原子线滤波器

原子线滤波器能在电磁波谱的紫外线、可见光和红外线频率范围工作[2]。吸收－再发射原子线滤波器工作时必须改变光线频率，被动设备还需转至低频（即红移）来节约能源，这也导致被动设备通常无法在红外线频率工作，因为输出频率太低，已经没有意义。如果配合光电倍增管，那么“原子共振滤波器的输出波长应该能够保持在特定光谱区，确保商用、大范围、长寿命的光电倍增管能保持最高灵敏度”。[13]这类应用下，主动原子线滤波器功能更便捷，比被动原子线滤波器更具优势，“产生接近紫外线的输出波长，这样的光谱区能让功能完善的光电倍增管保持最高灵敏度”[16]。

被动原子线滤波器的输入频率几乎必须完全对应蒸气室的自然吸收光谱线，主动原子线滤波器远比被动设备灵活，但激发的蒸气会促使设备吸收其他频率的光[17][18]。

吸收－再发射原子线滤波器的响应时间直接影响光源向接收器传送信息的速率，所以最小响应时间是这类原子线滤波器的重要特征。吸收－再发射原子线滤波器的响应时间很大程度上取决于蒸气室内已激发原子的自发衰减。杰里·盖布瓦克斯曾于1988年记载：“通常快速自发发射时间约为30纳秒，说明信息传送速率上限约为30兆赫兹。”[16]

人类想方设法缩短原子线滤波器的响应时间。20世纪80年代后期，人们已经开始用某些气体来催化蒸气室电子衰减。1989年，埃里克·科雷瓦（）设计出“快速原子线滤波器”，能在没有感光板的情况下检测发出的荧光。[3]凭借这些手段，人类已经轻易达到千兆赫兹的传输效率[16]。

钾法拉第色散滤光器的相对波长传送图，中间的1过渡位是770.1093纳米。传送图仅针对单极化，表明最大传送率为0.5。粉红色突出显示部分通常代表传送光谱，图上没有显示光损耗

原子线滤波器本质上是非常高效的滤光器，通常属“超高品质”类，品質因子在10⁵到10⁶范围[2]。这一定程度上是因为“交叉偏振片……能够以优于10⁻⁵的抑制比阻挡背景光”[19]。法拉第滤波器的通频带通常为数[17]，总输出可能在总输入光强度的一半左右。光损耗由不够完善的透镜、滤镜和窗口反射或吸收。[20]

原子线滤波器带通一般和蒸气室多普勒輪廓相等，频率就在纯光源能激发蒸气室的自然范围。多普勒輪廓指蒸气室因分子运动影响发射的多普勒频移辐射光谱宽度，该数值在原子偏大、温度偏低时偏小，这样的系统更为理想。[6]

部分因素会导致实际情况与上述不符，如果能确保传送光谱宽带大于多普勒增宽效果就更理想。以追踪快速加速的目标为例，原子线滤波器的带通必须在反射光最大和最小值范围内。目前公认的带通提升法是向蒸气室输入惰性气体，这样不但能加宽光谱线，还能提升滤波器传送效率。[6]

原子线滤波器虽然效率很高，但还远非完美，存在许多会导致错误（又称“噪音”）的问题，例如与滤波器工作过程和信号光源强度无关的电磁辐射。原子线滤波器本身及其内部的熱輻射产生噪音，部分热辐射直接由滤波器产生，而且正好在第二道宽带滤光器的带通范围内。如果滤波器的输出设定在红外线范围，就会因为绝大多数热辐射都在红外光谱范围内而出现更多噪音。这些熱輻射可能会激发蒸气，还可能产生设备用来检测的辐射。[16]

主动原子线滤波器没有“状态选择”功能，所以比被动设备更容易产生噪音，持续的输入可能意外激发错误光线击中的原子直达能量临界点，进而自发发出辐射[6]。

原子吸收或共振线激发非目標波長，也会产生噪音，虽然多數“附近”躍遷產生的波長至少距目標十纳米，宽带滤波器足以阻挡，但目标吸收线的精细和超精细结构可能吸收不正确的光谱频率，然后传递至输出传感器[6]。

氢的斯塔克分裂，斯塔克位移的能量本征值在此用于显示电场强度

辐射俘获效应可能严重影响原子线滤波器性能，所以需要调整设备。20世纪70年代至80年代初，人类利用原子线滤波器开展的原始研究严重高估信号带宽。研究、分析辐射俘获效应并优化设备后，情况显著改观。[21]

蒸气室共振线的位置和宽带是所有原子线滤波器最重要的特征。受斯塔克效应和塞曼分裂影响，基准吸收线可能“分裂”至更细，“可以利用这种效果来调谐检测器。”[12]因此，操纵电场和磁場可能会改变滤波器的其他特征（即造成带通变更）[22]。

吸收－再发射原子线滤波器吸收所需波长的光后发射能绕过宽带滤光镜的光，其中被动机型用高通滤波器阻挡所有低能量入射光，蒸气室吸收的信号与蒸气中的极细吸收线重合，室内原子随即激发。接下来蒸气室经过更低频率的荧光再发射光信号。另外还有低通滤波器阻挡高于荧光频率的辐射。主动机型利用光泵和电泵作用激发原子吸收或发射不同波长的光。主动原子线滤波器可能需要其他传统滤光器系统配合。[23]

法拉第滤波器的光偏振

法拉第滤波器又名磁光滤波器、法拉第色散滤光器或激发法拉第色散滤光器，工作原理是用蒸气室旋轉光的偏振。这种旋轉是因法拉第效应和异常色散效應，在原子吸收线附近发生，只旋轉具有蒸气室共振頻率的光，而其他頻率的电磁辐射則由偏振板阻挡。[24]这种现象与塞曼效应（即原子吸收线在有磁场存在时会发生分裂）有关并受其影响增强[25][26]。

目标辐射偏振的旋轉角与多个因素紧密相关，如磁场强度${\displaystyle B}$、蒸气室宽度${\displaystyle d}$、室内蒸气的韦尔代常数${\displaystyle {\mathcal {V}}}$（由蒸气室温度、光线波长决定，有时还受磁场强度影响[27]）。关系方程如下：

${\displaystyle \beta ={\mathcal {V}}Bd}$[28]

福格特滤波器是在法拉第滤波器的基础上把磁场偏移至与光方向垂直，而与偏振片的偏振成45°角[29]。福格特滤波器中的蒸气室相当于半波片，在福格特效应影响下把偏振延缓180°[19]。

虽然每种原子线滤波器的工作原理不尽相同，但配备的蒸气室都很相似。滤波器蒸气室的热力学特征与设备品质休戚与共，所以受到严格控制（如确保磁场的必要强度）[31]。光线通过氟化镁之类材料制成的低反向窗口进出蒸气室，蒸气室的其他各面可以用任何不透明的材料，但考虑到蒸气室的温度通常超过100°C，所用的不透明材料一般是耐热金属或陶瓷。

原子线滤波器需要很高的蒸气室气压，所以大部分蒸气源是碱金属，许多碱金属还拥有所需光谱的吸收线和共振频率[29]。常见的蒸气源金属包括钠、钾和铯，还可能用到氖这样的非金属蒸气[18][32]。早期的量子计数器使用晶体中的固态金属离子，这样的材料应该也能在各种现代原子线滤波器上使用，但估计是因原子蒸气效果更好，还没有人尝试使用晶体。[12]

如果没有原子线滤波器，激光跟踪与通讯可能非常困难。增强型感光耦合元件相机必须结合简单的电介质滤光器（如干扰滤波器）来远程检测激光发射。增强型感光耦合元件的效率不足，而且必须结合可见光谱范围内的脉冲激光传输。借助原子线滤波器的优异过滤系统，普通感光耦合元件都能使用更有效率的連續波激光。人类已经制出带通约为0.001纳米的原子线滤波器，改善经过传统过滤后激光接收器的背景抑制。[3]新系统总能耗仅为老版本的三十到三十五分之一[36]，所以人们已经提出并开发结合原子线滤波器并支持空基、水下通讯的敏捷激光通讯应用[2][29]。

星火光学靶场光学雷达发射激光

光学雷达向大气的相应位置发射激光，然后分析反向散射回来激光束的多普勒频移，目标区域的风速、风向可能也要计算。由此可以研究热结构、中间层的季节变化，以及昼夜或半日周期的潮汐规律。这些信息对气象学和气候学举足轻重。[5]

如果无法有效追踪微弱的激光信号，每天大气数据的收集就只能局限在太阳电磁辐射尚未淹没激光信号之时。在光学雷达上增加原子线滤波器能有效滤除干扰，确保任何时间都能收集数据。[5]人类已经使用法拉第滤波器配合光学雷达超过十年，科学家在此期间对地球中层大气的了解远超原子线滤波器发明以前[37][38]。