基于暗态扫频法的Rb-Xe自旋交换体系弛豫时间测量方法

基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法
技术领域
1.本发明涉及rb-xe自旋交换体系技术领域，更具体地说，它涉及基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法。


背景技术：

2.87
rb-129
xe自旋交换体系目前大量应用于弱磁探测与核磁共振陀螺等精密测量领域中。对该体系中的各项参数的准确测量对于样机性能分析十分重要，例如
87
rb和的弛豫时间的测量是评估磁力仪和核磁共振陀螺极限性能的重要依据。对于
87
rb和
129
xe来说，其弛豫时间都分为横向弛豫时间t2和纵向弛豫时间t1，其中t1的测量比t2的测量更加能够反映体系的特征，因此，如何测量
87
rb和
129
xe的纵向弛豫时间t1一直是该领域的重要问题。
3.目前，针对
87
rb弛豫时间测量的主要方法有光脉冲法和自旋噪声法。其中，光脉冲法使用了持续时间为微秒量级的泵浦光和探测光交替照射气室，通过探测光强的变化反映
87
rb原子的极化强度和相干度，从而分别测量出
87
rb的纵向和横向弛豫时间。例如，franzen在1959年提出的“暗态弛豫”法，被多次改进后用于测量
87
rb的弛豫时间，以及m gharavipour等人在此基础上提出的odse方法同样可以用于测量
87
rb的弛豫时间。一方面，由于光脉冲法在实验过程中需要对泵浦光和探测光的持续时间及间隔做到精准的控制，因此该类方法对激光光源与光电探测器等试验设备提出了较高的要求。另一方面，光脉冲法交替性地打开和关断泵浦光，因此无法完全消除泵浦光对系统状态带来的影响。自旋噪声法则是利用
87
rb的自旋噪声谱来计算其弛豫时间，例如，g.e.katsoprinakis等人先将气室制备到近serf态，再利用自旋噪声谱的线宽进行拟合，从而得到了
87
rb的弛豫信息。但是该方法对气室状态的要求较高，并且在近serf态下，
87
rb的弛豫时间会随着外磁场的大小发生变化，因此该方法难以满足在较大磁场下工作的磁力仪或核磁共振陀螺中的弛豫时间测试需求。
4.129
xe的弛豫时间测量方法主要有反转恢复法和指数拟合法。其中，反转恢复法的原理是先使用π脉冲使
129
xe的极化方向发生反转，在
129
xe的极化方向恢复到热平衡态的过程中施加π/2脉冲，在垂直于主磁场方向上测量
129
xe的极化强度，通过调整π脉冲和π/2脉冲之间的时间间隔得到
129
xe的弛豫时间信息。尽管反转恢复法操作简单，但往往需要让
129
xe的极化反转数次，因此非常耗时。
5.指数拟合法则是在主磁场z轴方向上施加一个高频激励场，这样可以在
129
xe的弛豫过程中直接监测
129
xe的极化大小的变化，因此可以在单次弛豫过程中获取到
129
xe的弛豫信息。但是使用该方法在解调x轴和y轴上的信号时，需要对信号的相位不断进行调整，因此测量及信号处理过程较为复杂。
6.针对上述技术问题，申请人发明了一种基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法。


技术实现要素：

7.本发明的目的是提供基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法，该方法相较于传统的测量方法，在测量
87
rb和
129
xe的弛豫时间时能够完全剥离泵浦光的影响，从而消除其带来的测量误差，并且信号处理过程简单，操作相对简洁。
8.本发明的上述技术目的是通过以下技术方案得以实现的：基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法，具体包括以下步骤：
9.s1：建立bloch方程并对其求解，得到：
[0010][0011][0012][0013]
s2：测量
87
rb的横向弛豫时间
[0014]
s3：在已知的条件下，需要不断调整激励场b1的驱动电压幅值，在不同b1强度条件下进行扫频，将所得信号半宽度δω
1/2
与b1强度利用下式进行拟合即可得到
87
rb的纵向弛豫时间
[0015][0016][0017]
s4：测量
129
xe的纵向弛豫时间
[0018]
进一步的，所述s2的具体步骤是：
[0019]
s2-1：打开泵浦光，均匀照射气室10分钟以上，使气室中的
129
xe得到充分极化；
[0020]
s2-2：关断泵浦光并开始扫频；
[0021]
s2-3：通过公式
[0022][0023][0024]
得到
87
rb的横向弛豫时间
[0025]
进一步的，所述s4的具体步骤是：
[0026]
s4-1：在
129
xe得到充分极化后关断泵浦光进行连续扫频；
[0027]
s4-2：关断泵浦光进行连续扫频；
[0028]
s4-3：对
87
rb扫频信号的中心频率ω
rb
与峰值a
rb
进行e指数拟合，即可得到
129
xe的纵向弛豫时间信息。
[0029]
进一步的，所述激励磁场与
129
xe的拉莫尔进动频率一致；脉冲时长使
129
xe的极化方向刚好发生反转。
[0030]
综上所述，本发明的有益效果是：通过暗态扫频法能够彻底消除泵浦光带来的磁场梯度影响以及在信号处理过程中不需要分离x轴和y轴方向上的信号；此外，使用该方法对测量时不需要进行激光脉冲调制，而在测量的过程中，对
129
xe初始状态没有要求且扰动很小，因此，相较于传统方法，暗态扫频法对设备及实验条件要求较低，数据处理过程更加简洁，在保证了测量的准确度的同时具有更高的实用性。
附图说明
[0031]
图1是本发明实施例中实验装置的结构示意图；
[0032]
图2是本发明实施例中
87
rb连续扫频信号(200次)的信号幅值图；
[0033]
图3是本发明实施例中单次扫频信号拟合结果图；
[0034]
图4是本发明实施例中前50组扫频信号线宽δω
1/2
拟合结果；
[0035]
图5是本发明实施例中与泵浦光功率p
pump
的关系图；
[0036]
图6是本发明实施例中线宽δω
1/2
随扫频场b1强度变化拟合结果；
[0037]
图7是本发明实施例中扫频信号峰值a
rb
(t)与扫频中心频率ω
rb
(t)的e指数拟合结果图；
[0038]
图8是本发明实施例中扫频信号峰值a
rb
(t)与扫频中心频率ω
rb
(t)的线性拟合图；
[0039]
图9是本发明实施例中反转
129
xe极化方向条件下进行弛豫，测得扫频信号的e指数拟合结果图；
[0040]
图10是本发明实施例中b1＝1.65nt时扫频信号的e指数的拟合结果。
具体实施方式
[0041]
以下结合附图1-10对本发明作进一步详细说明。
[0042]
实施例：基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法，如图1至图10所示，具体包括以下步骤：
[0043]
s1：建立bloch方程并对该方程求解；
[0044]
外界磁场与极化原子相互作用表现为原子磁矩绕外界磁场方向做拉莫尔进动。同时考虑这种相互作用以及原子的退极化(弛豫)过程，并假设在z轴(纵向)存在静磁场bz＝b0，则可以得到磁共振领域著名的bloch方程：
[0045][0046][0047]
[0048]
其中，m
x
，my和mz分别为原子系宗的宏观磁矩m在x，y，z方向上的分量，和是它们的时间导数，γ是旋磁比，m0是稳态下的纵向磁矩，t1和t2分别为极化原子的纵向和横向弛豫时间。为了在横向探测到宏观磁矩m
x
和my，可以在x方向上施加激励场bx＝b1cos(ωt)再做旋转坐标变换：
[0049]mx
＝m
′
x
cos(ωt)+m
′ysin(ωt)
ꢀꢀꢀꢀꢀꢀ
(2.1)
[0050]my
＝-m
′
x
sin(ωt)+m
′ycos(ωt)
ꢀꢀꢀꢀꢀ
(2.2)
[0051]
此时激励场b
x
也可以分解为与拉莫尔进动同向和反向的两个磁场分量b
+
和b-。由于反向分量b-基本无法与极化原子发生共振，因此仅考虑同向分量b
+
的影响，并对bloch方程求解后可以得到：
[0052][0053][0054][0055]
其中，δω为激励场b
x
的震荡频率ω与原子拉莫尔进动频率的震荡频率ω与原子拉莫尔进动频率之间的失谐量，本实施例利用上式来获得
87
rb和
129
xe的弛豫时间信息。
[0056]
s2：测量
87
rb的横向弛豫时间
[0057]
对于
87
rb来说，使用暗态扫频法需要先测得其横向弛豫时间，才能继续测量其纵向弛豫时间首先，可以通过联立(3.1)与(3.2)式，令则有：
[0058][0059]
在(4)式中，由于激励场场强b1远小于b0，因此远小于1，这样可以对(4)式进行近似化简并得到：
[0060][0061]
令m
⊥
信号的线宽(半高宽)为δω
1/2
，则可由(4.1)式得：
[0062][0063]
因此，使用暗态扫频法在测量
87
rb的横向弛豫时间时，可以无需区分横向宏观磁矩m
′
x
和m
′y，通过直接测量m
⊥
信号的线宽获得
87
rb的横向弛豫时间
[0064]
s3：测量
87
rb的纵向弛豫时间
[0065]
在已知的条件下利用激励场b1对信号线宽δω
1/2
的功率展宽可以计算得到
87
rb的纵向弛豫时间由(4)式出发，求得δω
1/2
的解析解为：
[0066][0067]
其中在不同场强b1下测得对应的信号半高宽δω
1/2
，就可以利用(10)式拟合得到η的值，进而计算得到
[0068]
s4：测量
129
xe的纵向弛豫时间
[0069]
当关断泵浦光后，尽管
87
rb和
129
xe都开始进入弛豫过程，但是二者之间的自旋交换碰撞仍在持续发生。由于
129
xe的弛豫时间远大于
87
rb，因此
87
rb的极化强度会迅速衰减，这时候
129
xe会通过碰撞将自身的极化转移到
87
rb上，此时
87
rb的极化强度prbb满足：
[0070][0071]
其中，γ
se
为自旋交换泵浦速率，由于上式中远大于γ
se
，因此(11)式可以近似为：
[0072][0073]
不难看出，式中γ
se
和均为常数，因此在弛豫过程中
87
rb的极化强度p
rb
与
129
xe的极化强度p
xe
呈线性关系，即m
rb
与m
xe
呈线性关系。此外，
129
xe的极化还会在z轴上产生等效磁场b
xe
：
[0074][0075]
其中，κ0为增强因子，μ0为真空磁导率，gs为朗德g因子，μb为玻尔磁子，n
xe
为
129
xe的粒子浓度。等效磁场b
xe
与z轴上的b0叠加后会改变
87
rb的拉莫尔进动频率产生的频移量为：
[0076]
δω＝γb
xe
∝
p
xe
ꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀ
(13)
[0077]
利用(11.1)式和(13)式，本实施例可以在关断泵浦光后通过
87
rb的信号峰值和频移来反映
129
xe的极化强度，从而获得
129
xe的弛豫时间信息。在
129
xe的弛豫过程中，随着时间推移，其在z轴上其极化强度和等效磁场大小满足以下规律：
[0078][0079][0080]
其中，p0和b0是关断泵浦光开始扫频时(0时刻)的极化强度和等效磁场大小。从而，由(13)式及(14.1)式可以得出
87
rb的共振中心频率ω
rb
满足：
[0081]
[0082]
其中，ω0是关断泵浦光时刻对应的中心频率，此时纵向磁场bz＝b0+b
xe
。为
129
xe充分弛豫后，即b
xe
＝0时对应的中心频率。此外，还可以由(11.1)式得到的
87
rb扫频信号峰值a
rb
的变化趋势：
[0083][0084]
联立(15)与(16)式，本实施例还可以得到
87
rb扫频信号中心频率ω
rb
与峰值a
rb
呈线性关系：
[0085][0086]
从以上分析不难看出，对
87
rb扫频信号的中心频率ω
rb
与峰值a
rb
进行e指数拟合，均可得到
129
xe的纵向弛豫时间
[0087]
本实施例通过实验来进行验证：
[0088]
本实施例使用的实验装置如图1所示，实验对象为一个边长20mm的方形气室，内部充入了
87
rb和
129
xe气体以及缓冲气体n2。气室被放置在加热框内部，加热温度为90℃，其周围分布三组线圈，用于提供x，y，z轴三个方向的磁场。线圈外布置了5层圆柱形磁屏蔽筒，用于屏蔽外界的磁场扰动，磁屏蔽筒的z轴和x轴方向上开小孔分别可供泵浦光和探测光通过气室。
[0089]
本次实验中的泵浦光来自于一台uniquanta dfb 801-795-180204激光器，功率可调，中心频率为795nm；探测光来自于一台uniquanta dfb 801-780-150901激光器，工作功率固定在500μw，中心频率为780nm。泵浦光从激光器出射后先后经过扩束准直系统、起偏器和1/4波片，转化为左旋圆偏光后进入气室，用于将气室中的碱金属原子
87
rb极化。探测光则经过1/2波片和起偏器后沿x轴进入气室，在气室中与被极化的
87
rb原子相互作用发生旋光效应，随后经渥拉斯顿棱镜分束进入平衡探测器，用于获得探测光的法拉第旋转角信息。最后，由采集卡、锁相放大器和计算机等设备构成的信号控制及处理系统用于控制泵浦光激光器的打开与关断以及对数据进行记录和分析。
[0090]
一、实验过程：首先，为了获得
87
rb的扫频信号，需要打开横向磁场b
x
并在扫频区间[ω1,ω2]内连续改变其震荡频率ω，此时在横向磁场b
x
的驱动下，
87
rb的顺磁共振(epr)信号幅值反映了其横向磁矩m
⊥
的大小，记录信号幅值随时间的变化曲线即为扫频信号曲线。此外，如图2所示，为了测量
87
rb共振峰和中心频率的变化趋势，可以对
87
rb进行连续扫频，即在扫频区间[ω1,ω2]内周期性重复地连续改变横向磁场b
x
的频率。为了满足数据处理阶段的需求，此时需要保证扫频区间[ω1,ω2]的宽度应该略大于
87
rb的共振中心频率ω
rb
的变化范围。本次试验中，扫频区间[ω1,ω2]的宽度为3000hz，每一次扫频过程记录60个数据点，每组连续扫频过程包含200次单次扫频，连续扫频过程总耗时约为1506s。
[0091]
测量
87
rb的横向弛豫时间时，需要先打开泵浦光，均匀照射气室10分钟以上，使气室中的
129
xe得到充分极化以保证在扫频时获得较高的信噪比，再关断泵浦光并开始扫频。最后通过利用公式(4)拟合出
87
rb扫频信号的半高宽δω
1/2
，再利用(5)式计算即可得到横向弛豫时间从图2中可以看到，每条扫频曲线都可以进行拟合得到线宽δω
1/2
并用
于计算此外，扫频信号峰值会随着
129
xe的弛豫不断下降，中心频率不断偏移，其变化趋势符合(15)式与(16)式的推理结果。
[0092]
为了验证泵浦光功率对
87
rb的横向弛豫时间的影响，本实验在打开泵浦光的条件下进行扫频，并通过改变泵浦光功率大小，得到了在不同泵浦光功率条件下的横向弛豫时间测量
87
rb的纵向弛豫时间时，需要不断调整b1的驱动电压幅值，在不同b1强度条件下进行扫频，将所得信号半高宽δω
1/2
与b1强度利用(10)式进行拟合即可计算得到纵向弛豫时间
[0093]
最后，为了测得
129
xe的纵向弛豫时间需要在
129
xe得到充分极化后关断泵浦光进行连续扫频。也可以先在横向施加一个脉冲激励磁场(π脉冲)，该激励磁场的震荡频率与
129
xe的拉莫尔进动频率一致，并调整其脉冲时长使
129
xe的极化方向刚好发生反转，随后关断泵浦光进行连续扫频。随着
129
xe的弛豫，其极化强度会不断减弱，因此也会导致
87
rb的扫频信号的强度和共振峰频率不断发生变化。对
87
rb扫频信号的中心频率ω
rb
与峰值a
rb
进行e指数拟合，即可得到
129
xe的纵向弛豫时间信息。
[0094]
二、对实验的数据分析：
[0095]
为了获得
87
rb的横向弛豫时间，如图3所示，本实施例利用(4)式对
87
rb扫频数据进行了拟合。由于扫频过程中远离共振中心频率的信号信噪比较低，对信号半高宽δω
1/2
的计算没有太大贡献，因此，为了尽可能准确地得到信号半高宽的数值，本实施例在数据峰值附近进行了插值处理。
[0096]
此外，为了尽可能满足(4.1)式近似条件，本实施例选择在b1＝4.95nt的条件下进行了连续扫频实验。如图4所示，利用图3中单次拟合方法对连续扫频数据的前50条扫频曲线进行数据拟合后，得到了它们的线宽拟合结果。尽管信噪比随着弛豫不断降低，但仍然可以稳定地获得其拟合线宽。最后，本实施例根据(5)式计算出了
87
rb的横向弛豫时间
[0097]
从图3的拟合结果可以看出：利用(4)式对扫频信号进行拟合时，存在一定误差。根据(4)式的形式进行分析，信号峰值左右两侧的曲线相互对称，而实验所得数据则表现出一定的非对称性。这种非对性主要来源于三个因素：
[0098]
第一，
87
rb在共振峰附近存在f＝1和f＝2的两个超精细塞曼子能级共振峰，其对应的旋磁比γ1与γ2非常接近，因此在扫频信号峰右侧观察到测量值高于拟合结果的情况，这也是导致
87
rb的共振信号非对称性的主要原因之一。
[0099]
第二，在2.1节求解bloch方程(1)时，需要将施加在x轴上的激励场b1分解成在xy平面分别按顺时针和逆时针旋转的两个旋转磁场分量b
+
和b-，本实施例只考虑了其中与
87
rb拉莫尔进动方向同向的分量b
+
。然而实际情况是，另一个与之相反的分量b-也会对
87
rb的共振信号产生微弱的影响，这个影响会导致x轴与y轴上信号的非对称性，进而导致
87
rb的共振信号的非对称性。
[0100]
第三，
87
rb的扫频过程一直伴随着
129
xe的动态弛豫，因此
87
rb的共振信号对应的峰值和中心频率会实时变化，这同样会在一定程度上导致扫频信号的非对称性。
[0101]
三、泵浦光功率对的影响
[0102]
为了研究泵浦光对的影响，需要在打开泵浦光的条件下对
87
rb进行扫频，如图5所示，本实施例分别在不同泵浦光功率的条件下进行了实验，并得到了随泵浦光功率p
pump
的变化趋势。
[0103]
从图5所示的结果来看，与泵浦光功率p
pump
的关系并非如(9.1)式所示简单的线性关系，而是随着泵浦光功率不断增大趋于平缓。其原因是，当泵浦光穿过气室时，被
87
rb原子吸收，从而破坏了
87
rb原子的退极化过程，等效于引入了额外的弛豫机制，导致了(9.1)式中r
other
也会随着泵浦光功率发生变化。因此，泵浦光对系统带来的影响会使
87
rb弛豫时间的测量变得更加复杂，不利于实际应用，而本实施例提出的暗态扫频法则可以彻底排除掉泵浦光带对系统带来的影响，这也是该方法具备的显著优势之一。
[0104]
四、
87
rb的纵向弛豫时间
[0105]
为了得到
87
rb的纵向弛豫时间本实施例分别在不同的扫频场b1强度条件下进行了扫频，并通过(4)式进行拟合得到线宽：
[0106]
表1：不同的扫频场b1强度条件下测得
87
rb信号线宽
[0107]
b1(nt)4.958.2511.5514.8555线宽(hz)435442457474956
[0108]
如图6所示，再利用(10)式进行拟合得到η＝3.624
×
10-4
(nt-2)，将旋磁比γ＝6.998hz/nt代入即可得到
[0109]
通过与横向弛豫时间对比可以看到
87
rb的纵向弛豫时间大于横向弛豫时间其原因是系统的某些退相干机制仅仅破坏
87
rb拉莫尔进动的相位，导致
87
rb宏观极化矢量的横向分量比纵向分量衰减得更加迅速，最终导致横向弛豫速率γ2大于纵向弛豫速率γ1。它们的关系可以表示为：
[0110][0111]
其中，r
se
为原子自旋交换导致的弛豫速率，q
se
为与原子极化率和核自旋量子数相关的一个量，r
δb
为磁场梯度导致的弛豫速率。因此，最终表现为
87
rb的横向弛豫时间小于纵向弛豫时间本实施例在90℃时对r
se
/q
se
进行估计大约为475/s，而在本次试验中，关闭泵浦光之后r
δb
接近于零。将的测量值5.87ms代入(18)式，可以计算得到γ2＝645/s，即该计算结果与4.1节中的测量值存在偏差，其原因是实验过程中仍然存在的一些较为复杂的误差因素，例如实验温控系统的波动、线圈常数的标定误差、
87
rb两个子能级弛豫时间的差异以及
87
rb原子数密度的估算误差等。因此，在暗态扫频法的基础上继续针对各项误差因素进行优化，可以进一步提高测量的准确性。
[0112]
五、
129
xe的纵向弛豫时间
[0113]
对于每一组数据，本实施例都可以通过对信号峰值a
rb
(t)和中心频率ω
rb
(t)进行e指数拟合，求得此外，本实施例除了让
129
xe自由弛豫，还在反转
129
xe极化方向后再关闭泵浦光让
129
xe进行弛豫，并分别在这两种初始条件下求出其纵向弛豫时间
[0114]
首先，如图7所示，本实施例在b1＝4.95nt时进行扫频，并根据(15)式和(16)式分别使用信号峰值a
rb
(t)和中心频率ω
rb
(t)进行e指数拟合。
[0115]
图8中的拟合结果很好地符合了(17)式的理论推导，验证了信号峰值a
rb
(t)和中心频率ω
rb
(t)的线性关系。此外，如图9所示，本实施例除了直接关断泵浦光使
129
xe自由弛豫，还在反转
129
xe极化方向后再关闭泵浦光使
129
xe进行弛豫，并求出其纵向弛豫时间
129
xe＝515.8s。与未发生反转条件下的测试结果进行对比，其差值小于1％，因此可以认为该方法在测量
129
xe纵向弛豫时间时对初始状态并不敏感。
[0116]
接下来，如图10所示，本实施例还在b1＝1.65nt的条件下重复了上述测量过程，在
129
xe进行自由弛豫与反转
129
xe极化方向后再进行弛豫时的纵向弛豫时间分别为520s和510.2s，尽管此时扫频信号的信噪比有所降低，但拟合结果依然体现出了较高的稳定性。
[0117]
并且，由于暗态扫频法的本质是使用
87
rb的信号测量
129
xe的纵向弛豫时间，该方法对
129
xe的弛豫状态扰动很小，因此在对扫频信号进行e指数拟合时，拟合结果具备极高的拟合优度(r方大于0.9998)。
[0118]
本具体实施例仅仅是对本发明的解释，其并不是对本发明的限制，本领域技术人员在阅读完本说明书后可以根据需要对本实施例做出没有创造性贡献的修改，但只要在本发明的权利要求范围内都受到专利法的保护。

技术特征：
1.基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法，其特征是：具体包括以下步骤：s1：建立bloch方程并对其求解，得到：s1：建立bloch方程并对其求解，得到：s1：建立bloch方程并对其求解，得到：s2：测量
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rb的横向弛豫时间s3：在已知的条件下，需要不断调整激励场b1的驱动电压幅值，在不同b1强度条件下进行扫频，将所得信号半宽度δω
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与b1强度利用下式进行拟合即可得到
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rb的纵向弛豫时间豫时间豫时间s4：测量
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xe的纵向弛豫时间2.根据权利要求1所述的基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法，其特征是：所述s2的具体步骤是：s2-1：打开泵浦光，均匀照射气室10分钟以上，使气室中的
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xe得到充分极化；s2-2：关断泵浦光并开始扫频；s2-3：通过公式3：通过公式得到
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rb的横向弛豫时间3.根据权利要求1所述的基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法，其特征是：所述s4的具体步骤是：s4-1：在
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xe得到充分极化后关断泵浦光进行连续扫频；s4-2：关断泵浦光进行连续扫频；s4-3：对
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rb扫频信号的中心频率ω
rb
与峰值a
rb
进行e指数拟合，即可得到
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xe的纵向
弛豫时间信息。4.根据权利要求3所述的基于暗态扫频法的rb-xe自旋交换体系弛豫时间测量方法，其特征是：所述激励磁场与
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xe的拉莫尔进动频率一致；脉冲时长使
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xe的极化方向刚好发生反转。

技术总结
本发明公开了基于暗态扫频法的Rb-Xe自旋交换体系弛豫时间测量方法，涉及Rb-Xe自旋交换体系技术领域，其技术方案要点是：在


技术研发人员：汪之国 钱天予 罗晖 郑锦韬 李佳佳
受保护的技术使用者：中国人民解放军国防科技大学
技术研发日：2023.06.16
技术公布日：2023/10/11