１６２・・第２の光格子レーザー光源。
２０・・光格子時計。
３０・・量子コンピュータ。
４０・・ドップラーシフト補償装置。
４２・・ドップラーシフト補償装置の測定系。
４０１・・縦励起ラムゼー領域。
４０２・・プローブレーザー光源。
４０３・・第１の光格子レーザー光源。
４０４・・第２の光格子レーザー光源。
４０５・・リング共振器。
４０６・・ビート周波数検出器。
４０７・・第１のＤＤＳ。
４０８・・第２のＤＤＳ。
４０９・・第３のＤＤＳ。
４１０・・第１の光周波数変調器。
４１１・・第２の光周波数変調器。
４１２・・第３の光周波数変調器。
Ｍ・・磁場生成部。
Ｍ１・・第１の磁場生成部。
Ｍ２・・第２の磁場生成部。
Ｍ３・・第３の磁場生成部。
Ｍ４・・第４の磁場生成部。
ＭＰ・・磁場生成部の対。
ＭＰ１・・磁場生成部の対。
ＭＰ２・・磁場生成部の対。
ＭＰ３・・磁場生成部の対。
Ｓｈ１・・第１の磁気シールド。
Ｓｈ２・・第２の磁気シールド。
Ｓ０・・磁気シールド。

Claims (14)

1. 原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場生成部と、を備え、
   前記原子供給部は、前記原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給し、
   前記プローブレーザー光源は、前記原子移動経路内に、前記原子移動経路と同軸上を前記原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給し、
   前記磁場生成部は、前記原子移動経路に前記原子移動経路と直交する磁場を生成し、電気双極子遷移許容な電子状態との波動関数の混合を引き起こすことにより、プローブレーザーによる時計遷移の励起を可能にすることを特徴とする原子の電子状態スプリッター。
2. 第１の光格子レーザー光源と、第２の光格子レーザー光源と、を備え、
   前記第１の光格子レーザー光源および前記第２の光格子レーザー光源は、前記原子移動経路を互いに逆向きに進む光格子レーザーの対を供給することにより、定在波のなす光格子を形成し、
   前記光格子レーザーの対は、各光格子レーザーの周波数が互いにシフトされており、
   前記光格子は、前記原子移動経路に沿って移動する移動光格子となっており、
   前記移動光格子は、前記原子を前記原子移動経路に沿って運ぶことを特徴とする請求項１に記載の原子の電子状態スプリッター。
3. 前記各光格子レーザーは、時計遷移のシュタルクシフトを生じない魔法周波数に設定されることを特徴とする請求項２に記載の原子の電子状態スプリッター。
4. 原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、第１の磁場生成部と、第２の磁場生成部と、を備え、
   前記原子供給部は、前記原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給し、
   前記プローブレーザー光源は、前記原子移動経路内に、前記原子移動経路と同軸上を前記原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給し、
   前記第１の磁場生成部および前記第２の磁場生成部は、前記原子移動経路に前記原子移動経路と直交する磁場を生成し、電気双極子遷移許容な電子状態との波動関数の混合を引き起こすことにより、プローブレーザーによる時計遷移の励起を可能にする原子の電子状態スプリッターを複数設置することを特徴とする原子干渉計。
5. 前記第１の磁場生成部および前記第２の磁場生成部は、前記原子と前記プローブレーザーとの相互作用長に相当する間隔を空けて配置されることを特徴とする請求項４に記載の原子干渉計。
6. 前記電子状態スプリッターによる電子状態操作の後の前記原子の電子状態を射影測定するための検出用レーザーを供給する検出用レーザー光源を備え、
   前記第１の磁場生成部および前記第２の磁場生成部はそれぞれ、磁場とプローブレーザーとの組み合わせにより、前記原子にπ／２のパルス面積を持つ励起を生じさせることにより、ラムゼー分光を実現することを特徴とする請求項５に記載の原子干渉計。
7. 原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、第１の磁場生成部と、第２の磁場生成部と、検出用レーザー光源と、検出器と、を備え、
   前記原子供給部は、前記原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給し、
   前記プローブレーザー光源は、前記原子移動経路内に、前記原子移動経路と同軸上を前記原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給し、
   前記第１の磁場生成部および前記第２の磁場生成部は、前記原子と前記プローブレーザーとの相互作用長に相当する間隔を空けて配置され、
   前記第１の磁場生成部および前記第２の磁場生成部は、前記原子移動経路に前記原子移動経路と直交する磁場を生成し、電気双極子遷移許容な電子状態との波動関数の混合を引き起こすことにより、前記原子をプローブレーザーにより励起可能にし、
   前記第１の磁場生成部および前記第２の磁場生成部はそれぞれ、磁場とプローブレーザーとの組み合わせにより、前記原子にπ／２のパルス面積を持つ励起を生じさせることにより、ラムゼー分光を実現し、
   前記検出用レーザー光源は、パルス照射を受けた後の前記原子の電子状態を射影測定するための検出用レーザーを供給し、
   前記検出器は、前記原子の電子状態の占有数に比例する信号を測定することを特徴とする原子遷移周波数測定装置。
8. 請求項１から３のいずれかに記載の原子の電子状態スプリッターを備えることを特徴とする原子発振器。
9. 請求項１から３のいずれかに記載の原子の電子状態スプリッターを備えることを特徴とする光格子時計。
10. 請求項１から３のいずれかに記載の原子の電子状態スプリッターを備えることを特徴とする量子コンピュータ。
11. 原子の電子状態スプリッターを用いた原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法であって、
    前記原子の電子状態スプリッターは、原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場生成部と、を備え、
    前記原子供給部を用いて、前記原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給するステップと、
    前記プローブレーザー光源を用いて、前記原子移動経路内に、前記原子移動経路と同軸上を前記原子の運動と逆向きまたは同じ向きに伝播するプローブレーザーを供給するステップと、
    前記磁場生成部を用いて、前記原子移動経路に前記原子移動経路と直交する磁場を生成することにより電気双極子遷移許容な電子状態と波動関数を混合するステップと、を備えることを特徴とする原子の電子状態重ね合わせ状態の生成方法。
12. 原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場源と、磁気シールドと、を備え、
    前記原子供給部は、前記原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給し、
    前記磁気シールドは、前記原子移動経路を取り囲んで構成され、取り囲んだ部分のシールド内で外部の磁場を低減し、
    前記プローブレーザー光源は、シールド内でゼーマンシフトした原子遷移と共鳴するプローブレーザーを前記原子移動経路内に供給することにより、シールド位置で前記原子を励起させることを特徴とする原子の電子状態スプリッター。
13. 原子供給部と、原子移動経路と、プローブレーザー光源と、磁場源と、第１の磁気シールドと、第２の磁気シールドと、を備え、
    前記原子供給部は、前記原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給し、
    前記第１の磁気シールドおよび前記第２の磁気シールドは、前記原子移動経路を取り囲んで構成され、それぞれが取り囲んだ部分の第１シールド位置および第２シールド位置で外部の磁場を低減し、
    前記プローブレーザー光源は、シールド内でゼーマンシフトした原子遷移と共鳴するプローブレーザーを前記原子移動経路内に供給することにより、前記第１シールド位置および前記第２シールド位置で前記原子を励起させる原子の電子状態スプリッターを複数設置することを特徴とする原子干渉計。
14. 原子供給部と、原子移動経路と、第１の磁気シールドと、第２の磁気シールドと、プローブレーザー光源と、磁場源と、検出用レーザー光源と、検出器と、を備え、
    前記原子供給部は、前記原子移動経路を一定速度で移動する原子を供給し、
    前記第１の磁気シールドおよび前記第２の磁気シールドは、前記原子移動経路を取り囲んで構成され、それぞれが取り囲んだ部分の第１シールド位置および第２シールド位置で外部の磁場を低減し、
    前記プローブレーザー光源は、シールド内でゼーマンシフトした原子遷移と共鳴するプローブレーザーを前記原子移動経路内に供給することにより、前記第１シールド位置および前記第２シールド位置で時計遷移の励起を生じさせ、
    前記第１の磁気シールドおよび前記第２の磁気シールドは、前記第１シールド位置および前記第２シールド位置で前記原子にπ／２のパルス面積を持つ励起を生じさせることにより、ラムゼー分光を実現し、
    前記検出用レーザー光源は、パルス照射を受けた後の前記原子の電子状態を射影測定するための検出用レーザーを供給し、
    前記検出器は、前記原子の電子状態の占有数に比例する信号を測定することを特徴とする原子遷移周波数測定装置。