我们使用在以前的工作中开发的实验方案7,39来创建在偶极子陷阱指南中传播的超低84SR光束。该方案始于由850 k烤箱发出的锶原子。然后，他们使用1S0-1P1，然后是1S0-3P1转换的一系列激光冷却阶段，这些激光冷却阶段沿着几个连接的真空室排列。使用30-MHz范围的1S0–1P1转换是为了有效缓慢并冷却烤箱的快速原子。但是，由于BEC可能是从散射的近谐振光子中加热的，因此无法在BEC所在的最后一个室内使用这种强的过渡。但是，使用窄1S0-3P1过渡的冷却在最后一个腔室中，由于添加了透明梁（请参见下文）。

　　为了形成一个引导梁，首先将到达最终真空室的原子捕获并以狭窄的MOT捕获并冷却。然后，将它们超过92μm腰部的长度水平偶极子向导。84SR原子沿导速度VG = 8.8（8）cm s -1，高斯速度扩散ΔVG= 5.3（2）cm s -1和通量φg= 8.6（1.0）×106原子s -1。

　　11.5μk深的储层是由右圆极化的1,070 nm激光束在z方向传播的。它使用540兆瓦的功率聚焦到椭圆形斑点，Wy =14.5μm，水平wx =110μm。引导的原子梁和储层与距离储层中心约1毫米的水平角度相交，距MOT四极中心37毫米。储层梁在导束下方约45（10）μm上，并以垂直倾斜约为1.2（1）°的垂直倾斜，与导束相距约1.2（1）°。腰部175（25）μm的次生250兆瓦束平行于导向，并指向储层区域。这些梁的细节调节用于优化从导向储层的原子流动。

　　Dimple区具有位于储层中心的7μk深势。这主要是由垂直传播的1,070 nm“ Dimple Beam”产生的，尽管1μK是由于垂直传播的透明束。Dimple光束在储层平面上使用沿Z轴沿Z轴线线性极化的130 MW线性极化。Dimple陷阱频率为（ωdx，ωdy，ωdz）=2π×（330，740，315）Hz，而单独的储层光束会产生具有频率（ωrx，ωry，ωrz）=2π×（95，740，740，15）Hz的陷阱。

　　要将引导的原子梁加载到储层中，必须首先将其放慢并推入储层。为了执行此任务，我们使用1S0-3P1转换在指南 - 保存在交叉点之前的3毫米开始，实现了Zeeman较慢。较慢的利用窄线MOT的四极磁场，沿着导向轴提供磁性梯度。MOT的四极场在X，Y和Z方向上的梯度分别为-0.55、0.32和0.23 g cm -1。相对于四极中心，沿Z轴沿Z轴较慢，导致磁场偏移为0.85 g。较慢的磁场使用了一个反向传播的200-μm-per的激光束，该激光束以4°的浅水平角度越过导向。我们调节激光频率以将其有效线宽扩大到50 kHz。这使得有效失呼的潜在波动的稳定性减慢（请参见扩展数据表1）。当未频率流向时，光强度对应于2.2 ISAT，其中ISAT≈3μWcm-2是过渡的饱和强度。我们选择激光失调以匹配在导向器和储层之间的交叉点上状态的Zeeman班次。这样，原子在交叉路口处达到零轴向速度，然后再向后推入储层。

　　由于储层是一个保守的陷阱，因此从指南中有效加载原子需要耗散机制。这是通过在1S0-3P1转换上激光冷却来提供两种方式的。第一个是沿着Z轴的Z轴向相对较慢的光束传播的“反式zeman较慢”光束。该梁的峰强度约为8 ISAT，腰围为150μm。利用这种磁性过渡，我们选择了引导的光，例如解决指南 - 库库相交附近的原子，从而补偿Zeeman较慢的光束的向后加速度。这使原子可以逐渐向储层中心扩散，在该中心中，碰撞和第二激光冷却机构将进一步降低其温度。

　　第二个冷却机制由径向轴（x，y）上的糖蜜组成，该糖蜜解决了磁性不敏感的π跃迁。使用磁性不敏感的过渡避免了由于跨激光冷却云的范围内的磁场变化而导致空间不均匀性的冷却。空间不均匀性的另一个原因确实会影响糖蜜冷却效率，是储层陷阱引起的差异光移。这种转移约为+55 kHz，比过渡的线宽大很多倍。发现最佳糖蜜冷却频率比未渗透的过渡高42 kHz。这部分适应了差异光的偏移和优先冷却的原子，位于储层底部附近。为了达到最低温度并在酒窝中启用冷凝，我们还采用了非常低的总光强度为0.4 ISAT。有了这种失谐和强度的选择，某些传入原子到达储层中心，其中将它们放射在TRR = 0.85（7）μk上。其他原子可能会从外部陷阱区域的蓝色散发光中从9μk-蒸发 - 阈值陷阱中加热。

　　储层中的原子的寿命为7 s，受真空室的背景气体碰撞的限制。但是，这些损失可能会因光相关或光子散射加热等光学效应而淹没。因此，至关重要的是，将储层暴露于不必要的光中，我们通过实施四种技术来解决这一点。

　　首先，MOT和储层中心之间的37毫米偏移使我们可以避免储层上的X，Y MOT梁的任何直接照明；参见扩展数据图1。在Z轴上，通过使用“暗缸”大大降低了MOT光束的影响，如参考文献中所述。39。

　　其次，我们优化了进入最后一个真空室的每个激光冷却光束的冷却光谱和强度。通过分别测量其对储层原子数的影响，我们可以优化原子的寿命和加载通量之间的折衷。在扩展数据图1和扩展数据表1中说明了结果。

　　第三，我们最大化糖蜜束的π偏振成分，这些蜂蜜束灯光照亮了引导梁和储层，从而最大程度地减少了不需要的过渡的影响。由于局部磁场的方向，沿Y轴沿Y轴的横梁具有σ-和σ+的混合物。

　　最后，我们纯化用于解决1S0-3P1冷却过渡的光的光谱。我们的冷却光是由单个外部腔二极管激光（ECDL）开始的几种注射锁定二极管激光器产生的。我们通过将其锁定在一个大约15,000的空腔上，将ECDL的线宽降低至2 kHz，其频谱在最大最大约100 kHz的范围内具有完整宽度。通过使用通过该腔传输的光锁定第二个二极管激光器，我们可以过滤ECDL和伺服凸起的扩增自发发射。这种过滤对于通过减少谐振 - 光子散射来增加凹痕内原子的寿命至关重要。

　　如果没有凹痕和透明梁，单个激光冷却束将储层中原子的寿命降低到不到约1.5 s的寿命。随着凹陷，透明度和所有激光冷却光束的沿储层中的原子，根据扩展数据2所示的拟合确定的1/e寿命为420（100）ms。

　　为了最大程度地减少谐振光对酒窝内的BEC和原子的破坏性影响，我们在本地透明了该区域，以点燃1S0-3P1冷却过渡。通过将光与3P1-3S1转变耦合，我们诱导了3P1状态的光转移，如扩展数据中所示，图3A，b。由于BEC对光子散射的极端敏感性，因此必须明显地转移3P1状态的所有子级。这需要在此j = 1 – j'= 1结构中使用三种过渡类型（σ±，π）中的至少两种。但是，当将相同频率的极性化合在一起时，子级别之间的量子干扰总是在穿着的3p1歧管中产生黑暗状态。在这种情况下，这种暗状态的能量只能在±ΔZeeman之间移动，其中ΔZeeman是状态的Zeeman偏移。这对应于Dipple位置的ΔZeeman= 1.78 MHz，给出了不足以保护BEC的光移。因此，如图3C所示，有必要将不同的频率用于透明光束的不同极化组件。

　　透明梁是通过垂直传播的单个光束实现的，并专注于腰部23μm的凹痕位置。该几何形状旨在最大程度地减少透明梁与储层体积的重叠。通过这种方式，我们在不影响周围储层中发生的激光冷却的情况下保护深度位置的原子。这对于维持储层的高空间通量是必不可少的。透明度激光光被33 GHz从688 nm处的3.8 MHz范围的3p1–3s1转变中蓝色。选择这种引人注目的是尽可能大，同时仍可以通过可用的激光功率实现足够的光转移。光包含两个频率成分：7 MW的右圆形光线和3 MW的左圆形偏振光，分别为1.4 GHz。选择相对失调的足够大以避免黑暗状态，同时又易于实现。与绝对失调相比，每个组件都可以获得类似的良好保护。选择相对强度以将所有3P1状态移动相似。Dimple位置的磁场位于（Y，Z）平面，相对于沿透明度光束传播的垂直Y轴的角度为60°。这导致了左手左右的{1、9、6}的光强度在{σ+，σ-，π}的过渡上的分布和右手圆极化的{1、9、6}的分布。

　　该光是由单个ECDL产生的，频率由声音调节器移动，并通过几个注射锁激光二极管和锥形放大器进行放大。由于1S0–3P1和3P1-3S1线相距不到1.5 nm，因此对于防止放大的自发发射到1S0-3P1过渡上引入谐振散射至关重要。该过滤是通过三个配色棱镜（Thorlabs PS853 N-SF11等边棱镜）进行的，然后是2.5-m（右圆形）或3.9 m（左侧圆形）传播距离，然后将其孔隙和注射到最终光纤维中。

　　通过探测将88SR样品的吸收加载到Dimple中，通过光谱测量了1S0-3P1转变的透明型光束诱导的光移。使用88SR而不是84SR，因为较高的自然丰度会改善信号而不影响诱导的光移。在用于CW BEC实验的磁场处的各种透明梁激光强度记录了光谱。结果在一个扩展数据中显示了一个图3C，然后显示了两个极化成分。

　　观察到的光转位与3P1和3S1状态的六个耦合子级别的耦合子级别的装饰状态一致。通过在光场的旋转框架中求解schrödinger方程，以在存在测得的外部磁场的情况下由单频，右圆形激光束组成的透明度梁。理论结果在扩展数据图3C（实线，左侧）中给出，没有可调参数。我们发现与观察到的偏移相当合理的一致性，并重现了由于存在黑暗状态而导致的光转移的预期饱和度。可以以对应于21μm而不是23μm的腰部的强度稍高，并且可以获得优化的拟合，并且可以获得略微修饰的极化分布。在此拟合的极化分布中，最弱的成分σ-的贡献大约为2.5。这两种差异都可以通过真空室视口和介电镜的影响来解释。

　　当添加透明度光束的左圆极化成分时，我们在扩展数据中观察到图3C（右侧），“暗”状态线性移动。以这种方式，所有3P1的子级别可以移动超过4 MHz，是激光冷却过渡的线宽的500倍以上。为了进行比较，从透明梁束上的1S0基态的光移为20 kHz，所有捕获梁最多为380 kHz，比从透明梁上的3p1状态的移位小约一个数量级。

　　我们证明了透明梁通过两种方式获得的保护。首先，在CW BEC实验中使用的所有光线和磁场的存在下，我们测量了纯BEC内的纯BEC的寿命。这种纯BEC是使用时间序列冷却阶段事先生产的。一旦产生了纯BEC，我们就会应用与CW BEC相同的条件，除了解决1S0-1P1过渡的光之外，以防止新的原子到达。没有透明梁，纯bec的1/e寿命甚至无法达到40 ms，而在透明梁上，它超过1.5 s。

　　其次，我们显示了透明梁对CW BEC存在的影响。以与CW BEC相同的配置开始，但没有透明梁，几秒钟后就建立了稳态，没有形成BEC。然后，我们突然打开透明度光束并观察样品的演变，如图4所示。尽管储层样品似乎不受影响，但凹痕原子数量增加了6.4（1.8），表明损失较少。同时，样品（部分）热效化，并且在大约1 s后出现了BEC。如果仅存在一个透明度梁频率分量或仅应用标称透明度束功率的三分之一，则不会形成BEC。这证明了透明梁的重要性。

　　为了表征CW BEC和周围的热云，我们关闭所有陷阱和横梁并执行吸收成像。拟合扩展的云的分布使我们能够估计整个系统中的原子数和温度以及凝结原子的数量，所有这些都是从单个图像中估算的。

　　我们从通常在飞行器时间扩展的18毫秒后记录的吸收图像开始。在存在BEC时，观察到的2D密度分布可以通过四个热成分以及额外的Thomas -Fermi分布来拟合。三个独立的2D高斯函数代表源自Dimple，储层以及导向和储层之间的交叉的原子。源自导向的原子沿着导向轴的轴形表示，因为Zeeman较慢的效果和径向的方向通过高斯轮廓逐渐消失。示例在扩展数据中显示了图5。

　　我们发现，具有18个自由参数的拟合功能是能够表示数据的最简单，最有意义的函数。通过结合其不同位置和/或动量扩展的知识，我们可以单独确定人口及其特征。我们发现，与数据中的射击变化相比，拟合参数的不确定性主要不重要。一个例外是将水库中的人口与指南 - 库瓦尔过境区域中的种群区分开来，那里存在一些歧义，导致不确定性更高。在主要文本和方法中，误差线指示从几个图像计算得出的标准偏差σ。尽管可以从单个拟合图像中估算Y轴中的温度，但与弹道膨胀相比，Z方向的初始云大小很大。因此，我们使用一组测量值以及飞行时间不同的测量值来估计Z轴温度。

　　当存在BEC时，有必要在先前讨论的拟合函数中添加Thomas -Fermi配置文件。拟合中使用的唯一其他免费参数是BEC中的原子数。我们假设BEC位置与DIMPLE中的非固定原子的位置相同，并且我们从BEC原子数，S波散射长度，DIMPLE中的陷阱频率和膨胀时间59计算BEC的半径5。这些频率是根据对每个相关光束的腰部和所使用的力量的知识计算得出的。腰部是直接测量的，或者是从陷阱中纯BEC的偶极振荡频率的观测值中提取的。

　　添加额外的拟合参数会导致过度拟合。为了严格确定包括此托马斯 - 费尔米分布是否可以更好地拟合数据，我们使用统计f检验。这使我们能够确定一个BEC原子数阈值，而没有Thomas -Fermi分布，其拟合在统计上比拟合要好。对于此F检验，我们在包含热原子和BEC原子的图像中分离了感兴趣的区域（ROI）。然后，我们计算RRSI是带有PI参数的模型I的RRSI是RRSI的剩余平方和，而N是ROI的像素的数量。仅当F具有（p2-p1，n-p2）自由度的F-分布的临界值高于F-d-distripution的临界值时，包括Thomas-Fermi分布在内的拟合度明显好得多。通过将此测试应用于图3的数据，我们发现BEC模型在BEC原子数超过2,000时，置信度更高，置信度大于99.5％。这设定了我们的检测极限，在此之上，我们有信心存在BEC。值得注意的是，该极限低于BEC原子数，对应于-2σN射击波动。这表明，在达到稳态后的任何时候，都存在BEC。