基于里德堡原子的 1 THz 以上高灵敏度实时太赫兹成像

High-sensitivity and real-time terahertz imaging beyond 1 THz with Rydberg atoms

Zhiwen Chen¹˒²˒†, Zhenyue She¹˒²˒†, Tianwu Wang¹˒²˒³˒⁴˒⁵˒⁶, Hao Jiang¹˒², Xuequan Chen¹˒²˒³, Yirong Wu¹˒²˒³˒⁴˒⁵, Guangyou Fang¹˒²˒³˒⁴˒⁵˒⁷

¹ 中国科学院空天信息创新研究院粤港澳大湾区分院，中国广州 510700

² 广东省太赫兹量子电磁学重点实验室，中国广州 510700

³ 中国科学院空天信息创新研究院，中国北京 100094

⁴ 中国科学院电磁辐射与探测技术重点实验室，中国北京 100190

⁵ 中国科学院大学电子、电气与通信工程学院，中国北京 100094

⁶ 电子邮件：wangtw@aircas.ac.cn

⁷ 电子邮件：gyfang@mail.ic.ac.cn

† 这些作者对本工作贡献相同。

收稿：2025 年 10 月 30 日；修回：2026 年 2 月 3 日；录用：2026 年 2 月 8 日；在线发布：2026 年 3 月 10 日（文档 ID 582741）；正式发表：2026 年 5 月 15 日。

原文 DOI：https://doi.org/10.1364/PRJ.582741；© 2026 Chinese Laser Press。

摘要

太赫兹成像在众多领域和实际生产应用中变得越来越重要。对于目前大多数太赫兹成像技术而言，同时实现高灵敏度和高速度仍然是一项主要挑战。本文提出一种基于里德堡原子蒸气、工作频率超过 1 THz 的成像系统。通过将铯-133 原子与太赫兹波耦合，原子被激发到里德堡态后产生的退激发辐射可将不可见的太赫兹波转换为可见光，从而获取太赫兹场的空间信息和强度分布。该系统在每个 (2.4 × 2.4) μm² 像素面积上实现了 330 fW/s¹ᐟ² 的最小可探测功率，成像分辨率约为 1.7 mm，成像带宽为 8.6 MHz。此外，理论成像速率可超过 1 MHz。基于里德堡原子的太赫兹成像系统结构简单，易于小型化。该太赫兹成像方法有望推动太赫兹无损检测、生物医学成像和隐蔽物体探测等应用的发展。

1. 引言

太赫兹（THz）频段通常指电磁波谱中 0.1-10 THz 的部分，位于红外（IR）与微波（MW）频段之间。它能够穿透纸张和塑料等材料，具有良好的传播方向性、非电离特性和较低的光子能量，因此在无损检测和生物医学等领域具有很大应用前景 [1-4]。早期，具有空间分布的太赫兹场曾通过太赫兹波电离里德堡原子，并将产生的离子聚焦到具有空间分辨能力的微通道板上，从而实现太赫兹场的空间探测和成像 [5,6]。近年来，人们已经利用电子探测器、光子探测器、热探测器以及半导体量子级联探测器实现了太赫兹成像。包括肖特基二极管探测器和场效应晶体管（FET）探测器在内的电子探测器，可实现空间分辨率为数百微米量级的太赫兹成像，帧率通常为 10-100 fps [7,8]。光子探测器可以实现每秒数十帧的太赫兹成像，空间分辨率约为数百微米，但其灵敏度不足 [9,10]。热探测器的空间分辨率处于毫米量级，成像帧率为每几秒一幅图像 [11,12]。半导体量子级联探测器可以以每秒数十帧实现太赫兹成像，但低温环境要求使其实现过程困难且复杂 [13]。总之，近年来已经提出了多种太赫兹成像技术，但尚未实现一种无需制冷、同时兼具高速与高灵敏度的太赫兹成像系统。

里德堡原子具有较大的电偶极矩、对弱电磁场的高灵敏度 [14] 以及由原子能级跃迁决定的共振频率，因此能够高效探测和成像微波/太赫兹波，为解决传统技术难题提供了新路径 [15-26]。例如，俄克拉荷马大学 Shaffer 等人在 2012 年首次利用铷里德堡原子 EIT 测量微波电场（14 GHz）[27]。2020 年，杜伦大学 Downes 等人利用铯里德堡原子实现了千赫兹帧率的全场太赫兹成像 [28]。2022 年，杜伦大学 Chen 等人使用三束激光将铷原子制备到高里德堡态，并实现了太赫兹电场（1.06 THz）强度测量 [29]。基于里德堡原子的太赫兹成像基本原理，是将太赫兹波与处于高激发态的里德堡原子耦合，使原子把不可见太赫兹波上转换并自发辐射为可见光；与其他方法相比，这种方式具有更高的成像灵敏度和成像速率，如图 1 所示。本文介绍一种基于里德堡原子蒸气、工作在 1 THz 以上的成像系统，可实现空间分辨率为 1.7 mm 的高速高灵敏度太赫兹成像。该系统采用高功率激光系统，并分别通过基态偏振光谱 [31]、激发态偏振光谱 [32] 和三光子 EIT 光谱 [33] 锁定探测激光、耦合激光和里德堡激光的频率。

图 1. 目前几种主流太赫兹成像方法及其噪声底和帧率，包括微测辐射热计、CMOS、GaAs 异质结构、热释电探测器和里德堡原子。可以看出，基于里德堡原子的太赫兹成像在低噪声和高成像速度方面具有显著优势 [28,30]。

2. 理论与实验装置

我们基于密度矩阵形式，给出太赫兹照射下里德堡电磁感应透明（EIT）系统产生可见荧光信号的量子力学推导。该模型描述了五能级系统，它构成原子蒸气中太赫兹到光学转换的基础 [22]。原子系统包含五个态：基态 |g⟩、耦合态 |c⟩、中间态 |i⟩、初始里德堡态 |1⟩ 和终止里德堡态 |2⟩。完整哈密顿量由标准阶梯型 EIT 形式得到 [18,29]：

H = (ℏ/2) [[0, Ωp, 0, 0, 0], [Ωp, −2Δp, Ωc, 0, 0], [0, Ωc, −2Δ12, ΩR, 0], [0, 0, ΩR, −2Δ23, ΩTHz], [0, 0, 0, ΩTHz, −2Δ34]]        (1)

其中 Ωp、Ωc、ΩR 和 ΩTHz 分别表示探测场、耦合场、里德堡激光场和太赫兹场的 Rabi 频率。失谐量 Δ 对应于激光相对于原子共振的频率偏移，其中 Δ12 = Δp + Δc，Δ23 = Δp + Δc − ΔR，Δ34 = Δp + Δc − ΔR + ΔTHz。系统动力学服从 Lindblad 主方程：

ρ̇ = −(i/ℏ)[H, ρ] + L(ρ)        (2)

其中，包含自发辐射速率的 Lindblad 主方程为：

L(ρ) = Σj Γj/2 · (2σjρσj† − σj†σjρ − ρσj†σj)        (3)

对于原子态之间 |u⟩ → |l⟩ 的自发辐射，可通过 Einstein A 系数联系起来：

Γu→l = Au→l = ω³u→l |du→l|² / (3πε0ℏc³)        (4)

其中 ωu→l 和 du→l 分别表示角频率和偶极矩矩阵元，ε0 为空间真空介电常数，c 为真空光速。

在太赫兹照射下，里德堡布居 ρrr 会受到太赫兹诱导 Autler-Townes 分裂的调制。求解稳态解（ρ̇ = 0）可得到太赫兹关闭/开启两种情况下的表达式：

ρrr(off) = Ωc²ΩR² / (Γi→c Γ²1→i),    ρrr(on) = Ωc²ΩR² / [Γi→c(Γ²1→i + ΩTHz²)]        (5)

太赫兹 Rabi 频率与入射功率 PTHz 的关系由偶极耦合给出：

ΩTHz = d1→2 ETHz/ℏ = (d1→2/ℏ) √(2PTHz/(ε0cA))        (6)

其中 d1→2 为太赫兹跃迁偶极矩，可用 ARC Library [36] 计算；ETHz 为太赫兹电场，A 为光束面积，因此 Ω²THz ∝ d²1→2PTHz。

假设信号来自中间态 |i⟩ 到耦合态 |c⟩ 的自发辐射，则太赫兹开启（THzon，对应 Son）与关闭（THzoff，对应 Soff）条件之间的差分信号为：

ΔS = Son − Soff ∝ Γi→c(ρrr(on) − ρrr(off)) = Γi→c d²i→c d²1→2 PTHz · [1/Γ²1→i − 1/(Γ²1→i + ΩTHz²)]        (7)

对于弱太赫兹场（ΩTHz ≪ Γ1→i），式 (7) 可简化为：

ΔS ∝ d²i→c × d²1→2 × PTHz × ΩTHz²/Γ⁴1→i        (8)

用于里德堡太赫兹成像应用的品质因数（FoM）将信号强度与分辨率综合起来，可写成：

FoM = ΔS/Snoise ∝ (d²i→c d⁴1→2 P²THz / Γ⁴1→i) · √(ητ)        (9)

其中，Snoise 为散粒噪声，噪声随探测器效率 η 与积分时间 τ 变化，Snoise ∝ 1/√(ητ)。最终，该公式在信号增强（大偶极矩、高功率）与噪声抑制（窄线宽、高效探测）之间取得平衡，为优化里德堡原子太赫兹成像系统提供了框架。

图 2. 利用 Monte Carlo 方法预测里德堡原子自发辐射可见光子的品质因数（FoM）。(a) 中，三个光子经中间态 7S1/2 将 Cs 蒸气激发到里德堡态。散点表示跃迁频率与荧光信号强度之间的关系；颜色条表示原子跃迁到初始里德堡态的概率，圆点大小表示固定太赫兹功率下的总荧光信号；纵轴表示终止里德堡态退激发荧光的大小。(b) 为 380-750 nm 范围内的里德堡原子可见荧光光谱扫描。原子荧光包含来自多个里德堡态的发射线；不同颜色的线表示从不同初始态到终态的退激发过程光谱。

如图 2(a) 所示，模拟采用基于 ARC 计算器 [36,37] 的 Monte Carlo 方法，在 0.1-5.0 THz 范围内寻找适用于成像的最佳太赫兹跃迁。太赫兹频段中的跃迁非常多，但绝大多数荧光信号可以忽略。结果包含 11 个最大点，意味着在三光子激发方案 6S1/2 → 6P3/2 → 7S1/2 → nP3/2 到 (n − 1)D5/2 中，存在 11 个最适合太赫兹成像的跃迁。一般而言，频率更高的跃迁具有更低的跃迁偶极矩，从而产生更弱的荧光信号。相反，在相同成像条件下，由于波长更短，较高频率的太赫兹辐射相较低频太赫兹辐射可获得更好的空间分辨率和成像对比度。1 THz 以上频段还富含分子“指纹”光谱，例如药物、爆炸物和生物分子的特征谱，有望实现更好的化学分析 [38]。考虑到 1.10 THz 以上太赫兹源输出功率不足，我们选择 1.055 THz 作为工作频率，即图 2(a) 中黄色点所标示的位置，对应的太赫兹跃迁为 12P3/2 → 11D5/2。图 2(b) 给出了 Monte Carlo 荧光光谱模型的结果：紫色发射线来自 nP 和 nF 态里德堡原子到 5D 态的辐射跃迁；红色光谱成分主要来自 nS 和 nD 原子衰减到 6P3/2 和 6P1/2 态，其中 nD 态贡献最强；蓝线对应多步退激发通道中 7P 到 6S 的末端级联过程。里德堡太赫兹成像中的自发可见荧光光谱范围集中在两个发射带：主发射带为 590-640 nm（归因于 nF 态跃迁），次发射带为 490-560 nm（与 nD 态跃迁相关）。

图 3. (a) 为原子能级结构，是一个五能级系统。具体而言，波长为 852 nm 的激光用于耦合 6S1/2 与 6P3/2 能级；波长为 1470 nm 的激光用于耦合 6P3/2 与 7S1/2 能级；波长为 883 nm 的激光用于耦合 7S1/2 与 12P3/2 能级。在接收到共振太赫兹辐射后，处于里德堡态的原子会退激发并产生波长为 550 nm 的荧光。(b) 为系统装置图，其中三束激光被锁定在与原子能级共振的频率上，用于将原子制备到里德堡态。852 nm 激光通过基态偏振光谱锁定；1470 nm 激光通过激发态偏振光谱锁定；883 nm 激光通过 EIT 光谱稳定。太赫兹辐射由微波信号经扩频源 72 倍倍频获得，相机采集的灰度图像由程序处理分析。三束激光通过柱面透镜整形成光片，并经长通二向色镜（DMLP）在 Cs 蒸气池中心重叠会聚。太赫兹传播方向与激光方向垂直，CMOS 相机用于收集退激发辐射产生的绿色荧光。为获得更好的成像效果，Cs 蒸气池被加热到 70°C，并在 CMOS 相机与 Cs 池之间加入透镜和滤光片。

图 3(b) 显示了太赫兹成像系统的基本构型。探测激光和耦合激光沿同一方向传播并穿过 Cs 蒸气池，而里德堡激光沿相反方向传播。在进入 Cs 蒸气池之前，探测激光、耦合激光和里德堡激光的功率分别为 10 mW、15 mW 和 800 mW，这些激光功率是优化后的结果。三束光在 Cs 蒸气池内相交，形成约 10 mm 高、20 mm 宽、呈橙黄色的二维里德堡荧光光片。相邻两个里德堡态（12P3/2 与 11D5/2）之间的理论跃迁频率为 1.055 THz，跃迁偶极矩较大（51.892ea0），可实现原子与太赫兹波之间的高效耦合，从而发射退激发绿色太赫兹荧光。为优化太赫兹荧光强度，在共振频率附近连续扫描太赫兹扩频源输出频率时，THzon-THzoff 荧光强度在 1.05536 THz 处达到最大值，该值相对于理论值 1.05542 THz 略有偏移。1.05536 THz 的太赫兹波由微波信号输入 72 倍倍频链和 26 dBi 喇叭产生；在 10 dBm 基频微波驱动下，输出太赫兹功率为 10 μW，并沿垂直于激光传播方向入射到 Cs 蒸气池中。

太赫兹波将 Cs 原子从 12P3/2 态激发到更高的里德堡态 11D5/2，该态具有相对较长的寿命（通常为微秒量级），随后通过自发辐射衰减到 6P3/2 态；这一衰减过程会发射波长为 550 nm、易于探测的可见绿色荧光。荧光强度与太赫兹功率正相关。退激发太赫兹荧光经过带通滤光片（中心波长为 550 nm，带宽为 10 MHz，用于滤除作为背景的橙黄色里德堡荧光，仅保留纯净的绿色太赫兹荧光）和透镜（f = 30 mm）后，成像到 CMOS 相机上，以呈现太赫兹波图像。为提高太赫兹到可见光的转换效率，Cs 蒸气池置于加热单元上，使用陶瓷加热器（HT24S）加热，并通过温度控制器（TC300）精确控制在 70°C，温度稳定性为 0.1°C。蒸气池中的原子数密度随温度升高而增加，从而增强原子与共振激光及太赫兹波之间的相互作用，使更多原子进入里德堡态 11D5/2，最终提高太赫兹荧光强度。在常温（25°C）下，池中原子数密度为 4.89 × 10¹⁰ cm⁻³；在 70°C 下增至 2.18 × 10¹² cm⁻³，加热可使其提高近两个数量级。为显示光谱特性，光路中还放置了光谱仪（Ocean Insight, QE Pro）。

3. 结果

为测试成像效果，研究人员使用该太赫兹成像系统对目标物体进行成像。图案化金属掩模被放置在太赫兹源与 Cs 蒸气池之间。沿太赫兹传播路径，搭建了由聚四氟乙烯（PTFE）透镜组成的 1:1 成像系统，用于将掩模图像投射到被激发的 Cs 蒸气池上，结果如图 4(a) 所示。为评估成像分辨率，使用该成像系统对具有小孔图案的金属掩模进行成像。研究分别采集两组图像：第一组存在太赫兹场（THzon），第二组不存在太赫兹场（THzoff）。为了增强图像可视化并消除最终图像分析中的背景噪声，使用程序处理图像，即用 THzon 图像减去 THzoff 图像，得到去除背景后的纯太赫兹荧光信号。如图 4(b) 和图 4(c) 所示，我们对 THzon-THzoff 的结果进行处理，生成二维和三维太赫兹荧光强度图像。对二维平面图像的拟合分析表明，该太赫兹成像系统的空间分辨率约为 1.7 mm。

图 4. (a) 展示该太赫兹成像系统的成像结果。(b) 展示小孔透过后的 THzon-THzoff 灰度图像，并分别对 X 轴和 Y 轴的半高全宽（FWHM）进行拟合，以得到对应结果（像素）。CMOS 相机有效面积为 13.1 mm × 8.8 mm（对应像素分辨率为 5472 × 3648，每个像素面积为 2.4 μm × 2.4 μm）。换算后，该成像系统的空间分辨率为 1.70 mm（水平）和 1.66 mm（垂直）。(c) 为由 (b) 的二维图像转换得到的三维图像。

我们通过改变太赫兹频率并记录 THzon-THzoff 的荧光强度值来测量该成像系统的带宽。如图 5(a) 所示，横坐标为太赫兹频率，纵坐标为相对荧光强度，蓝色圆点为数据点，红色曲线为 Lorentz 拟合曲线。当太赫兹频率偏离原子能级共振频率（失谐）时，荧光强度会减弱；最强荧光信号出现在约 1055.360 GHz 处，即与原子能级共振的频率。能够响应并产生退激发辐射荧光的太赫兹波频率范围约为 47 MHz，其半高全宽可通过 Lorentz 拟合得到，为 8.6 MHz。

图 5. (a) 展示该太赫兹成像系统的带宽，即不同太赫兹频率与荧光信号强度之间的关系。能够响应并产生退激发辐射荧光的太赫兹波频率范围为 47 MHz，其 FWHM 为 8.6 MHz。(b) 展示 CMOS 相机采集到的太赫兹光斑形状，太赫兹光斑面积为 3.8 × 10⁶ 像素。(c) 展示使用衰减器测试成像灵敏度的结果。横坐标 PTHz 由衰减器标定；通过第一个衰减器（透过率 12.55%）后，THzon-THzoff 荧光信号高于噪声底（THzoff 背景的统计标准差），可被该系统探测到。然而，通过第二个衰减器（透过率 10.08%）后，荧光信号强度低于背景噪声底，因而处于系统无法探测的范围。当曝光时间超过 300 ms 时，相机会饱和。因此，为实现 1 s 的积分时间，曝光时间设为 250 ms，并连续采集四帧进行累加。最终，该成像系统的最小可探测功率（MDP）为每 (2.4 × 2.4) μm² 像素 330 fW/s¹ᐟ²。

太赫兹成像系统的灵敏度定义为每个像素在 1 s 内的最小可探测功率（MDP），并使用 CMOS 相机（Tucsen, FL 20BW）进行测量。相机有效面积为 13.1 mm × 8.8 mm，对应像素分辨率为 5472 × 3648。太赫兹扩频源的初始输出功率为 10 μW，由太赫兹功率计（VDI Erickson PM5B）测得，与厂家测试报告一致。为探测 MDP，使用太赫兹衰减器对太赫兹功率进行定量衰减。首先，通过逐步衰减太赫兹功率并检测荧光信号（THzon-THzoff 的灰度值）和背景噪声底（THzoff 灰度值的标准差，用于表征 THzoff 的背景抖动），测量该成像系统的灵敏度。为获得 1 s 的积分时间，将曝光时间设为 250 ms，并采集四帧进行累加。太赫兹波诱导的荧光信号定义为存在太赫兹场（THzon）时的灰度值减去无太赫兹场（THzoff）时的灰度值。逐步衰减太赫兹功率，直到 THzon-THzoff 信号刚好高于背景噪声底，即可得到 MDP。在实验条件下，系统噪声主要由探测器读出噪声和信号散粒噪声主导，原子噪声贡献很小。通过差分成像方法和足够长的积分时间，系统灵敏度接近背景噪声。成像灵敏度以每个像素在 1 s 内的 MDP 表征。如图 5(b) 和图 5(c) 所示，当太赫兹波功率衰减至 12.55%（1.26 μW）时，太赫兹荧光信号仍可被探测到。由于太赫兹光斑面积为 3.8 × 10⁶ 像素，可计算得到每个像素的 MDP 为每 (2.4 × 2.4) μm² 330 fW/s¹ᐟ²。

为展示荧光的光谱性质，我们使用光谱仪分别测量有无太赫兹波时的荧光光谱，如图 6 所示，并给出了 550 nm 附近的详细光谱。可以发现，荧光强度在 550 nm 处最强，接近理论计算波长（550.44 nm）。理论上，里德堡太赫兹成像可以达到 MHz 量级的速率，主要由里德堡态寿命（0.8 μs）决定。在实际应用中，受原子运动、荧光收集效率和探测器性能限制，成像速率只能达到数百 kHz。在本实验系统中，由于缺少高速相机，成像速率尚未得到验证；但关于高速 kHz 成像的相关测试和验证工作可参见文献 [28,39]。

图 6. 该图展示了光谱仪测量到的、来自原子里德堡态退激发所发射荧光的光谱分析。1.055 THz 辐射照射到里德堡态原子上，将其激发至 11D5/2 态，随后退激发并发射波长为 550 nm 的绿色荧光。其他小峰为橙黄色混合光，来自 12P3/2 态的里德堡荧光。

4. 讨论

本文展示了一种基于里德堡原子的 1 THz 以上成像系统。Cs-133 里德堡原子与太赫兹波耦合，产生退激发辐射，将不可见太赫兹波转换为可见荧光信号。该系统实现了高速高灵敏度太赫兹成像：每个 (2.4 × 2.4) μm² 像素的 MDP 为 330 fW/s¹ᐟ²，成像分辨率为 1.7 mm，成像带宽为 8.6 MHz。此外，理论成像速度可超过 1 MHz。这种基于里德堡原子蒸气的太赫兹成像技术可促进实际太赫兹成像应用的发展。特别是在太赫兹无损检测、隐蔽物体探测和生物医学成像等领域，具有良好的发展前景。

然而，该方法在实际应用中仍存在一些限制。例如，系统只能实现单频太赫兹成像，即对应于与相应原子能级共振的频率点，因此带宽较窄。此外，其空间分辨率受衍射极限约束。未来可使用单像素成像等图像算法 [40-42] 进一步提升成像分辨率和目标识别能力。另一方面，成像中的图像识别是机器学习和人工智能领域的重要应用，因此可以通过结合机器学习 [43,44] 与太赫兹成像来实现对被探测目标的识别。随后，基于里德堡原子的太赫兹成像系统可集成到小型化原型中用于实际应用，面向现实生活中的安全检查和无损检测等场景。此前关于集成里德堡原子接收机的研究 [45,46] 已清晰勾勒了小型化太赫兹成像设备的发展路径，这些工作已成功将光学控制、原子池和读出整合到紧凑、可部署的模块中。

此外，该技术还可扩展到材料厚度测量 [47] 和碱金属激光器 [48,49] 等其他领域。基于里德堡原子的太赫兹成像本质上利用处于里德堡态的碱金属原子向低能级跃迁产生光波，因此也可以视为一种特殊类型的碱金属激光器。总之，无论是在实际应用、现实生活场景，还是与其他科学领域的交叉融合中，这种基于里德堡原子的太赫兹成像方法都具有多方面优势和重要潜力。

经费、致谢与数据可用性

经费支持：中国国家重点研发计划（2022YFA1203504）；国家自然科学基金（62588201, 12274424）；广东省珠江人才计划（2021QN02Z104）。

致谢：作者感谢华南师范大学黄伟的讨论。作者衷心感谢中国科学院空天信息创新研究院周斌提供太赫兹源。王天武感谢广东省珠江人才计划的经费支持。

利益冲突声明：作者声明不存在利益冲突。

数据可用性：本文结果所依据的数据目前尚未公开，但可在合理请求下向作者获取。

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