Электронная библиотека диссертаций и авторефератов России
dslib.net
Библиотека диссертаций
Навигация
Каталог диссертаций России
Англоязычные диссертации
Диссертации бесплатно
Предстоящие защиты
Рецензии на автореферат
Отчисления авторам
Мой кабинет
Заказы: забрать, оплатить
Мой личный счет
Мой профиль
Мой авторский профиль
Подписки на рассылки



расширенный поиск

Ориентационные световые сдвиги частоты СВЧ радиооптического резонанса в парах щелочных металлов с селективной оптической накачкой Баранов Алексей Анатольевич

Диссертация - 480 руб., доставка 10 минут, круглосуточно, без выходных и праздников

Автореферат - бесплатно, доставка 10 минут, круглосуточно, без выходных и праздников

Баранов Алексей Анатольевич. Ориентационные световые сдвиги частоты СВЧ радиооптического резонанса в парах щелочных металлов с селективной оптической накачкой: диссертация ... кандидата Физико-математических наук: 01.04.03 / Баранов Алексей Анатольевич;[Место защиты: Санкт-Петербургский государственный электротехнический университет ЛЭТИ им. В.И.Ульянова (Ленина)], 2016

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1. Состояние вопроса и постановка задачи 13

1.1 Физические основы метода двойного радиооптического резонанса 13

1.2 Применение ДРОР в квантовой магнитометрии и технике атомных стандартов частоты 24

1.3 Способы подавления светового сдвига частоты ДРОР 34

1.4 Обоснование постановки задачи исследования 38

Глава 2. Анализ световых сдвигов частоты радиооптического резонанса в парах щелочных металлов с оптической накачкой 42

2.1 Уравнение Шрёдингера. Оператор светового сдвига. Поглощение и сдвиг уровней 43

2.2 Спектральный отклик штарковского смещения энергетических подуровней щелочных атомов 47

2.3 Световой сдвиг энергетических подуровней щелочных атомов в условиях ламповой накачки с изотопическим фильтром 60

2.4 Световой сдвиг энергетических подуровней щелочных атомов в условиях лазерной накачки 63

Глава 3. Результаты экспериментального исследования ориентационного и светового сдвига частоты радиооптического резонанса 68

3.1 Экспериментальная техника исследования светового сдвига частоты радиооптического резонанса 68

3.2 Описание макета экспериментальной установки с ламповой накачкой 71

3.3 Результаты исследований светового сдвига в условиях ламповой оптической накачки паров рубидия с использованием изотопического фильтра 73

3.4 Результаты исследований светового сдвига в макете с лазерной оптической накачка паров рубидия 77

3.5 Методика эксперимента и результаты исследований светового сдвига в макете системы двух квантовых магнитометров с лазерной оптической накачкой паров рубидия 81

Глава 4. Способы подавления ориентационного сдвига частоты СВЧ резонанса в атомах щелочных металлов с лазерной накачкой 89

4.1 Модуляционная методика подавления светового сдвига частоты радиооптического резонанса 90

4.2 О компенсации светового сдвига частоты радиооптического СВЧ краевого резонанса в щелочных атомах с лазерной накачкой 96

Заключение 103

Список литературы

Введение к работе

Актуальность темы. Световой сдвиг энергетических

подуровней, вызванный взаимодействием атомов с электромагнитным
полем накачки, является одним из основных источников погрешности
прецизионных измерительных устройств квантовой электроники. К
таким устройствам, в частности, относятся стандарты частоты (КСЧ) и
магнитометры с оптической накачкой, основным рабочим веществом
которых являются атомы щелочных металлов. Конкретный выбор
рабочего вещества в таких устройствах определяется областью их
использования. Так, например, в квантовой магнитометрии

предпочтение отдаётся изотопам калия, отличительной особенностью которых проявляется в существенной неэквидистантности магнитных подуровней в геомагнитном поле. Это позволяет выделить сверхузкие линии магнитного резонанса и использовать их для точных измерений внешнего магнитного поля и его вариаций. В технике атомных стандартов частоты традиционно используются изотопы цезия и рубидия.

В основе принципа работы подобных устройств лежит метод
двойного радиооптического резонанса (ДРОР), заключающийся в
одновременном воздействии на рабочий образец двух

электромагнитных полей – оптического диапазона, создающего оптическую ориентацию атомов, и зондирующего поля радиодиапазона. Данный метод получил широкое распространение после открытия А. Кастлером эффекта оптической накачки и изобретения Ф. Биттером оптического детектирования магнитного резонанса.

Дальнейшие исследования в этой области позволили решить
целый ряд задач по миниатюризации конструкции квантовых приборов,
в основном, за счёт отказа от СВЧ-резонатора, открывая новые
перспективы их применения, как в военных, так и в гражданских целях:
на автономных объектах, беспилотных летательных аппаратах и
спутниках, в местах, где синхронизация по внешнему

корректирующему, высокостабильному сигналу не представляется возможной.

Разработка подобных устройств и фундаментальные

исследования вызвали интерес к лазерным источникам накачки, имеющих достоинства высокого к.п.д. преобразования энергии и гибкости управления их спектральным составом. Стабилизация параметров лазерного излучения является одной из основных задач данного направления, поскольку любые флуктуации температуры и тока источника влекут за собой изменение интенсивности, частоты и моды

4 излучения, что, неизбежно, приводит к возникновению светового сдвига в квантовых устройствах. Проблема сохранения поляризации лазером особенно ярко проявляется в экспериментах с циркулярно-поляризованным светом, как например, в атомных часах на краевом резонансе, в которых из соображений увеличения контраста линии поглощения применяется указанный тип оптического возбуждения щелочных атомов.

Теория световых сдвигов, изложенная в фундаментальной работе В. Хаппера, показывает, что наблюдаемый в экспериментах с парами щелочных атомов световой сдвиг частоты радиооптического резонанса содержит в своём составе три компоненты - скалярную, векторную и тензорную, весовой вклад которых зависит от спектрального состава источника накачки и определяется типом магнитодипольного перехода в основном состоянии щелочного атома. Скалярная компонента светового сдвига 0 не зависит от определяемого углом ориентации вектора магнитного поля относительно направления света накачки, в то время как для векторной V и тензорной Т компонент подобная зависимость имеет место, что накладывает жёсткие требования фиксации этого угла в случае, когда значения Т, V и 0 оказываются соизмеримы по величине.

Подобная ситуация типична для варианта ламповой оптической накачки паров рубидия спектральной компонентой D1 - линии головного дублета, где расщепление возбуждённого состояния для атомов Rb87 превышает ширину линии поглощения и обеспечивает ведущую роль тензорной компоненты в интегральном световом сдвиге частоты радиооптического резонанса, и, как следствие – ориентационную зависимость частоты наблюдаемого резонанса.

Проблема светового сдвига при использовании лазерных источников накачки решена путём частотной модуляции линии излучения лазера относительно линии атомного перехода. Однако, как это показано в настоящей диссертации, нулевые значения светового и ориентационного сдвигов частоты достигаются при различных значениях расстройки частоты лазера, вне зависимости от типа щелочного атома и номера D-линии головного дублета. При этом, ориентационная погрешность для линии D2 в изотопе Rb85 оказывается на порядок меньше, чем в атомах Rb87 и значительно меньше, в сравнении с ориентационной погрешностью обоих изотопов при оптической накачке линией D1. Этот результат имеет определенное значение при технической реализации эффекта когерентного пленения населённостей (КПН), где, из соображений усиления контраста резонанса, отдают предпочтение лазерной накачке паров рубидия и

5 цезия на оптических переходах Di-линии, что, в свою очередь, неизбежно, приводит к проблемам ориентационной погрешности устройства.

При разработке малогабаритных атомных часов с лазерной накачкой возникает проблема минимизации ширины линии наблюдаемого резонанса, связанная с требованием увеличения плотности рабочего вещества для получения достаточно надёжного сигнала в миниатюрной поглощающей ячейке. Оригинальный способ борьбы со спинобменным уширением линии рабочего перехода связан с применением краевого магнитозависимого радиооптического резонанса. Однако, несмотря на существенный выигрыш в факторе качества подобного сигнала в сравнении с традиционным на 0-0 переходе, вопрос о неизбежном ориентационном сдвиге частоты усугубляется присутствием векторной компоненты светового сдвига.

Целью диссертационной работы является изучение ориентационной зависимости светового сдвига частоты радиооптического резонанса в различных щелочных атомах в условиях оптической накачки ламповым и лазерным источниками, применительно как к СВЧ магнитонезависимым переходам, так и к краевым резонансам.

Научная новизна. В работе впервые обнаружена и исследована ориентационная составляющая светового сдвига в атомных дискриминаторах на парах щелочных металлов, практикуемых в технике квантовых стандартов частоты. Так, например, несмотря на относительно слабую зависимость частоты 0-0 перехода от абсолютного значения внешнего магнитного поля, требование обеспечения постоянства угла Э между направлением света накачки и вектором внешнего магнитного поля оказывается абсолютно необходимым в условиях использования квантового дискриминатора на движущихся и вращающихся носителях. Как показано в диссертационной работе, в условиях ламповой оптической накачки паров рубидия с изотопическим фильтром, вариация угла Э в один градус даёт такое же относительное смещение резонансной частоты атомного перехода (Ю-12 ), что и 30% изменение рабочего магнитного поля напряженностью 0.8 А/м. При использовании лазерных источников накачки, удаётся реализовать нулевые значения светового и ориентационного сдвигов частоты рабочего перехода, но при различных значениях частотной расстройки лазера.

Практическая значимость. Результаты проведенных в диссертационной работе исследований позволяют сделать вывод, что стабильность частоты квантового дискриминатора радикальным образом зависит от ориентации вектора рабочего магнитного поля, относительно оптической оси устройства, причем это высказывание справедливо как

6 для краевого, так и для магнитонезависимого 0-0 перехода в парах щелочных металлов. Таким образом, требование обеспечения постоянства этого угла является абсолютно необходимым в условиях работы квантового дискриминатора вне стационарных объектов.

Основные положения, выносимые на защиту.

  1. В условиях лазерной оптической накачки паров Rb87 D2-линией головного дублета, ориентационный сдвиг частоты радиооптического СВЧ резонанса на 0-0 переходе между подуровнями сверхтонкой структуры основного состояния атомов существенно превышает его значение, наблюдаемое при той же мощности света накачки лампового источника.

  2. При использовании изотопического фильтра минимум ориентационного и светового сдвига частоты радиооптического СВЧ резонанса на 0-0 переходе в парах Rb87 достигается при различных спектрах накачки лампового источника.

  3. Абсолютные значения ориентационного светового сдвига радиооптического СВЧ резонанса на 0-0 переходе в щелочных парах Rb87, Rb85 и Cs133 зависят от величины разрешения энергоструктуры возбужденного состояния атомов и пропорциональны значению ядерного спина щелочного изотопа.

  4. Введение модуляции частоты лазера накачки позволяет подбором индекса и частоты модуляции осуществить одновременное онуление значений светового и ориентационного сдвигов частоты радиооптического СВЧ резонанса.

  5. При лазерной оптической ориентации паров Rb87 D2-линией головного дублета векторная компонента, может быть скомпенсирована скалярной составляющей светового сдвига при + поляризации света накачки.

Апробация работы и публикации. Материалы диссертационной работы доложены на следующих международных конференциях:

  1. Международный симпозиум по вопросам частоты, Новый Орлеан, США, 2016 (IEEE International Frequency Control Symposium 2016, New Orleans, Louisiana, USA, 2016).

  2. 12-ая международная школа-конференция "Spinus 2015 - Магнитный резонанс и его приложения", Санкт-Петербург, 2015, ноябрь.

  3. Восьмой симпозиум по вопросам стандартов частоты и метрологии, Потсдам, Германия, 2015 (8th Symposium on frequency standards and metrology, Potsdam, Germany).

  4. Европейский форум по вопросам частоты и времени, Невшатель, Швейцария, 2014 (European Frequency and Time Forum EFTF, Neuchatel, Switzerland, 2014).

  1. Объединённый американо-европейский симпозиум по контролю частоты и времени, Прага, Чешская республика, 2013 (Joint IEEE International Frequency Control Symposium and European Frequency Time Forum, Prague. Chech Republic, 2013).

  2. Европейский форум по вопросам частоты и времени, Гётеборг, Швеция, 2012 (European Frequency and Time Forum EFTF, Gothenburg, Sweden, 2012).

  3. VII Международная конференция «Фундаментальные проблемы оптики» (ФПО – 2012), Санкт-Петербург, Россия.

  4. Объединённый американо-европейский симпозиум по контролю частоты и времени, Сан-Франциско, Калифорния, США, 2011 (Joint Conference of the IEEE International Frequency Control Symposium and European Frequency and Time Forum 2011, San Francisco, California, USA).

  5. 40-ая международная научно-практическая конференция «НЕДЕЛЯ НАУКИ СПбГПУ», 2011.

  6. 39-ая международная научно-практическая конференция «НЕДЕЛЯ НАУКИ СПбГПУ», 2010.

  7. 38-ая международная научно-практическая конференция «НЕДЕЛЯ НАУКИ СПбГПУ», 2009.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 18 научных
работ, в т.ч.: 7 статей в рецензируемых научных журналах и изданиях,
из них 7 статей в научных журналах и изданиях, рекомендуемых ВАК
РФ, 8 статей по теме проведенного исследования в других журналах и
материалах российских и международных научно-технических

конференций, 3 патента на различные изобретения.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, четырёх глав, заключения, одного приложения и списка цитируемой литературы из 73 наименований. Материалы работы изложены на 119 страницах, включая 27 рисунков, 1 таблицу.

Применение ДРОР в квантовой магнитометрии и технике атомных стандартов частоты

При отстройке частоты радиополя от резонансного значения, в спектре регистрируемого сигнала появляется гармоника на частоте модуляции. Её фаза изменяется на 180 градусов при отстройке в область меньших или больших частот относительно атомного перехода (Рисунок 1.2). Это обстоятельство повсеместно используется в технике квантовых стандартов и магнитометров для реализации петли фазовой автоподстройки частоты радиополя в резонансное значение.

Помимо рассмотренного выше способа накачки циркулярно-поляризованным светом в щелочных атомах возможно создание неравновесной разности населённостей в основном состоянии при помощи, так называемой, селективной накачки неполяризованным светом. В этом случае, неполяризованный свет воздействует только на один из подуровней сверхтонкой структуры, и в результате выполнения правила отбора AF=±1, происходит перекачивание атомов на другой подуровень сверхтонкой структуры, а магнитные подуровни заселяются равновероятно. Намагниченность паров, при этом, отсутствует. Такой метод оптической накачки применяется, преимущественно, в КСЧ, где в качестве «эталонного» используется магнитонезависимый переход между магнитными подуровнями сверхтонкой структуры основного состояния с проекциями магнитного момента mF=0. Избирательность оптической накачки обычно реализуется либо за счет использования узкополосных лазеров, ширина линии которых значительно меньше расщепления сверхтонкой структуры, либо при помощи изотопической фильтрации света спектральной лампы.

На практике, сверхтонкие компоненты D-линий в спектре излучения щелочных атомов имеют примерно одинаковую интенсивность, таким образом, если не принять специальных мер, накачка таким излучением не приведет к изменению разности населенностей подуровней с mF=0.

Чтобы увеличить разность населенностей, нужно воздействовать с помощью оптической накачки на атомы, находящиеся лишь на одном из двух рабочих уровней. Например, свет должен воздействовать на подуровни с F=I+J, не влияя на подуровни с F=I-J, где J - полный механический момент электронной оболочки. В то же время, спонтанное испускание фотонов будет с равной вероятностью приводить эти атомы в состояния с F=I+J и F=I-J. Такой цикл поглощения и излучения при многократном повторении и большом времени релаксации приведёт к увеличению населённости всех состояний с F=I-J за счёт состояния с F=I+J, т.е. к увеличению разности населённостей подуровней 0-0 перехода. Подобную накачку можно осуществить, подбирая источник, в излучении которого содержится спектральная линия, совпадающая по частоте с одной из сверхтонких компонент D-линии излучения рабочего щелочного элемента. В частном случае, можно воспользоваться совпадением частот некоторых спектральных линий изотопов. Другим способом выделения спектральной линии, необходимой для эффективной накачки, является использование резонансных фильтров с парами щелочного элемента или интерференционных фильтров [23].

Лучшее совпадение некоторых сверхтонких компонент можно получить при использовании изотопов. Но даже в этом случае, вследствие неточного равенства частот спектральных компонент, нецелесообразно использовать лампу с парами одного изотопа для накачки паров другого изотопа. Более эффективную оптическую накачку паров Rb87 получают, предварительно пропуская излучение лампы, наполненной парами Rb87 через фильтр с парами Rb85. Причём температура фильтра примерно равна температуре лампы, благодаря чему плотность паров Rb85 достаточна велика для эффективной фильтрации. Сквозь фильтр пройдет лишь излучение, содержащее, главным образом, слабо поглощаемые парами Rb85 высокочастотные сверхтонкие компоненты резонансного оптического излучения Rb87, которые наиболее эффективны при оптической накачке паров Rb87. По сравнению с рубидием, для цезия и натрия оптическая накачка дает меньшую разность населенностей 0-0 перехода. В этом случае, разность населённостей достигается за счёт различного поглощения сверхтонких компонент излучения вследствие различия статистических весов g=2F+1 уровней с различными значениями F. Излучение, вызывающее переходы из состояний с F=I+J, поглощается сильнее, чем излучение, вызывающее переходы с F=I-J. В результате, в ячейке накапливаются атомы в состояниях с F=I+J, а разность населенностей подуровней 0-0 перехода увеличивается [23].

Таким образом, спектральный состав, сформированный на выходе подобного фильтра определяется степенью перекрытия линий поглощения фильтрующей ячейки и спектра излучения лампы, и зависит от их рабочих температур, давления рабочего вещества и буферных газов и множества других факторов, определяющих условия окружающей среды для щелочного атома.

Процессы релаксации, обусловленные взаимодействием атомов рабочего вещества между собой и со стенками поглощающей ячейки, снижают эффективность оптической накачки, а, следовательно, и амплитуду полезного сигнала.

Для повышения эффективности оптической накачки в камеру с парами щелочного металла добавляют инертный газ, который действует как буфер между атомами щелочного металла и стенками камеры. Введение буферного газа уменьшает число столкновений атомов щелочного металла со стенками, что способствует увеличению времени релаксации. Столкновения же атомов щелочного металла с атомами буферного газа не вызывают дезориентацию магнитных моментов первых, так как атомы инертных газов в основном состоянии 1S0 - диамагнитны, поэтому столкновения с ними не возмущают состояние 2S1/2 атомов щелочного металла.

Световой сдвиг энергетических подуровней щелочных атомов в условиях ламповой накачки с изотопическим фильтром

В соответствии с правилами отбора по полному моменту атома F, в энергетической структуре атома разрешены переходы с изменением механического момента F=0;±1. Таким образом, для атомов Rb85, Rb87 и Сs133 «открыто» 4 электро-дипольных перехода в пределах Dr линии и 6 в пределах D2-линии. Спектральный отклик вещества на монохроматическое воздействие представляет собой сумму откликов отдельных переходов. По указанной в предыдущем параграфе методике, были получены рабочие выражения для расчёта спектральных откликов щелочных атомов, записанные в терминах плазма-дисперсной функции.

Рабочие формулы для расчёта скалярной (2.18), векторной (2.19) и тензорной компонент (0-0 переход (2.20) и краевой - (2.21)) спектрального отклика светового сдвига энергоподуровней, соответствующих Dj-линии Rb87 имеют следующий вид: Shfi =-1.04а1,1-5.21а21+3.13а12+3.13а22 (2.18) SH = -1.95a1,1 +9.75а21 +5.85а12 +1.95а22 (2.19) ST0_0 = 0.64 1.1 -0.64а21 + 1.92а12 -1.92а22 (2.20) STEnd = 0.32а1.1 + 0.32а21 -1.92а12+1.92а22 (2.21) Аналогичный набор рабочих формул для расчёта скалярной (2.22), векторной (2.23) и тензорной компонент (0-0 переход (2.24) и краевой (2.25))был получен для Бг-линии: Shfs = -2а01 -5.02а1,1 -5.02а21+0.60а12 +3.01а22 +8.43а32 (2.22) SH = -7.52a0,1 -9.40a1,1+9.40a2,1+1.12a12+1.87a22 -10.47а32 (2.23) Sr0 0 =-2.46а01 +3.07а1,1 -0.61a21 + 0.37a12 -1.84a22 +1.48a32 (2.24) STEnd = 1.23a01 -1.54а1,1 +0.31a21 -0.37a12 +1.84a22 -1.48a32 (2.25) Рабочие формулы для расчета скалярной (2.26), векторной (2.27) и тензорной компонент (0-0 переход (2.28) и краевой - (2.29)) спектрального отклика светового сдвига энергоподуровней, соответствующих Dj-линии Rb85 имеют следующий вид: Shfs =137а22 + 4.81а32 -3.43а23 -2.75а33 (2.26) SH = -1.72a22 + 12.02а32 +8.58а23 +1.72а33 (2.27) ST0_0=0.84a22 -0.84а32 +1.68а23 -1.68а33 (2.28) STEnd =-0.84а22 +0.84а32 -2.10а23 +2.10а33 (2.29) По тому же алгоритму был получен набор рабочих формул для расчёта скалярной (2.30)(2.22), векторной (2.31) и тензорной компонент (0-0 переход (2.32) и краевой (2.33)) 02-линии: Shfs =3.58а12+4.64а22+3.71а32 -0.95а23 -3.3Ц3 -7.66а43 (2.30) SH = -3.35a12 -1.45а22 + 2.32а32+0.59а23 +0.52а33 -3.59а43 (2.31) ST0_0=-2.19a12+2.84a22 -0.65а32+0.46а23-2.03а33+1.56а43 (2.32) STEnd=2.19a12 -2.84а22+0.65а32 -0.58а23 +2.53а33 -1.96а43 (2.33) Рабочие выражения для расчёта скалярной (2.34), векторной (2.35) и тензорной компонент (0-0 переход (2.36) и краевой - (2.37)) спектрального отклика светового сдвига энергоподуровней, соответствующих Dj-линии Сs133 представлены ниже: Shfs = -2.31а33-6.93а43+5.39а34+3.85а44 (2.34) SH = -0.62a33 + 5.56a43 + 5.41a34 + 0.77a44 (2.35) ST0 0 =1.41a33 -1.41a43 + 2.36a34 -2.36a44 (2.36) STEnd=-1.77a331.77a43 -3.30a34+3.30a44 (2.37) Аналогичный набор рабочих формул для расчета скалярной (2.38), векторной (2.39) и тензорной компонент (0-0 переход (2.40) и краевой (2.41)) был получен для Бг-линии: Shfi =-5.99а23 -6.29а33 -4.49а43+1.63а34+4.89а44+10.24а54 (2.38) SH = -6.40a23 -1.68а33 +3.60а43+0.42а34+0.25а44-2.11а54 (2.39) ST0_0=-2.93a23+3.85a33 -0.92а43+0.71а34 -2.99а44+2.28а54 (2.40) STEnd =3.67а23 -4.81а33 +1.15а43 -а34 +4.19а44 -3.19а54 (2.41) Рабочие формулы применимы как для случая магнитонезависимого 0-0 перехода, так и для «краевого» СВЧ резонанса в условиях накачки циркулярно-поляризованным светом. Различие тензорных компонент спектральных откликов, в этом случае, обуславливается выбором магнито-дипольного перехода с подуровней магнитной структуры с различным значением проекции магнитного момента nif (2.16).

В качестве примера, на Рисунок 2.1 приведены графики спектральных откликов= для скалярной, векторной и тензорной компонент различных щелочных изотопов в функции отстройки лазера от средневзвешенной частоты электро-дипольного перехода для случая рабочей ячейки, при давлении буферного газа (Ne) 1 Торр. Отстройка от центральной частоты электродипольного перехода, ГГц Rb85. Из графиков следует, что скалярная и векторная компоненты – величины одного порядка, которыми, в большей степени, определяется сдвиг резонансной частоты. При определенных условиях оптической накачки, когда рабочее вещество поглощает циркулярно-поляризованный свет, создаются условия для взаимной компенсации скалярной и векторной компонент, что подтверждено экспериментальными данными (см. главу 4). Роль тензорной компоненты спектрального отклика, слабо отражается на интегральном световом сдвиге, однако, в случае накачки D1-линией, когда расщепление возбуждённого состояния достаточно велико, ее вкладом нельзя пренебрегать. Как показывает расчёт, в случае использования линии накачки D1 значения Т для магнитонезависимых СВЧ переходов могут значительно (в несколько раз) превышать величину скалярного сдвига частоты 0. Ситуация усугубляется ориентационной зависимостью векторной и тензорной компонент от угла между направлением света накачки и рабочим магнитным полем. Результаты экспериментального исследования подобного эффекта в условиях накачки широкополосным ламповым источником и узкополосным лазером приведены в главе 3.

В случае оптической накачки неполяризованным светом, как это реализуется при использовании спектральной лампы, заполненной парами того же щелочного изотопа, что и в рабочей ячейке, векторная компонента спектрального отклика отсутствует и световой сдвиг определяется суммой скалярной и тензорной компонент.

Результаты исследований светового сдвига в условиях ламповой оптической накачки паров рубидия с использованием изотопического фильтра

Необходимость учёта разнообразных факторов, влияющих на динамику светового сдвига резонансной частоты щелочных паров в эксперименте, предопределяет создание такого макета квантового устройства, который бы позволял провести корректный учёт этих факторов (таких, как вариации спектрального контура линии накачки, изменение параметров изотопического фильтра и ориентация рабочего магнитного поля и т.п.) при оценке наблюдаемого эффекта. В наибольшей степени таким требованиям отвечает схема лабораторной установки, предусматривавшая реализацию следующих её функций: 1. Селективная оптическая накачка паров рубидия лазерным и ламповым источником с использованием изотопического фильтра. 2. Магнитное экранирование внешних магнитных помех и градиентов лабораторного магнитного поля. 3. Работа в различных режимах детектирования радиооптического резонанса в оптически ориентированных атомах рабочего вещества, подразумевающая контроль как продольной, так и поперечной макроскопической намагниченности в условиях магнитного резонанса. 4. Фиксирование вариаций рабочего магнитного поля системой двух квантовых магнитометров с лазерной оптической накачкой атомов рубидия, помещённых в камеру поглощения с антирелаксационным покрытием.

В соответствии с указанными функциями для выполнения экспериментальной части диссертационной работы было разработано и изготовлено три лабораторных макета квантового дискриминатора, с помощью которых проводились измерения светового и ориентационного сдвига частоты при различных условиях оптической накачки в щелочных атомах: Макет 1 (Рисунок 3.1), в котором использовался принцип изотопической фильтрации света для осуществления селективной оптической накачки паров Rb87, находящихся в малогабаритной стеклянной кювете, заполненной буферным газом. Макет 2, показанный на Рисунок 3.2, в котором качестве источника накачки использовался промышленный лазер с внешним резонатором.

Селективность оптической накачки обеспечивалась за счёт малой ширины линии спектра излучения лазера ( 500 кГц). В конструкции установки были предусмотрены различные способы вариации параметров оптического излучения, таких, как частота, интенсивность и поляризация, и предприняты меры по стабилизации частоты излучения лазера.

Экспериментальная установка для регистрации светового и ориентационного сдвига частоты в условиях ламповой накачки. Рисунок 3.2 - Экспериментальная установка для регистрации светового сдвига в парах щелочных атомов в условиях лазерной накачки. Макет 3 (Рисунок 3.3) представлял собой систему двух квантовых магнитометров с лазерной накачкой, один из которых фиксировал СВЧ магнитозависимый переход между сверхтонкими подуровнями основного состояния с экстремальными значениям проекции магнитного квантового числа), другой – низкочастотный – был построен по принципу спинового генератора, работавшего на средневзвешенной частоте магнитодипольных переходов между соседними зеемановскими подуровнями. Подобная схема тандема магнитометров с единым оптическим трактом и общей камерой поглощения позволила проследить влияние отдельных компонент светового сдвига частоты на долговременную стабильность квантовых магнитометров. Рисунок 3.3 - Экспериментальная установка для аналитического исследования корреляции сигналов двух квантовых магнитометров на парах Rb87.

Как было отмечено в главе 2, световой сдвиг частоты ДРОР, связанный с действием нерезонансных компонент в спектре оптической накачки и вычисляемый как свёртка функций спектрального отклика рабочего вещества и форм-фактора линии накачки, зависит как от интенсивности оптической линии, так и от смещения её центра относительно максимума линии поглощения. Применительно к оптической накачке ламповым спектральным источником эти параметры определяются несколькими факторами, среди которых следует отметить интенсивность излучения лампы накачки, соотношение используемых в рабочих кюветах буферных газов, а также зависящую от температуры степень перекрытия спектров излучения лампы и поглощения фильтрующей ячейки.

Макет экспериментальной установки, предназначенный для измерения ориентационного и светового сдвига частоты в условиях ламповой накачки состоял из двух основных частей – это оптический тракт, включающий в себя источник излучения, оптические элементы, фильтрующую и рабочую ячейки, помещенные в термостат и магнитный экран с коэффициентом ослабления 100; и схемы детектирования: узкополосного усилителя фототока, синхронного детектора, опорного кварцевого генератора (ОКГ), управляемого напряжением, СВЧ-генератора, стабилизированного по частоте ОКГ, вспомогательного генератора НЧ, вырабатывающего модулирующие сигналы, и счётчика-частотомера, регистрирующего выходную частоту ОКГ. Принцип работы лабораторной установки основан на методе ДРОР, который подробно описан в главе 1.

СВЧ-сигнал на частоте 6,834 ГГц для детектирования радиооптического резонанса создавался СВЧ-генератором Agilent N5183A, для которого задающим генератором являлся управляемый кварцевый генератор-термостат. Полученный сигнал мощностью 1 мВт поступал в согласованный волноводный тракт и, затем в рупорную антенну. Таким образом, в объёме резонансной ячейки формировалось СВЧ-поле на частоте атомного перехода.

Источником НЧ модулирующего сигнала, поступающего на вход модуляции СВЧ-генератора, являлся НЧ-генератор сигналов Agilent 33509B, формирующий синусоидальный сигнал на частоте 81 Гц. Этот же сигнал использовался для синхронного детектирования атомного резонанса.

Избирательный усилитель фототока был разработан и изготовлен на основе малошумящего операционного усилителя. Сопротивление преобразования ток-напряжение по постоянному току составляло 10 Ком. Фотодиод ФД-7 включен по схеме без смещения. Таким образом, при чувствительности фотодетектора ФД-7 в ближнем ИК диапазоне 0.3А/Вт, мощность излучения лампы составляла 100 мкВт, для лазерного излучения 500 – 1000 мкВт.

Многоканальный промышленный блок управления температурой, позволял поддерживать температуру лампы, рабочей и фильтрующей ячеек с точностью 0.1С в диапазоне от 40 до 120 С.

Блок управления магнитным полем, представлял собой трёхканальный стабилизированный источник тока, который при помощи системы катушек Гельмгольца, обеспечивал вариацию величины магнитной индукции в 3-х плоскостях.

Регистрация светового сдвига осуществлялась по изменению показаний счетчика-частотомера Pendulum СNT-85R, отличающегося наличием встроенного рубидиевого стандарта частоты, используемого в качестве прецизионного опорного источника. Частотомер был подключен к ПК с установленной на шину PСI платой АЦП, где измеренные данные обрабатывались в программе LABView.

Методика эксперимента подразумевала измерение резонансной частоты перехода в условиях изменения спектра оптической накачки (его интенсивности и смещения). Манипуляция спектром накачки осуществлялась путем варьирования температуры ячейки-фильтра, что приводило к изменению степени перекрытия спектра излучения лампы и спектра поглощения фильтрующей ячейки. Одновременно с этим производилось периодическое ослабление света накачки при помощи нейтрального фильтра с коэффициентом пропускания около 50% и интерференционного фильтра, позволяющего подавить Dj-линию головного дублета в 6 раз, по отношению к естественному соотношению Di к 02-линий, как 2 к 3. Световой сдвиг регистрировался на мониторе персонального компьютера при фиксированном изменении интенсивности света накачки с помощью нейтрального и интерференционного фильтров и изменении угла ориентации рабочего магнитного поля ( 1 мкТл) от Є = 0 до Є = 90. Пример характерной экспериментальной зависимости светового и ориентационного сдвигов от температуры фильтрующей ячейки для случая ламповой оптической накачки представлен на Рисунок 3.4.

О компенсации светового сдвига частоты радиооптического СВЧ краевого резонанса в щелочных атомах с лазерной накачкой

Как отмечалось в главе 1, световые сдвиги частоты радиооптического резонанса являются одним из основных источников погрешностей современных квантовых устройств с оптической накачкой на парах щелочных металлов [10]. К числу исключений следует отнести щелочно-гелиевые магнитометры [21], в которых используется явление спинового обмена между оптически ориентированными атомами щелочного металла и атомами гелия-4 в 23S1 состоянии, а также СТС магнитометр, измеряющий частоты СВЧ переходов между двумя симметричными парами магнитных подуровней основного состояния щелочных атомов [65, 44]. Что же касается ординарных квантовых стандартов частоты с оптической накачкой, то проблема светового сдвига здесь решается подбором оптимального температурного режима ячейки фильтра, а в случае использования лазера – путем жесткой привязки его частоты к линии атомного перехода. В условиях лазерной накачки, для уменьшения светового сдвига используют частотную модуляции линии излучения лазера относительно линии атомного перехода [11]. При этом изменение спектра излучения лазера приводит к тому, что нерезонансные компоненты этого спектра вызывают разнонаправленный сдвиг энергоподуровней основного состояния атомов рабочего вещества, что, в конечном итоге, онуляет его среднее значение в широком диапазоне перестройки длин волн излучения лазера. Однако при этом упускается из виду принципиальный для практических приложений фактор зависимости частоты СВЧ резонанса от угла между направлением распространения света накачки и вектором рабочего магнитного поля. В настоящей главе представлены аналитические результаты исследований, позволяющих минимизировать влияние этого фактора на частоту резонанса при использовании указанной модуляционной методики в условиях как ламповой, так и лазерной оптической накачки. Характерной особенностью применения этой методики, как следует из работы [58], является различие расстройки частоты лазера накачки, при которых достигается нулевые значения светового и ориентационного сдвигов частоты вне зависимости от типа щелочного атома и номера D-линии головного дублета. В главе рассмотрен также вопрос о возможности компенсации светового сдвига частоты СВЧ радиооптического краевого резонанса, наблюдаемого в оптически ориентированных парах щелочных металлов на магнито зависимых магнитодипольных переходах между энергетическими подуровнями сверхтонкой структуры основного состояния атомов [60].

Об использовании модуляционной методики для подавления светового сдвига частоты радиооптического резонанса в условиях лазерной оптической накачки впервые упоминается в работе [11], где путём подбора индекса модуляции достигнуто существенное уменьшение крутизны зависимости светового сдвига от частоты и интенсивности излучения лазера в области центра линии поглощения. Ориентационный сдвиг частоты радиооптического резонанса напрямую связан с действием различных компонент светового сдвига, векторная и тензорная составляющие которого определяются вероятностями электродипольного перехода, зависящими от ориентации рабочего магнитного поля относительно направления распространения света накачки. Таким образом, весьма логичным представляется использование подобного метода и для подавления ориентационного сдвига частоты СВЧ резонанса в атомах различных щелочных металлах. Результаты соответствующих исследований приведены в работе [11, 66] и изложены в настоящей главе применительно к изотопам рубидия, калия и цезия, наиболее часто используемые в практике 2 радиооптического резонанса. Расчёт величины светового и ориентационного сдвига, а так же определение оптимальных, с точки зрения его минимизации, параметров оптической накачки, проводился на основе математического формализма, описанного в главе 2. При этом форма контура линии излучения в условиях частотной модуляции лазерного источника (зависящая от несущей частоты лазера, индекса и частоты модуляции, а также ширины линии излучения лазера) аппроксимировалась следующей суммой допплеровских контуров с весовыми множителями, пропорциональными квадрату функции Бесселя (до 3-го порядка): 5(1,Ш)2 где - ширина линии излучения лазера, со - частота излучения лазера, со0 - частота атомного перехода, на который настроен лазер, сом- частота модуляции лазера, т - индекс частотной модуляции лазера, B(n, т) - функция Бесселя и-ого порядка.

Для указанных щелочных атомов выполнялся расчёт спектральных откликов для вариантов накачки линиями Д и Д с подуровней сверхтонкой структуры основного состояния атомов с полными моментами F и F+1 для различных частот и индексов модуляции. Расчётные характеристики светового и ориентационного слвигов частоты от частотной расстройки лазера при сверхтонкой оптической накачке D2-линией из основного состояния щелочных атомов представлены в главе 2, на Рисунок 2.7.

Форм-фактор линии накачки частотно-модулированного источника вычислялся для различных ширин линии (1 – 100 МГц), частоты модуляции лазера (100-500 МГц) и индексов модуляции (0 – 3). Такой выбор параметров накачки обусловлен сходством с параметрами полупроводникового лазера, используемого в эксперименте, а также соображениями максимальной эффективности накачки, при которой выбор частоты и индекса модуляции обусловлен требованием ограничения спектра излучения лазера в пределах линии поглощения атомов рабочего вещества ( 1 ГГц). В наибольшей степени этим условиям соответствуют полупроводниковые лазеры с внешним резонатором и полупроводниковые лазеры с вертикальным резонатором (VCSEL), Последние имеют ряд достоинств (малая расходимость излучения, симметричная диаграмма направленности, низкие пороговые и рабочие токи) позволяющие использовать подобные источники в малогабаритных квантовых устройствах.